/
Текст
и * л
Издательство
иностраиной
литературы
*
FERROMAGNETISM
by
RICHARD M. BOZORTH
Member of the Technical Staff
BELL TELEPHONE LABORATORIES, I nc.
D. Van Nostrand Company, Inc,
TORONTO-NEW YORK—LONDON
1951
Р. Б О 3 О Р Т
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ
Перевод с английского
Под редакцией
Е. И. К О Н Д О Р С К О ТО
и
Б. Г. ЛИВШИЦА
1956
ИЗДАТЕЛЬСТВО
ИНОСТРАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ
Москва
АННОТАЦИЯ
Книга Бозорта «Ферромагнетизм» представляет собой фундамен-
тальную монографию, в которой последовательно рассматриваются
все основные имеющие практическое значение результаты совре-
менного учения о ферромагнетизме. В простой и наглядной форме
изложены теоретические представления о важнейших явлениях
и процессах, происходящих в ферромагнитных металлах и спла-
вах; большое место занимает описание многочисленных магнитных
сплавов, их свойств, характеристик, диаграмм фазового равновесия,
методов получения, обработок и т. п. Книга снабжена обширной
библиографией.
Книга рассчитана на физиков—научных работников и инжене-
ров, как занимающихся исследованиями в области ферромагнетиз-
ма, так и имеющих дело с производством и применением магнит-
ных материалов. Она может также служить хорошим пособием
аспирантам и студентам, изучающим магнетизм и физику металлов.
Редакция литературы по физике.
Заведующий редакцией—проф. А. А. СОКОЛОВ
ОТ ИЗДАТЕЛЬСТВА
В период с 23 по 31 мая 1956 г. в Москве происходила конференция по
физике магнитных явлений, организованная АН СССР, в которой наряду с дру-
гими иностранными учеными принимал участие и автор настоящей книги
д-р Р. Бозорт; эта конференция дала возможность редакторам русского пере-
вода лично познакомиться с автором и во время одной из встреч детально обсу-
дить некоторые положения, изложенные автором в его книге.
В заключение имевшей место беседы автор сказал, что ему, естественно,
было приятно узнать о переводе его книги на русский язык. Далее автор ска-
зал, что как участник указанной конференции он имел удовольствие встретить-
ся со многими советскими учеными, которых знал по их работам в течение мно-
гих лет, в том числе с проф. Е. И. Кондорским и проф. Б. Г. Лившицем, редак-
торами русского перевода его книги, которые очень внимательно прочли ее
и обнаружили и исправили ряд ошибок (впрочем, некоторые из них уже были
исправлены во втором американском издании). Автор отметил также, что после
выхода американского издания было выполнено много новых работ по магне-
тизму, в частности, по антиферромагнетизму, ферритам, ферромагнитному
резонансу и доменной структуре; обзоры достижений в этой области были
опубликованы Ногамийя, Иосида, Кубо, Гортером, Киттелем, а также им
самим. Кроме того, доступность жидкого гелия дала возможность изучать
магнитные свойства многих новых соединений при низких температурах.
Автор выразил надежду, что его книга в какой-то мере будет способство-
вать развитию учения о магнетизме.
ПРЕДИСЛОВИЕ
Монография Бозорта «Ферромагнетизм», вышедшая в 1951 г., охватывает
весьма широкий круг вопросов, относящихся к этому разделу физики.'Как ука-
зывает в своем предисловии автор, материал книги можно разделить на две
части: одна посвящена описанию магнитных материалов, другая—явлениям,
связанным с процессами намагничивания, и физической природе этих явлений.
Такое разделение отражает содержание и характер развития учения о ферро-
магнетизме, явившегося результатом совместной работы физиков и металлургов.
В начале книги (гл. I и II) определяются магнитные величины, характери-
зующие ферромагнитные вещества, приводятся основные сведения об изготов-
лении магнитных металлов и сплавов.
Далее (гл. II—IX) приводятся многочисленные сведения об изготовлении,
структуре и свойствах металлов и сплавов. При этом автор, рассматривая эту
область весьма полно, описывает не только сплавы, имеющие практическое
значение. В большинстве случаев автор строит изложение на рассмотрении
диаграмм фазового равновесия и приводит много таких диаграмм. Описана
кинетика структурообразования и связь между свойствами и структурой.
Автор приводит данные об атомном строении металлических фаз и ферритов,
полученные из рентгеноструктурного анализа.
В гл. X—XVIII изложены физические принципы современной теории маг-
нитных явлений. Особенно подробно обсуждается роль магнитной анизотропии,
магнитострикции, напряжений и неоднородности структуры в процессах тех-
нического намагничивания и влияние этих факторов на магнитные свойства.
В гл. XVIII излагаются основные вопросы магнитодинамики.
В последней, гл. XIX, описываются методы измерения магнитных свойств.
В конце монографии приведена подробная библиография оригинальных
статей и книг, включающая и работы советских авторов.
Основные особенности книги состоят в следующем:
1. В ней наиболее полно по сравнению с другими монографиями представ-
лены экспериментальные данные, относящиеся к ферромагнитным металлам
и сплавам. Она содержит также обширный материал, касающийся состава
и обработок магнитных материалов и фазовых превращений в них.
2. При изложении современных представлений о природе ферромагнетизма
в первую очередь дается физическая картина явлений и процессов, что делает
книгу доступной и полезной широкому кругу физиков и инженеров и в значи-
тельной мере способствует пониманию тех факторов, которые обусловливают
магнитные свойства материалов.
При редактировании перевода в ряде случаев устранены ошибки и даны
примечания, уточняющие отдельные места текста; в них также указаны неко-
торые работы советских и иностранных ученых, не попавшие в приведенную
автором библиографию.
Гл. I и гл. X—XIX переводились под редакцией Е. И. Кондорского,
гл. II—IX—под редакцией Б. Г. Лившица.
Е. И. Кондорский.
Б. Г. Лившиц.
ИЗ ПРЕДИСЛОВИЯ АВТОРА
Материал этой книги содержит основные сведения, полезные для широ-
кого круга сотрудников фирмы Белл, соприкасающихся в своей работе с во-
просами ферромагнетизма. Книга рассчитана на три основные категории чита-
телей: 1) физиков, занимающихся исследованием природы ферромагнитных
явлений, 2) физиков, разрабатывающих новые магнитные материалы, и 3) инже-
неров, интересующихся свойствами и поведением магнитных материалов,
применяемых в различных устройствах и приборах. В книге наряду с вопро-
сами физики излагаются сведения и данные из области металлургии, химии
и электротехники.
Книга состоит из двух частей: одна часть посвящена описанию свойств
магнитных материалов, а другая—природе магнитных явлений. Эти два раз-
дела ферромагнетизма объединены в одной книге, так как нам кажется, что
каждый из них необходим для развития другого: физик нуждается в данных
практики, а инженер должен понимать законы, которым подчиняется исполь-
зуемый им материал. При обсуждении свойств магнитных материалов изло-
жение носит в основном описательный характер и не содержит математиче-
ских выкладок; в теоретической части главное внимание уделено физической
сущности рассматриваемых явлений. Во многих случаях описывается только
общий ход математического анализа и его результаты; эти места читатель
может рассматривать как задачи и при желании сам проделать опущенные
преобразования.
По мнению автора, изложение вопросов, подобных тем, которым посвя-
щена эта книга, как правило, облегчается при увеличении—по сравнению
с обычным—количества рисунков и числа подразделов текста. В соответст-
вии с этим среднее число рисунков в книге доведено почти до 0,9 на страницу.
Автор считает, что книга много выиграла благодаря тому, что несколько
ведущих физиков прочитали ее еще в рукописи и сделали ряд критических
замечаний. Мак-Кихан (Йельский университет) прочел рукопись полностью
и предложил много существенных изменений. Дополнительные сведения
и критические замечания по главам, посвященным магнитным материалам,
были получены от Чегвиддена и Ашворта. Вторая половина книги была цели-
ком прочитана Киттелем, а отдельные ее- части—Дарроу и Вильямсом; все
они сделали ценные замечания. Глава IV, посвященная железо-кремнистым
сплавам, была значительно дополнена данными, полученными от Коула («Арм-
ко стал корпорейшн»), Моррилла («Дженерал электрик») и Стокера («Карнеги
Иллинойс стал корпорейшн»), а также Грейнера (фирма Белл) и Визе («Ин-
тернейшнл никел компани»), которые любезно предоставили информацию о
производстве, применении и свойствах никеля (гл. VIII).
Глава IX о постоянных магнитах была улучшена благодаря критическим
замечаниям Рудера, Гейслера и Мартина («Дженерал электрик») и Несбита
и Чегвиддена (фирма Белл).
Замечания по вопросу изготовления магнитных материалов были сде-
ланы Скаффом, Венни и Таунсендом. Гольдман (Технологический институт
8
ИЗ ПРЕДИСЛОВИЯ АВТОРА
Карнеги) прочел гл. XII, Барнет (Калифорнийский технологический инсти-
тут)—часть гл. X. Оуэнс и Легг обсудили гл. XVII, а Максвелл и Брокман—
описание свойств ферритов. Значительное количество лиц любезно предоста-
вило мне не опубликованные ранее данные—все эти случаи особо отмечены
в тексте. Некоторые рисунки воспроизведены, с любезного разрешения
издателей, из статей автора в журналах «Physical Review» и «Journal of App-
lied Physics» и в «Британской энциклопедии».
При написании книги были широко использованы работы Беккера и До-
ринга (R. Becker and W. D б г i n g, Ferromagnetismus, Berlin, 1939),
Стонера (E. Stoner, Magnetism and Matter, London, 1934), а также обзоры
Ауверса (О. A u w е г s, Gmelin’s Handbuch der anorganischen Chemie, Eisen,
Teil 2, Berlin, 1936) и Хансена (M. Hansen, Der Aufbau der Zweistoffle-
gierungen, Berlin, 1936).
В заключение я считаю своим приятным долгом выразить признатель-
ность д-ру Бакклею и проф. Мак-Кихану, под руководством которых я при-
ступил к изучению магнетизма и сделал первые шаги в этой области.
В книге подобного рода неизбежны ошибки; возможно также, что пропу-
щены отдельные работы, заслуживающие внимания. Автор надеется на сни-
схождение читателей и просит указать ему все замеченные недостатки.
Мэррей Хилл, Нью-Джерси, Ричард М. Бозорпъ
январь 1951
ГЛАВА I
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
С древнейших времен до наших дней при знакомстве с магнитными явле-
ниями в первую очередь обращает на себя внимание взаимное притяжение,
существующее между такими телами, как, например, железо или магнитный
железняк. Если опустить намагниченное тело в железные опилки, то они
соберутся на нем главным образом в местах, называемых полюсами и на-
ходящихся обычно вблизи концов магнита (фиг. 1).
Понятие полюса весьма удобно для введения двух основных понятий:
напряженности магнитного поля и намагниченности.
В настоящей главе излагаются основные представления, связанные с фер-
ромагнетизмом, но определения в нее не включены. Некоторые определения
Фиг. 1. Железные опилки наиболее сильно притягиваются к маг-
ниту у его полюсов.
предусмотрены соответствующими стандартами1). В предлагаемой книге
при изложении материала наряду с системой CGSM автор пользуется практи-
ческой системой единиц.
Магнитное поле. Магнит притягивает к себе железные предметы, даже
не находясь в соприкосновении с ними. Считают, что такое действие на рас-
стоянии объясняется существованием в пространстве, окружающем магнит,
магнитного поля. Железные опилки, внесенные в магнитное поле, распола-
гаются вдоль линий; эти линии (фиг. 2) сходятся у полюсов магнита и пока-
зывают направление, которое приняла бы помещенная в данную точку малень-
кая компасная стрелка.
Полюсы воздействуют друг на друга: разноименные—северный и южный—-
притягиваются, а одноименные отталкиваются. Сила взаимодействия изме-
няется обратно пропорционально квадрату расстояния между полюсами.
Удобно ввести понятие о «магнитном заряде» полюса. За единицу магнитного
заряда принимается такой заряд, который на расстоянии 1 см отталкивает
равный ему по* величине заряд того же рода с силой 1 дина, причем предпо-
лагается, что заряды находятся в пустоте. Пользуясь понятием магнитного
заряда, можно определить напряженность магнитного поля Н. За единицу
напряженности магнитного поля (эрстед) принимается напряженность поля
1) В СССР: ОСТ ВКС 5578, 7082, 6896. В США: см. работы! 1311, 1596].—Прим. ред.
10
ГЛАВА I
единичного магнитного заряда на расстоянии 1 см от него. Магнитное поле
может быть создано не только постоянными магнитами, но также и электри-
ческими токами. Исходя из способа создания магнитного поля электриче-
скими токами, можно дать независимое определение единицы напряженности.
(В рационализованной системе MKS, которая здесь не используется, единицей
напряженности является 1 ампервиток!м, равный 4ти-10~3 эрстед.)
' Напряженность магнитного поля является величиной векторной. Вектор
напряженности в каждой точке считается направленным так, как двигался
Фиг. 2. Железные опилки располагаются вдоль силовых линий магнит-
। ного поля группы магнитов.
бы одиночный северный полюс, помещенный в эту точку; иначе говоря, направ-
ление напряженности в точке поля указывается северным концом компасной
стрелки, помещенной в эту точку.
Намагниченность и магнитная индукция. Для описания магнитных свойств
материалов необходимо иметь количественную характеристику намагничива-
ния. Такой характеристикой является намагниченность. Пусть однородно
намагниченный стержень имеет длину I и поперечное сечение а и пусть на од-
ном его конце находится т зарядов одного знака, а на другом—т зарядов
противоположного знака (фиг. 3). Тогда намагниченность 1=т!а, где а—
площадь поперечного сечения образца.
Фиг. 3.
Легко показать, что I представляет
собой также магнитный момент еди-
ницы объема материала. Действитель-
но, магнитным моментом М называется
произведение магнитного заряда полю-
са на расстояние между полюсами
l(M = ml). Если объем образца v=al,
то магнитный момент единицы объема
l=M!v.
Фарадей ввел понятие о замкнутых линиях индукции. Направление
и концентрация линий индукции определяют направление и величину магнит-
ного потока. Линии индукции выходят из намагниченного тела у его северного
полюса в окружающее пространство, входят в тело у южного полюса и прохо-
дят внутри материала от южного полюса обратно к северному, образуя зам-
кнутую петлю.
Полное число линий идукции, проходящих нормально через некоторое
сечение, называется потоком в этом сечении. Плотность магнитного потока,
или магнитная индукция (В), равна потоку через элемент поверхности, пло-
щадь которого равна единице. Магнитная индукция, напряженность и намаг-
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
11
Фиг. 4. Кривая намагничивания (сплошная
линия) и петля гистерезиса (пунктир).
P4) = tgai; Hm=tga2; pLA=tga3.
ниченность связаны следующим соотношением:
•В = Я + 4тс/.
Если направления Н и I не совпадают, то индукция определяется вектор-
ной суммой. Коэффициент 4тс перед I обусловлен тем, что поток через сферу
единичного радиуса, описанную около единичного заряда, равен 4тс. Путь ли-
ний индукции в воздухе можно
проследить с помощью железных
опилок, как показано на фиг. 2.
В системе единиц CGSM
единица магнитной индукции
носит название гаусс. (Единица
индукции в рационализованной
системе MKS, вебер/м2, равна
10~4 гаусс.)
Магнитную индукцию В
можно определить независимым
способом через электродвижу-
щую силу, возникающую в про-
воднике при его движении в поле
относительно линий индукции;
при таком способе намагничен-
ность I выводится из В и Н.
Кривые намагничивания и
магнитной проницаемости. Если
ненамагниченный железный об-
разец расположить вблизи маг-
нита или внести в магнитное поле
электрического тока, то он на-
магничивается. Намагничивание
материала во внешнем поле описывается кривой, представляющей намагничен-
ность I или индукцию В в образце как функцию напряженности внешнего
поля Н. Эти кривые, с которыми мы еще много раз встретимся, имеют фунда-
ментальное значение при описании магнитных свойств материалов. На фиг. 4
представлена кривая намагничивания железа (сплошная линия).
Поведение ферромагнетика в магнитном поле характеризуется также кри-
вой магнитной проницаемости и петлей гистерезиса. Отношение магнитной
индукции к соответствующему значению напряженности (В/Н) называется
магнитной проницаемостью (р). Оно характеризует относительное
потока, вызванное внесением в поле магнитного материала1).
При построении кривых проницаемости за независимую переменную может
приниматься одна из следующих величин: Я, В (фиг. 5), В—Н или I.
Во всех случаях проницаемость возрастает от некоторого конечного на-
чального значения (начальная проницаемость не равна нулю) до максимума
(максимальная проницаемость), а затем убывает сначала быстро, а потом
медленнее, стремясь к единице (р,фО). Значение В—тс I при бесконечном
увеличении поля достигает некоторого постоянного конечного значения—
индукции насыщения (Вч); поэтому, когда р- изображается в функции (В—Н),
то кривая проницаемости обрывается на некотором конечном расстоянии от
начала координат.
Петля гистерезиса. Если напряженность внешнего поля сначала возра-
стает от нуля до некоторого высокого значения, а затем снова снижается,
как показано стрелками на фиг. 4, то изменение индукции не повторяет перво-
увеличение
*) Как известно, в рационализованной системе MKS проницаемость пустоты равна
4тс- Ю“7 (вебер!м2) /(ампервиток!м).
12
ГЛАВА I
начальной кривой, а «отстает» от напряженности. При этом ход индукции
представляется характерной кривой (пунктирная кривая на фиг. 4), получив-
шей название петли гистерезиса. Само явление носит название гистерезиса
(Юинг). В том случае, когда петля гистерезиса симметрична относительно на-
чала координат, величина //, соответствующая В=0, называется коэрцитивной
силой (Нс) и часто используется для характеристики магнитных свойств мате-
риала. Значение индукции на петле гистерезиса при Я=0 называется оста-
точной индукцией (В^.
Ферромагнетизм, парамагнетизм и диамагнетизм. Материалы, обладаю-
щие магнитными свойствами, подобными свойствам железа (например, никель,
кобальт и многочисленные сплавы этих металлов), называются ферромагнети-
ками. К более многочисленному классу материалов—парамагнетикам.—отно-
сятся вещества, проницаемость которых лишь не намного превосходит единицу.
Фиг. 5. Кривые проницаемости для железа.
а—р. в зависимости от Н; б—р. в зависимости от В.
У большинства парамагнетиков р. заключено в пределах от 1,000 до 1,001.
Однако вблизи 0°К проницаемость может быть более высокой.
Как правило, у парамагнетиков не обнаруживается магнитного гистерези-
са; их проницаемость не зависит от внешнего поля и либо совсем не зависит от
температуры, либо убывает с повышением температуры. Парамагнитными
являются многие соли железа, редкоземельные элементы, металлы группы пла-
тины и палладия, натрий, калий, кислород и ферромагнетики при температуре
выше точки Кюри (см. ниже). Парамагнитными свойствами могут обладать
как твердые тела, так и жидкости и газы.
В диамагнитных веществах намагниченность направлена противоположно
внешнему полю, поэтому их проницаемость несколько меньше единицы. Буду-
чи внесены в сильное магнитное поле, они отталкиваются по направлению
к области более слабого поля. Диамагнитными являются многие металлы
и большинство неметаллов.
Для описания магнитных свойств парамагнитных и диамагнитных матери-
алов наиболее удобной характеристикой является не проницаемость, а воспри-
имчивость. Восприимчивость является мерой изменения намагниченности
вещества под действием внешнего поля и определяется следующим соотноше-
нием:
I
н
или ему эквивалентным
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
13
У диамагнетиков восприимчивость отрицательна; для висмута она равна
—0,000013. Ферромагнетики могут иметь восприимчивость порядка 1000 и более
(отмечены значения до 10 000). Значения восприимчивости приводятся в гл. XI.
Иногда весьма трудно провести четкую границу между ферро- и парамаг-
нитными веществами. Характерными признаками ферромагнетиков являются
зависимость проницаемости от напряженности внешнего поля и от предшествую-
щего магнитного состояния (гистерезис); достижение конечного значения на-
магниченности при бесконечном увеличении поля (насыщение); наличие об-
ластей спонтанного намагничивания, т. е. существование даже в ненамагничен-
ном (макроскопически) веществе малых областей, магнитный момент которых
сравним с моментом материала при насыщении; существование точки Кюри,
т. е. температуры, выше которой материал теряет все перечисленные выше
свойства (см. фиг. 17 и 19).
На практике к ферромагнетикам можно отнести все материалы с проница-
емостью, большей 1,1. С точки зрения молекулярной теории, магнитные моменты
атомов в ферромагнетике устанавливаются параллельно друг другу, преодоле-
вая действие теплового движения. У некоторых материалов межатомные силы
действуют так, что магнитные моменты соседних атбмов направлены антипа-
раллельно; это явление называется антиферромагнетизмом и также характе-
ризуется наличием гистерезиса и точки Кюри. Ввиду того что проницаемость
антиферромагнетиков весьма низка, их относят к парамагнитным веществам.
В широком понимании (по Фарадею) класс парамагнетиков включает
в себя также и ферромагнитные материалы, поскольку проницаемость послед-
них больше единицы. Однако чаще (что принято и в настоящей работе) ферро-
магнетики выделяются в особый класс. Любой материал по своим магнитным
свойствам может быть отнесен к одному из трех названных классов.
Виды проницаемости. Отношение индукции к напряженности поля (В/Н),
если точка В лежит на основной кривой намагничивания, называется нормаль-
ной проницаемостью, или просто проницаемостью р.. Перед тем как проводить
измерение индукции образец необходимо размагнитить. Размагничивание
производится внесением исследуемого образца в переменное магнитное поле,
амплитуда которого близка к значению поля, вызывающему насыщение, и посте-
пенным уменьшением амплитуды поля до нуля. Размагнитить материал можно
также, нагревая его выше точки Кюри и охлаждая в отсутствие магнитного
поля. Кривая индукции, полученная после подобного размагничивания, назы-
вается «девственной» кривой. Во всех случаях при построении кривой по оси
ординат наносятся значения В (или В—Н, или /), а по оси абсцисс—Н. Отсчеты
можно производить двумя способами: или постепенно увеличивать поле от ну-
ля в одном направлении, или перед каждым отсчетом несколько раз менять
направления поля (второй способ предпочтительнее). Кривая, получаемая
вторым способом (кривая коммутирования), представляет собой геометриче-
ское место вершин петель гистерезиса при возрастающих значениях Н.
Начальная проницаемость (р0) представляет собой предел нормальной
проницаемости при В и Н, стремящихся к нулю. Кривые проницаемости раз-
личных материалов в весьма малых полях изображены на фиг. 6; начиная с не-
которого достаточно малого значения напряженности допустима линейная
экстраполяция к нулю.
Максимальной проницаемостью (рт) называется значение проницаемо-
сти, соответствующее максимуму на кривой нормальной проницаемости
(см. фиг. 4 и 5).
Проницаемость на частном цикле (рд) характеризует поведение веще-
ства в постоянном («смещающем») поле и наложенном поле, которое может
быть переменным. Пусть на образец, кроме постоянного поля с напряжен-
ностью Нь, действует еще переменное магнитное поле с амплитудой Яд,
которое вызывает переменную индукцию с амплитудой Вд. Тогда рд = ВЦНь.
(см. фиг. 4).
14
ГЛАВА I
Предел, к которому стремится рьд, когда амплитуда Яд стремится к
нулю, называется обратимой проницаемостью и обозначается через рг. В
размагниченном материале при нулевом смещающем поле обратимая и на-,
чальная проницаемости совпадают.
Проницаемость на частном цикле р.д и обратимая проницаемость
зависят от величины смещающего поля и магнитной предистории образца;
рьд зависит также от величины Яд.
Фиг. 6. Начальные участки кривых проницаемости различных
материалов.
1 и 2—4-79-пермаллой; 3—45-пермаллой; 4—кремнистое железо (3 %Si); 5—
железо; 6—никель.
Чтобы охарактеризовать крутизну кривой намагничивания (dBldH)9
иногда употребляется термин «дифференциальная проницаемость».
Насыщение. Намагниченность I и внутренняя индукция В — Н ферро-
магнетиков при возрастании напряженности внешнего поля приближаются
к некоторому конечному значению, обычно называемому насыщением. Индук-
ция В, напротив, бесконечно возрастает вместе с полем. Явление это можно
иллюстрировать на примере сплава для
постоянных магнитов алнико 5 (фиг. 7).
Предел В—Н при насыщении обозначается
через Bs, предел намагниченности — через
Is (ВЯ = М5), намагниченность насыщения
при 0° К —через /0.
Магнитный момент 1 г вещества а ра-
вен намагниченности, деленной на плот-
ность:
Фиг. 7. Кривая намагничивания
сплава алнико 5.
В сильных полях В—Н асимптотически
приближается к насыщению В8.
Магнитный момент 1 г вещества аэ
при насыщении составляет
Магнитный момент 1 г-апгома ад, как легко показать, равен
где Л —атомный вес.
Использование при расчетах а имеет преимущества, если измерения
магнитного момента производятся при различных температурах, поскольку
для определения а достаточно разделить магнитный момент на вес образца,
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
15
тогда как для подсчета I необходимо знать плотность материала при раз-
личных температурах.
Атомный магнитный момент Ом) равен
_AI о__
где Nq — число атомов в грам-матоме (6,025 • 1023). Для железа = 2,06-10’20.
Чаще атомный магнитный момент выражается в магнетонах Бора ф). Вели-
чина р представляет собой магнитный момент электрона при движении его
по первой орбите. Число магнетонов Бора на атом (п0) равно
где р = 9,27-10"21 эрг)гаусс. Значения п0 для железа, кобальта и никеля
соответственно равны 2,22, 1,71 и 0,60.
Идеальное намагничивание. Этот термин относится к случаю, когда на-
магниченность вещества получается при одновременном действии постоянного
поля и переменного поля с убывающей до нуля амплитудой. В процессе опре-
деления идеальной кривой намагничивания при каждом значении постоянно-
го поля амплитуда переменного поля постепенно уменьшается от максималь-
ного значения, обеспечивающего техническое насыщение материала, до нуля.
Измеренные значения В или I представляются, как обычно, в зависимости
от Н. Полученная таким образом идеальная, или без гистерезисная, кривая
намагничивания (фиг. 8) характеризуется отсутствием точки перегиба. Идеаль-
ная проницаемость—отношение индукции на идеальной кривой к соответ-
ствующему значению постоянного поля Н—имеет весьма высокий конечный
максимум при Н=0. Идеальная кривая весьма близка к линии, проходящей
через средние точки горизонтальных хорд петли гистерезиса, соответствующей
насыщению.
Кривая размагничивания. Кривой размагничивания называется участок
петли гистерезиса, расположенный на нисходящей ветви во втором квадранте
между точками ВТ и Нс (см. фиг. 4). На левой половине фиг. 9 изображена кри-
вая размагничивания сплава алнико 5. Кривая размагничивания играет очень
важную роль при разработке материалов для постоянных магнитов.
Другой специфической характеристикой материалов для постоянных
магнитов является так называемая магнитная энергия, равная произведению
Ви И для заданной точки кривой размагничивания. На фиг. 9 справа нанесены
значения магнитной энергии в зависимости от В для кривой размагничивания,
изображенной в левой части фигуры.
Качество магнитного материала для постоянного магнита проще всего
охарактеризовать максимальным значением магнитной энергии (ВН)т. Вопро-
сы, связанные с кривой размагничивания и магнитной энергией, подробно рас-
сматриваются в гл. IX.
Размагничивающее поле. Воздушные зазоры. Если образец в виде стержня
намагничивается во внешнем поле На, то у его концов возникают магнитные
полюсы, которые, в свою очередь, создают в образце магнитное поле. Поле
этих полюсов обычно направлено противоположно На и поэтому носит название
размагничивающего (фиг. 10). Напряженность истинного (внутреннего) поля
в каком-либо сечении образца (например, в его середине) представляет собой
сумму внешнего (На) и размагничивающего (—&Н) полей:
Н = На-ЬН.
В первом приближении размагничивающее поле пропорционально намагни-
ченности образца:
дя=а7=А(в-я).
Фиг. 8. Идеальная (/) и нормальная (2)
кривые намагничивания железа.
Ho=tg«i; H0=tg«2-
Ф и г. 9. Кривая размагничивания (слева) и кривая маг-
нитной энергии (справа) сплава алнико 5.
ДН
На
Фиг. 10. Размагничивающее действие концов образца.
/ — истинная кривая (зависимость В—Н от Я); 2—«срсзанная> кри-
вая (зависимость В—И от На).
ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
17
Коэффициент пропорциональности N называется размагничивающим факто-
ром. Иногда 2V/4it обозначается через £>в- Размагничивающий фактор в первую
очередь зависит от формы образца; например, у образцов кольцевой формы
(тороидов) и у стержней с весьма большим отношением длины к диаметру он
равен нулю. Более подробно роль размагничивающего фактора рассматри-
вается в гл. XIX.
Кривая зависимости В—И от На (фиг. 10) проходит ниже кривой зави-
симости В—Н от Н; можно сказать, что она как бы «сдвинута» относительно
последней. Расстояния между кривыми, как показано на фиг. 10, пропорцио-
нальны величине В—Н. Подобную кривую имеет, например, кольцевой обра-
зец с вырезом; в этом случае размагничивающий фактор зависит от отноше-
ния длины воздушного зазора к полной длине кольца.
Магнитострикция. Магнитострикцией называется изменение размеров те-
ла при намагничивании; чаще всего пользуются линейной магнитострикцией,
Я, эрстед
Фиг. 11. Кривые магнитострикции 68-пермаллоя (/)
и никеля (2).
которая представляет собой отношение Д Z/Z, где Д/—изменение длины образца
в направлении, параллельном полю, а /—длина в ненамагниченном состоянии.
Если не имеется дополнительных указаний, то под термином «магнитострикция»
следует понимать линейную магнитострикцию к=Д///. На фиг. 11 изо-
бражены кривые зависимости магнитострикции никеля и 68-пермаллоя от на-
пряженности внешнего поля. Относительное изменение объема тела при на-
магничивании (объемная магнитострикция) kvlv для большинства материалов
значительно меньше, чем относительное изменение длины Д Z/Z.
Магнитная анизотропия. В монокристаллах ферромагнетиков магнитные
свойства по разным кристаллографическим направлениям неодинаковы. Хотя
многие ферромагнитные вещества кристаллизуются в кубической системе
и монокристаллы их изотропны в отношении ряда свойств (например, опти-
ческих), они оказываются магнитно-анизотропными в полях определенной
величины.
У поликристаллических материалов, в которых кристаллы ориентированы
более или менее случайно, магнитные свойства по различным направлениям
практически одинаковы. Однако во многих магнитных материалах, например
в прокатанных листах, в процессе изготовления создается преимущественная
ориентировка кристаллов, вызывающая анизотропию магнитных свойств
(фиг. 12), которая обычно сохраняется и после отпуска.
2 р. Бозорт
18
ГЛАВА I
На фиг. 12 показаны кривые индукции для монокристалла железо-кремни-
стого сплава (3%Si) для направления [100] и для направления [111]. (В послед-
нем случае В и Н образуют равные углы со всеми тремя осями кристалла.)
Кроме того, на этой фигуре показаны кривые индукции прокатанного листового
материала, отожженного после прокатки, измеренные в направлении прокатки
(кривая 2а) и в перпендикулярном направлении (26).
Самопроизвольная намагниченность. Длительное время считали, что ферро-
магнетик представляет собой скопление весьма малых постоянных магнитов.
Фиг. 12. Кривые намагничивания для различных на-
правлений в образцах железокремнистого сплава, содер-
жащего 3% Si.
/а—монокристалл, направление [100]; /б—монокристалл, направ-
ление [111]; 2а—анизотропный лист, параллельно направлению
прокатки; 26—поперек направления прокатки.
При этом полагали, что в ненамагниченном материале магнитики ориентиро-
ваных аотично, а при намагничивании устанавливаются приблизительно парал-
лельно друг другу. Природа этих магнитиков исследовалась в течение ряда
лет. В настоящее время известно, что все ферромагнитные материалы состоят
из большого числа областей самопроизвольной намагниченности, или доменов;
каждый домен содержит весьма большое число атомов. В пределах домена
магнитные моменты атомов ориентированы параллельно, так что домены даже
в отсутствие внешнего поля оказываются намагниченными до насыщения.
При изменении намагниченности материала имеет место вращение магнитных
моментов атомов (при этом магнитный момент каждого атома поворачивается
вокруг своей оси). Внутри каждой области магнитные моменты атомов, оста-
ваясь параллельными друг другу, ориентируются в направлении, более близ-
ком к направлению внешнего поля. Теория областей самопроизвольной намаг-
ниченности более подробно рассматривается ниже.
ГЛАВА II
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА
МАТЕРИАЛОВ
Свойства магнитных материалов зависят от их химического состава, способа
изготовления и термической обработки. Некоторые свойства, как, например,
намагниченность насыщения, лишь незначительно меняются при изменении
химического состава и обычно не
зависят от условия изготовления
и термообработки. Наоборот, та-
кие характеристики, как прони-
цаемость, коэрцитивная сила и
потери на гистерезис зависят от
этих- факторов и более других
физических свойств чувствитель-
ны к изменению содержания при- §
месей или термической обработ-
ке. С этой точки зрения можно
выделить группу структурно-
чувствительных и группу струк-
турно-нечувствительных маг-
нитных свойств. Для иллюстра-
ции сказанного на фиг. 13 при-
Фиг. 13. Влияние механической и термической
обработки на кривую намагничивания 70-пермал-
лоя (70% Ni, 30% Fe).
/ — холодная прокатка; 2—отжиг с медленным охлаж-
дением; 3—отжиг с быстрым охлаждением.
водятся кривые намагничивания
70-пермаллоя, подвергнутого
различной обработке. В зависи-
мости от обработки максималь-
ная проницаемость изменяется
приблизительно в 20 раз, тогда
как индукция насыщения с точностью до нескольких процентов сохраняет
постоянное значение. Тацие структурно-чувствительные свойства, как про-
ницаемость, зависят от небольших нарушений в расположении атомов, весьма
мало отражающихся на свойствах, подобных насыщению.
Некоторые свойства, относящиеся к той и другой группе, приведены
в табл. 1, в третьем столбце которой указаны основные физико-химические
факторы, влияющие на эти свойства. Ниже мы кратко рассмотрим действие
этих факторов.
Диаграмма фазового равновесия. Наиболее значительные изменения маг-
нитных свойств получаются, когда в процессе изготовления или термической
обработки происходят изменения структуры материала. Поэтому для решения
вопроса о методике получения магнитных материалов с заданными свойствами
важную роль играет изучение диаграммы фазового равновесия, или диаграммы
состояния. В качестве примера рассмотрим представленную на фиг. 14 диаграм-
му состояния двойных сплавов железа с кобальтом. Все поле диаграммы раз-
делено на области, характеризующиеся составом и строением фаз, устойчивых
при указанной температуре и концентрации компонентов. Фаза а обладает
кристаллическим строением, характерным для железа (объемноцентрированная
2*
20
ГЛАВА II
Таблица 1
Свойства, обычно являющиеся чувствительными или не чувствительными
к небольшим структурным изменениям, и некоторые факторы,
обусловливающие эти изменения
Структурно-нечувстви- тельные свойства Структурно-чувстви- тельные свойства Факторы, влияющие на магнитные свойства
ls, намагниченность насыще- ния |i, проницаемость. Состав (общий)
0, точка Кюри Нс, коэрцитивная сила Примеси
магнитострикция при Wht потери на гистере- Напряжения
насыщении /(, константа магнитной ани- зотропии зис Температура Кристаллическая струк- тура
Ориентация кристаллов
кубическая решетка). При 900° С железо переходит в ^-модификацию {гране-
центрированная решетка), а при 1400°С в 8-фазу, имеющую такое же
строение, как и a-фаза. Кобальт при нагревании выше400°С переходит из
е-состояния (гексагональная решетка) в у-фазу.
Пунктиром на диаграмме обозначены линии точек Кюри, Т. е. значения
температур, при которых материал становится неферромагнитным.
В промежутках между однофазными областями а, j, в и е имеются об-
ласти, в которых сосуществуют обе фазы, т. е. сплав представляет собой смесь
кристаллов, имеющих разное атомное строение. Подобные двухфазные струк-
туры обычно обнаруживаются под микроскопом или при рентгеновском иссле-
довании. Микрофотографии одно- и двухфазных сплавов тройной системы
Fe—Со—Мо приведены на фиг. 15.
На фиг. 14 показаны различные превращения, которые влияют на магнит-
ные свойства сплавов Fe—Co-системы. При нагревании до линии а ферромагне-
тизм исчезает без каких-либо фазовых превращений. На линии Ь происходит
фазовый переход, причем обе фазы ферромагнитны. На фиг. 16 показан харак-
тер изменения магнитных свойств при этом переходе. Соответственно на линии с
на фиг. 14 ферромагнитная a-фаза переходит в неферромагнитную у-фазу.
На фиг. 17 показано резкое падение намагниченности, происходящее при повы-
шении температуры в указанной области. При охлаждении ниже линии d
a-фаза становится упорядоченной, т. е. атомы железа и кобальта стремятся
распределиться в решетке в определенном порядке, так что каждый атом ока-
зывается окруженным атомами второго компонента. Явление упорядочения
будет рассмотрено ниже при описании свойств сплавов железа с алюми-
нием.
Превращение на линии е происходит при температуре, при которой обе
фазы немагнитны, однако оно оказывает влияние на магнитные свойства железа
при комнатной температуре. При очень малой скорости охлаждения в этом ин-
тервале температур внутренние напряжения, возникающие при фазовом
переходе, успевают выравняться благодаря диффузии. Если быстро охладить
материал, то напряжения сохранятся. Это обстоятельство приводит к тому,
что на практике для получения железа с высокой проницаемостью необходимо
его отжигать в течение некоторого времени при температуре ниже 900°С или
же при охлаждении проходить этот интервал температур достаточно медленно,
чтобы успела произойти диффузия. У большинства ферромагнетиков диффузия
происходит с достаточной скоростью только при температурах, превышающих
500—600°С. Другие явления, связанные с фазовыми превращениями, будут рас-
смотрены в следующем разделе.*
Физические факторы. Влияние однородных напряжений на кривую нама-
гничивания можно весьма просто обнаружить, если измерять кривую В(Н)
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
21
предварительно отожженной проволоки, на которую действует растягивающая
сила. У некоторых материалов под влиянием натяжения проницаемость повы-
шается, как показано на фиг. 18, у других, наоборот, она уменьшается. Сжатие
и растяжение вызывают, как правило, эффекты противоположных знаков.
Fc
1600
1400
Содержание кобальта, атомн %
30 30 40 50 60 70 80 SO_____Со
—8+н<идк Жидкая (раза 1495°
у+жидк.
у (гранецентрирас.)
1400
1200
&юоо
J
е
800
600
у+жидк.
910°
а/'
s' ^^Магнитное
'770 превращение
ы+у С
Магнитное Ш5*
превращение
CL+y |
ос (объемноцентрирдв.
Упоояа^-
S
7
400
2001—
Fe
10
20 30 40 50 60 70 80 90 Со
Содержание кобальта, вес %
Фиг. 14. Диаграмма фазового равновесия системы желе-
зо—кобальт.
Ф и г. 15. Микроструктура ремаллоя (12% Со, 17% Мо, 71% Fe).
Видна выпавшая вторая фаза в образце, содержащем повышенное количе-
ство углерода (0,06%); увеличение 50Х(слева) и 200Х(справа).
Внутренние напряжения, возникающие в результате пластической дефор-
мации, которая получается при нагружении выше предела упругости, как,
например, при протяжке, прокатке или волочении, почти всегда приводят
к уменьшению проницаемости материала. После такой обработки материал на-
ходится в неоднородно-напряженном состоянии, напоминающем напряженное
состояние после фазового превращения. Напряжения этого рода почти всегда
22
ГЛАВА II
можно снять посредством отжига, что обычно и делается для повышения про-
ницаемости материалов, пластически деформированных при изготовлении.
Влияние отжига иллюстрируется кривыми фиг. 13, измеренными для ленты
пермаллоя, которая перед отжигом была прокатана в холодном состоянии до
15% первоначальной толщины.
Фи'г.’16. Влияние фазового превращения
на намагниченность кобальта в постоянном
поле //=150 эрстед.
Обе фазы ферромагнитны.
Фиг. 17. Фазовое превращение в
железо-кобальтовом сплаве, содержа-
щем 50% Со.
Высокотемпературная фаза парамагнитна.
Проницаемость, а также и другие свойства довольно сильно меняются при
изменении температуры, даже если при этом не происходит никаких фазовых
превращений. На фиг. 19 видно, что при приближении температуры к точке
Кюри начальная проницаемость быстро убывает. Этот материал (феррокскубЗ,
ZnMnFe4O8) имеет сравнительно низкую температуру Кюри (не намного
выше комнатной).
на кривые намагничивания 68-пер-
маллоя.
Фиг. 19. Изменение начальной
проницаемости феррокскуба 3 в за-
висимости от температуры.
р.о достигает максимального значения в
непосредственной близости к точке Кюри.
Влияние примесей можно проследить по кривым фиг. 20. На этой фигуре
представлены кривые намагничивания сталей с различным содержанием угле-
рода: нижняя кривая получена на малоуглеродистой (мягкой) стали, содер-
жащей 0,2% С; средняя получена на обычной электротехнической стали, со-
держащей около 0,02%С и отожженной примерно при900°С. Если ту же самую
сталь отжигать в течение нескольких часов в атмосфере водорода при 1400°С,
то содержание углерода уменьшается в ней до 0,001%, другие примеси также
удаляются. Очищенный таким способом материал дает верхнюю кривую.
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
23
Фиг. 20. Влияние примесей на магнитные свойства же-
леза.
Отжиг в водороде при 1400°С уменьшает содержание углерода
от 0,02% до 0,001% и менее.
Магнитная проницаемость
одного и того же образца может
зависеть, кроме всего прочего, и
от направления, в котором про-
изводится измерение. На фиг. 21
приведены кривые магнитной
проницаемости монокристалла
кремнистой стали, содержащей
3,8% Si. Проницаемость измеря-
лась как параллельно оси куба
[100], так и вдоль пространст-
венной диагонали [111], т. е.
вдоль направления, наиболее
удаленного от оси [100]. Маг-
нитные свойства по разным
кристаллографическим направ-
лениям неодинаковы в силу
того, что вдоль этих направле-
ний атомы распределены по-раз-
ному.
ПРОИЗВОДСТВО МАГНИТНЫХ
МАТЕРИАЛОВ
Как при промышленном про-
изводстве, так и в лабораторных
условиях процесс изготовления
Фиг. 21. Кривые магнитной проницаемости
монокристалла кремнистой стали (3,8% Si) по
различным кристаллографическим направле-
ниям [999].
магнитных материалов слагается
из нескольких этапов, обуслов-
ливающих физико-химические
свойства окончательного про-
дукта. Выбор сырья, плавка и
разливка, механическая и термическая обработка—все стадии производства
имеют существенное значение и должны выполняться со знанием металлургии
изготовляемых металлов. Ниже дается краткое описание современной прак-
тики изготовления этих материалов.
24
ГЛАВА II
Плавка и разливка. При лабораторном изготовлении магнитных материа-
лов для экспериментальных целей в качестве сырья почти всегда можно исполь-
зовать обычные технические материалы. При требовании особой чистоты про-
дукта необходимо применять специально приготовленные тигли и шихту
и регулировать атмосферу над расплавом. Наибольшее влияние на магнитные
свойства материалов с высокой проницаемостью оказывают неметаллические
примеси, в частности кислород, углерод и сера. Вследствие этого следует
принимать меры для удаления примесей и весьма тщательно производить ана-
лиз на указанные элементы. В процессе плавки и разливки содержание при-
месей может меняться в довольно широких пределах. Содержание примесей
Фиг. 22. I Индукционная печь с регулируемой атмосферой,
предназначенная для проведения небольших плавок,
/—подвод охлаждающей воды; 2—электроввод; 3—обмотка индуктора;
4—плавильный тигель; 5—изложница; 6—цапфы, на которых повора-
чивается печь для разливки.
изменяется вследствие реакций, происходящих между расплавом, с одной сто-
роны, и атмосферой, шлаком или футеровкой тигля—с другой; кроме того,
могут иметь место реакции между различными компонентами сплава.
Небольшие плавки (около 5 кг) удобнее всего производить в высокочастот-
ной печи. На фиг. 22 показана такая печь, рассчитанная на плавки весом
5—20 кг. Разливка производится путем опрокидывания печи. Весь процесс
протекает в регулируемой атмосфере. Ток высокой частоты (обычно 1000—
2000 гц, а иногда и больше) пропускается через охлаждаемую водой обмотку,
выполненную из медных трубок. Создаваемое электрическим током перемен-
ное магнитное поле возбуждает в шихте вихревые токи, благодаря которым
она разогревается. Для набивки тигля обычно используется глинозем или маг-
незит.
Плавление кремнистого железа в промышленных масштабах обычно произ-
водится в мартеновских печах (см. гл. III), в которых чугун и скрап очищаются
от примесей и где к ним добавляется ферросилиций. Емкость таких печей может
достигать 100 т. Сплавы железа с никелем в количестве от нескольких тонн
до 50 т обычно выплавляются в дуговых печах, которые иногда используются
также и для плавки кремнистой стали. На фиг. 23 приведена фотография такой
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
25
печи в момент выпуска металла в ковш. Источником тепла в этих печах
является электрическая дуга между угольными электрбдами и металлом.
Сила тока в дуге превышает иногда 10 000 а. Выпуск металла в ковш осущест-
вляется путем опрокидывания печи. Из ковша металл разливается по излож-
ницам через регулируемое штопором отверстие в днище ковша. Для промыш-
ленного производства сплавов специального назначения, в том числе и сплавов
Фиг. 23. Большая промышленная дуговая печь.
для постоянных магнитов, применяются высокочастотные индукционные и
дуговые печи, имеющие емкость от нескольких сот килограмм до несколь-
ких тонн.
Для предотвращения окисления и уменьшения содержания нежелательных
примесей плавка в воздушной атмосфере обычно производится под шлаком.
Обычно защитные покрытия состоят из извести, магнезита, кварца, плавикового
шпата, окиси алюминия и буры, смешиваемых в различных пропорциях. При
промышленном производстве на различных стадиях для рафинирования плавки
используются различные шлаки. Так, например, для удаления углерода при-
меняется окись железа, а для удаления серы—основные окислы1).
*) Например, СаО.—Прим. ред.
26
ГЛАВА II
Плавление в вакууме требует применения специальной техники, которая
довольно подробно описана Йенсеном [161]. Описание промышленного исполь-
зования этого метода имеется в работах Рона и других [671, 1405]. В экспери-
ментальных условиях производится также плавка в атмосфере водорода в вы-
сокочастотных печах и электрических печах сопротивления. Рон чередовал
атмосферу водорода с вакуумом в производственных печах для рафинирования
жидкого металла перед выпуском; плавление производилось им в низкочастот-
ных печах емкостью в несколько тонн.
Непосредственно перед разливкой сплавов с высокой проницаемостью,
например железо-никелевых сплавов, в них необходимо добавлять раскисли-
тель в среднем около 0,1%. В качестве раскислителей применяется алюминий,
магний, кальций или кремний. Эффективность раскислителя оценивается по те-
плоте образования окислов. Теплота образования окислов ряда обычно при-
меняемых элементов приведена в табл. 2.
Таблица 2
Теплота образования и другие характеристики ряда окислов*
Окисел Теплота образования, ккал/гатом металла Темпера- тура плавления, °C Плот- ность, г/слсз Окисел Теплота образования, ккал/гатом металла Темпера- тура плавления, °C Плот- ность, г/см*
1 СаО | 1 1 152 >2500 3,4 В2О3 94 580 1,8
ВеО 144 >2500 з,о МпО 91 1650 5,5
MgO 144 2800 3,65 ZrO2 89 2700 5,5
Li2O 141 >1700 2,0 ZnO 85 ♦* 5,5
А12О3 127 2050 3,5 р2о5 73 ** 2,4
v202 116 1970 4,9 SnO2 68 ИЗО 6,95
TiO2 109 1640 4,3 FeO 66 1420 5,7
Na2O 101 ♦♦ 2,3 NiO 58 ♦♦♦ 7,45
SiO2 95 1670 2,3
* По Заксу и Ван Хорну [1234].
** Возгоняется.
**• Разлагается до плавления.
Кроме того, путем добавления нескольких десятых процента марганца
производится удаление серы, позволяющее улучшить обработку давлением.
Образующийся сульфид марганца собирается в виде мелких зерен, не оказы-
вающих заметного влияния на магнитные и механические свойства самого ма-
териала.
Как правило, в расплавленном металле растворено некоторое количество
газа. При затвердевании газ выделяется и вследствие этого слиток получается
пористым. Растворимость некоторых газов в железе и никеле при различных
температурах была исследована Зивертсом [430] и другими и представлена
на фиг. 24, заимствованной из работы Дешмена [1615]. Как видно из кривых,
при затвердевании растворимость газов уменьшается. Большинство газов, выде-
ляющихся в процессе нагревания магнитных материалов, образуется примеся-
ми: углеродом, кислородом, азотом и серой. При разливке металла обычно
выделяется большое количество окиси углерода, а также азот и водород. Поэтому
большое значение имеет рафинирование плавки. Печь, изображенная на фиг. 22,
специально предназначена для этой цели.
Небольшие слитки можно получать, охлаждая металл непосредственно
в тигле. Однако, как правило, металл разливают в чугунные изложницы и слит-
ки обрабатывают давлением посредством прокатки или каким-либо иным спо-
собом; постоянные магниты и другие изделия и образцы часто отливают в землю
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
27
Температура, °C
Фиг. 24. Растворимость некоторых газов в
никеле и железе при различных температурах.
точным литьем с минимальными припусками на обработку отливки. Специфи-
ческие особенности технологии изготовления отдельных магнитных материалов
будут указаны в следующих
главах.
Кроме факторов, отмеченных
выше, при плавке и разливке ме-
талла существенное значение
имеют следующие моменты: тща-
тельное перемешивание жидкого
металла, температура металла
при разливке, конструкция из-
ложниц, предупреждение обра-
зования шлаковых включений,
ликвидация усадочных раковин,
трещин, газовых пузырей и дру-
гих пороков.
Обработка магнитных мате-
риалов. Магнитные материалы
требуют применения различных
способов обработки, которые бу-
дут рассмотрены при описании
отдельных материалов. К числу
их относятся горячая и холодная
прокатки, ковка, штамповка,
протяжка, электролитическое
осаждение, а также другие мно-
гочисленные операции, как штамповка, прессовка и выдавливание. В промыш-
ленном производстве обработка ковких материалов начинается, как правило,
с обжима в обжимных прокатных станах или блюмингах (фиг. 25), в которые
Фиг. 25. Конструкция валков блюминга для горячей прокат-
ки прутков из слитка.
подаются слитки, предварительно нагретые до высокой температуры (1200—
1400 °C). Большие слитки, весом в несколько тонн, часто подаются в стан до то-
го, как они остыли ниже указанной температуры. При охлаждении металла его
обработка продолжается в проволочно- «ли листопрокатных станах в зависи-
мости от того, какой вид изделия требуется. При достижении толщины 5—15 мм
28
ГЛАВА II
материал обычно охлаждается ниже температуры рекристаллизации. В связи
с тем что обработка тонких прутков и лент в горячем состоянии затруднена,
они прокатываются при комнатной температуре или близкой к ней. При этом
прибегают к промежуточным отжигам для повышения пластичности материала
или, другими словами, для получения нужной структуры. В экспериментальных
работах прокатка часто заменяется ковкой.
В последние годы развитие методов обработки привело к конструированию
многовалковых прокатных станов для прокатки тонколистового материала и не-
прерывных широкополосных станов для скоростного производства материалов
Фиг. 26. Расположение валков в прокатных станах, предназна-
ченных для прокатки тонких листов.
а и б—стандартный четырехвалковый прокатный "стан; в—двадцативалко-
вый и г—двенадцативалковый станы.
в больших масштабах. На фиг. 26 показаны принципиальные схемы типового
четырехвалкового стана (а и б) и двух станов специального назначения (в и г).
В двадцативалковом стане Рона [670] и двенадцативалковом стане Сендзимира
[1480] рабочие валки имеют небольшой диаметр (0,5—2,5 см). Они опираются
на валки большего диаметра, которые, в свою очередь, опираются на еще боль-
шие, как показано на фигуре. В стане Рона, изображенном на фиг. 26, в усилие
передается непосредственно на оба наименьших валка; опорное давление, в ко-
нечном счете, воспринимается концами самых больших валков. На схеме,
представленной на фиг. 26,г, ведущими являются средние валки, а давление
распределяется по всей длине наибольших валков, благодаря чему не возникает
сколько-нибудь заметного их прогиба; Применение рабочих валков малого диа-
метра позволяет вести прокатку с большим обжатием, а передаточные и опорные
Ф и г. 27- Непрерывный штрипсовый стан, состоящий из шести последовательных прокатных станов.
30
ГЛАВА II
валки, воспринимая нагрузку, позволяют развивать высокое давление.
Обычно в четырехвалковых станах Штекеля усилие используется для протяжки
листа между рабочими валками, имеющими небольшой диаметр.
Непрерывный штрипсовый стан представляет собой линию, состоящую из
отдельных прокатных станов, установленных так, что прокатываемая полоса
непрерывно подается от одного стана к другому; таким образом, обжатие про-
изводится в нескольких станах одновременно. На фиг. 27 показан комбиниро-
ванный стан для холодной прокатки, состоящий из, шести самостоятельных
станов, расположенных последовательно.
Для магнитных испытаний приходится пользоваться образцами различной
формы и размера. Образцы для испытания трансформаторной стали, согласно
стандарту, должны иметь
вид полос; для обычных
баллистических измерений
изготовляются образцы в
виде колец или параллело-
граммов; измерения в пере-
менном поле проводятся на
плоских катушках в виде
спирали из тонкой ленты
испытуемого материала; для
испытаний в высоких по-
лях применяются эллип-
соиды и т. д. Кроме того,
образцы различных других
форм применяются для изу-
чения вихревых токов или,
напротив, исключения их
действия, для исследования
влияния размагничиваю-
щих полей и свойств мате-
риала по разным направле-
ниям и т. п. Применяются
также образцы такой фор-
мы, которая позволяет ими-
тировать условия работы
материала в том или ином
аппарате или приборе. Как
в технике, так и для иссле-
Фиг. 28. Типовые режимы термической обработки
магнитных материалов.
1 — рафинирование; 2—двойная обработка (быстрое охлажде- ДОВатеЛЬСКИХ Целей МЗГНИТ-
ние до комнатной температуры и вторичное нагревание до А
600°С); 3 — охлаждение на воздухе; 4 —отпуск; 5—охлаждение НЫе Материалы ПрИМеНЯЮТ-
вместе с печью. ~
ся главным образом в виде
полос или лент толщиной от
0,05 до 2,5 мм, из которых можно изготовлять катушки путем навивки или
тороиды путем вырезки; в виде прутков, из которых можно изготовить сердеч-
ники реле и другие детали; в виде порошковых материалов, из которых прес-
суются сердечники пупиновских катушек; в виде литых постоянных магнитов
или других изделий, которым последующей механической обработкой (резани-
ем, шлифовкой) можно придать окончательную форму.
Термическая обработка. Материалы с высокой проницаемостью сначала под-
вергаются отжигу, благодаря которому устраняются напряжения, возникшие
в них в процессе изготовления и обработки. Наоборот, материалы для постоян-
ных магнитов подвергаются термообработке с целью создания в них напряже-
ний, которые возникают при выпадении второй фазы при дисперсионном тверде-
нии. В каждом частном случае термообработка определяется свойствами и на-
значением того или иного материала и в связи с этим она подробно обсуждается
ФАКТОРЫ»ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
3!
при описаний отдельных материалов. На фиг. 28 представлены типовые режимы
термической обработки магнитных материалов, которая может преследовать сле-
дующие основные цели:
1) Снятие внутренних напряжений, возникших в процессе изготовления
и обработки или в результате фазовых превращений (магнитное железо).
2) Увеличение внутренних напряжений посредством дисперсионного твер-
дения (сплавы для постоянных магнитов типа алнико).
3) Рафинирование путем отжига в атмосфере водорода или другого газа
(кремнистое холоднокатанное железо и железо, обработанное в водороде).
В скобках приведены типичные материалы, подвергающиеся термообработ-
ке данного вида.
Иногда применяются также специальные режимы, например «двойная об-
работка» для пермаллоя или «магнитный отжиг» для пермаллоя и перминвара.
В некоторых случаях
материалы должны подвер-
гаться гомогенизации, за-
ключающейся в многочасо-
вом отжиге при температу-
ре несколько ниже точки
плавления. Кроме того,
термообработка может вли-
ять на величину зерна, ори-
ентацию кристаллитов и
процессы упорядочения.
В настоящей книге не
рассматриваются термиче-
ские печи, которые могут
иметь самую различную
конструкцию. В современ-
ных печах используются
силитовые (из карбида
кремния) нагревательные
элементы, обеспечивающие
температуру 1300—1350° С
и позволяющие производить
обработку как в водород-
ной, так и в воздушной ат-
мосфере.
ВЛИЯНИЕ СОСТАВА
Основной химический
состав. В этом разделе бу-
дет рассмотрена зависи-
мость магнитных свойств
от состава на примере важ-
нейших двойных сплавов
Фиг. 29. Зависимость магнитных свойств кремнис-
того железа от содержания кремния.
Вя — внутренняя индукция насыщения; 0—точкаКюри; р—элек-
тросопротивление; |хщ—максимальная проницаемость.
железа с кремнием, железа с никелем и железа с кобальтом, которые представ-
ляют основу наиболее полезных и интересных магнитных материалов. Кремни-
стое железо находит широкое промышленное применение без добавления других
легирующих элементов, а сплавы железа с никелем или кобальтом чаще исполь-
зуются в виде тройных сплавов, а также сплавов, содержащих четыре или пять
компонентов (например, материалы для постоянных магнитов).
На фиг. 29 приведены основные магнитные характеристики горячекатанного
кремнистого железа, отожженного после прокатки. Благодаря удачному соче-
танию различных свойств наибольшее распространение приобрели сплавы,
32
ГЛАВА II
содержащие от 3 до 5% Si. Указанные на фиг. 29 свойства имеют наибольшее
техническое значение. Максимальная проницаемость косвенным образом
характеризует потери на гистерезис, а также максимальное поле, в котором
должен работать материал. Точка Кюри 6 не играет первостепенной роли
как техническая характеристика данного сплава. Намагниченность насыщения
/s, проницаемость и электросопротивление р должны быть по возможности боль-
ше. Величины /s, 0 и р являются структурно-нечувствительными свойствами
и имеют характерную плавную зависимость от процентного содержания крем-
ния; термообработка на них практически не влияет. Величина р™ зависит от ви-
да термической обработки (от внутренних напряжений), примесей и ориентации
кристаллитов. В этих сплавах т) неъфазовых превращений, нарушающих на-
блюдаемый при комнатной температуре ход зависимости магнитных свойств
от состава.
На фиг. 30—32 приведен ряд свойств железо-никелевых сплавов. Прибли-
зительно при 30% Ni исчезает фазовое а-у-превращение, которое имеет место
Фиг. 30. Зависимость В8 и 0 от состава желё-
зо-никелевых сплавов.
Фиг. 31. Зависимость магнито-
стрикции насыщения Xs и константы
магнитной анизотропии К от состава
железо-никелевых сплавов.
при содержании никеля от 0 до 30% . Характерное влияние термической обра-
ботки видно из кривых фиг. 32, которые представляют собой зависимость р.в
и от содержания никеля. Максимальное значение проницаемости соответ-
ствует той точке, для которой магнитострикция насыщения ks и константа ани-
зотропии К проходят через нуль (см. фиг. 31). Для улучшения нужных свойств
железо-никелевых сплавов их легируют молибденом, хромом, медью и некото-
рыми другими элементами.
В тех случаях, когда необходимы материалы с высокой индукцией, приме-
няют сплавы железа с кобальтом, ряд свойств которых приведен на фиг. 33
и 34. Необычный ход кривой Bs, максимум которой превышает насыщение лю-
бых других материалов, имеет большое практическое и теоретическое значение.
Изломы кривой точек Кюри связаны с границами фазовых областей а и 7, на что
уже обращалось внимание выше. Максимальную проницаемость (фиг. 34) имеет
2) При содержании Si выше 2,5% < —Прим. ред.
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
33
сплав, у которого упорядоченное строение устойчиво до наиболее высокой тем-
пературы (см. также фиг. 14). Резкое падение проницаемости примерно при
Фиг. 32. Влияние термообработки на начальную (а) и
максимальную (б) проницаемости железо-никелевых сплавов.
1—быстрое охлаждение; 2—медленное охлаждение; 3—отжиг в
магнитном поле.
Фиг. 33. Зависимость Bs и 0 от состава
железо-кобальтовых сплавов.
Фиг. 34. Влияние состава железо-ко-
бальтовых сплавов на проницаемость
(при Я=10 эрстед) и температуру
упорядочения.
95% кобальта указывает на фазовый переход (а-е), имеющий место при этом
составе. Промышленные тройные сплавы получаются путем введения ванадия,
хрома и других легирующих элементов.
Некоторые свойства наиболее распространенных сплавов, основанных на
двойных сплавах железа с кремнием, никелем и кобальтом, даны в табл. 3.
3 р. Бозорт
34
ГЛАВА II
Таблица 3
Некоторые характеристики ряда распространенных сплавов на базе
двойных систем: Fe—Si. Fe—Со и Fe—Ni
Наименование сплава Состав, % Термо- обработка, °C Началь- ная про- ницае- мость, P-o Макси- мальная проницае- мость, У-т Коэрци- тивная сила Нс эрстед Индукция насыще- ния BSt гаусс Точка Кюри 6, °C
Горячекатанное кремнистое же-
лезо Текстурованное кремнистое же- лезо (холодно- 4 Si, 96 Fe 800 500* 7 000 0,5 19 700 690
катанное) . . . 3 Si, 97 Fe 1200 1 500* 40 000 0,15 20 000 700
Сендаст 9 Si, 85 Fe, 5 Al ** 30 000 120 000 0,05 10 000 500
45-пермаллой*** 45 Ni, 55 Fe 1200, H2 3 500 50 000 0,07 16000 440
4-79-пермаллой 79 Ni, 17 Fe, 4 Mo 1100 20 000 100 000 0,05 8 700 420
Муметалл .... 75 Ni, 18 Fe, 2 Cr, 5 Cu 1175,'H2 20 000 100 000 0,05 6 500 430
Супермаллой . . . 79 Ni, 16 Fe, 5 Mo 1300, H2 100 000 1 000 000 0,002 8 000 400
Пермендюр . . . 50 Co, 50 Fe 800 800 5 000 2,0 24 500 980
2У-пермендюр 49 Co, 49 Fe, 2 V 800 800 4 500 2,0 24 000 980
Гиперко 34 Co, 64 Fe, 1 Cr '850 650 10 000 1,0 24 200 —
* Измерено при В=20, а не при В=0.
•* В литом состоянии.
•** Аналогичные сплавы: гиперник, 4750 и др.
В тех случаях, когда требуется повысить магнитную жесткость (как, напри-
мер, в постоянных магнитах) или механическую твердость сплава, часто успеш-
но используется дисперсионное твердение, получающееся в результате вкрапле-
ния частиц одной фазы в другую. Для иллюстрации рассмотрим сплав железа
с молибденом (часть диаграммы фазового равновесия приведена нафиг. 35). Из-
менение некоторых магнитных свойств при переходе через границу между а-
и а+е-областями показано на фиг. 36, а. Как видно из этой фигуры, намагни-
ченность насыщения и точка Кюри почти линейно меняются с составом [432]:
наиболее значительное изменение заключается в небольшом изменении наклона
кривой Bs в точке, отвечающей такому составу, при котором граница между
а- и а-|-е-областями лежит при 500° С. Ниже этой температуры диффузия в ме-
талле протекает крайне медленно. Линия точек Кюри имеет почти незаметный
излом, соответствующий такому составу, для которого имеет место пересечение
линий точек Кюри и предельной растворимости. Максимальная проницаемость
и коэрцитивная сила претерпевают более резкие изменения (фиг. 36,6). Рост
количества е-фазы и увеличение вследствие этого внутренних напряжений со-
провождается резким падением и подъемом Нс 1614]. Экспериментальные
точки получены на сплавах, которые после нагревания охлаждались с умерен-
ной скоростью.
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
35
Сплавы, в которых может образоваться значительное количество второй
фазы, закаливают, начиная с температуры, при которой существует только
одна фаза (например, сплаве 15% Мо—с 1100 или 1200° С), временно сохраняя,
таким образом, однофазную структуру. Далее сплав подвергают отпуску при
температуре, обеспечивающей невысокую скорость диффузии (например, при
600° С) и позволяющей благодаря этому регулировать процесс. Выпадение вто-
рой фазы происходит настолько медленно, что в конце отпуска процесс легко
приостановить при достижении оптимальных свойств, которые получаются,
когда уже имеется достаточное количество втброй фазы, а возникшие внутрен-
ние напряжения еще сохраняются. На фиг. 28 показан общепринятый режим
Содержание молибдена, атвмн. %
1800
1600
& 1400
i
| 1200
I
юоо
800
600
Fe 10 20 30 40
Содержание молибдена, вес. °/о
10 20
। к
Жидкая (раза
Фиг. 35. Часть диаграммы
фазового равновесия железо—
молибден.
АВ—кривая ограниченного твердого
раствора, определяющая процесс ди-
сперсионного твердения.
Фиг. 36. Зависимость структурно-нечув-
ствительных свойств 0 и Bs(a) и структур-
но-чувствительных свойств Рт и Нс (б) от
состава при дисперсионном твердении.
термообработки, дающий дисперсионное твердение такого вида и применяемый
ко многим материалам для постоянных магнитов.
Развитие упорядоченной структуры напоминает в некоторых отношениях
выделение второй фазы. Если отдельные небольшие области материала приобре-
тут упорядоченную структуру, а соседние с ними участки останутся в неупоря-
доченном состоянии, то могут возникнуть сильные местные напряжения так
же, как они возникают при дисперсионном твердении. Термообработка, име-
ющая целью создание высоких внутренних напряжений, в этом случае не отли-
чается от более распространенной обработки на дисперсионное твердение. Со-
гласно Бредли и Тейлору [1002], хорошие качества железо-никель-алюминие-
вых сплавов для постоянных магнитов получаются благодаря распаду упоря-
доченного твердого раствора.
В табл. 4 приведены свойства некоторых распространенных сплавов для
постоянных магнитов, внутренние напряжения в которых создаются благодаря
термообработке, вызывающей выпадение второй фазы или частичное упорядо-
чение1).
т) В табл. 4 включены также стали, в которых получается мартенситная структура—
Прим. ред.
3*
36
ГЛАВА II
Таблица 4
Свойства сплавов для постоянных магнитов*
Наименование Состав, % Обработка Термообра- ботка Нс Механические свойства
Углеродистая сталь .... Вольфрамовая сталь .... Хромистая сталь .... Кобальтовая сталь .... Ремаллой (ко- 1 Мп, 0,9 С 5 W, 0,3 Мп, 0,7 С 3,5 Сг, 0,3 Мп, 0,9 С 36 Со, 4 Сг, 5 W, 0,7 С Г.Ц., Шт. Г. П., Шт. Г. П., Шт. Г. П., Шт. 3. (800°) 3.(850°) 3. (830°) 3. (950°) 50 70 65 240 10 000 10 300 9 700 9 500 Твердый, прочный
мол) .... Алнико 2 . . . 17 Мо, 12 Со 12 Со, 17 Ni, 10 Al, 6 Си Г. П., Шт. О., Шл. 3. (1200°), От. (700°) В. (1200°), От. (600°) 250 550 10 500 7 200 Твердый
Алнико 5 . . . 24 Со, 14 Ni, О., Шл. В. (1300°)**, 550 12 500 Твердый,
Алнико 12 Алькомакс Викаллой . . . 8 Al, 3 Си 35 Со, 18 Ni, 6 Al, 8 Ti 21 Со, И Ni, 5 Al, 4 Си 52 Со, 10 V О., Шл. О., Шл. О.,Х. П., Шт. От. (600°) О.» От. (650°) В. (1300°)**, От. (600°) От. (600°) 950 550 300 5800 12 500 8 800 хрупкий
Кунифе .... Платина—ко- 20 Ni, 60 Си О., X. П., Шт. От. (600°) 550 5 400
бальт . . . Силманал 77 Pt, 23 Со 87 Ag, 9 Мп, 4 Al О., X. П., Шт. О., X. П., Шт. 3. (1200°), От. (650°) 2600*** 6000*** 4 500 550 Пластич- ный
♦ В графе «Состав» количество железа не
указано; для сталей и железосодержащих сплавов
количество железа дополняет сумму процентного
содержания других элементов до 100%. В графах
«Обработка» и «Термообработка» использованы еле -
дующие обозначения:
О.—отливка,
Г. П.—горячая прокатка,
X. П.—холодная прокатка,
Шт.—штампуется в холодном состоянии или
поддается обработке резанием,
Шл .—шлифуется,
3.—закалка в масле с указанной темпера*
туры,
В.—охлаждение на воздухе с указанной
температуры,
От.—отпуск при указанной температуре.
*• Охлаждение в магнитном поле.
Нс для Z=0.
На схемах фиг. 37 представлены кривые, которые передают общий характер
изменения свойств в зависимости от состава сплавов двойной системы при пере-
ходе от однофазной области к двухфазной.
Влияние примесей. Описанный выше механизм дисперсионного твердения
применим в принципе и для объяснения понижения проницаемости материала,
содержащего случайные примеси. Например, кривые растворения углерода,
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
37
кислорода и азота в железе (фиг. 38) по форме весьма напоминают границу раз-
дела а- и а+е-областей на диаграмме фазового равновесия системы железо—
молибден, приведенной на фиг. 35. Основное различие заключается в том, что
теперь по оси абсцисс откладывается не концентрация легирующего элемента,
Фиг. 37. Схемы, поясняющие
изменение фазового состояния и
различных свойств (точки Кюри,
индукции насыщения, коэрцитив-
ной силы, электросопротивления,
проницаемости) при выпадении
второй фазы
Фиг. 38. Приближенные кри-
вые растворимости углерода, ки-
слорода и азота в железе.
Фиг. 39. Влияние углерода на
потери на гистерезис в железе за
цикл (при индукции Bm=10 000
гаусс).
а малое содержание кислорода, углерода или азота, присутствующих в металле
в качестве неизбежных примесей. Следовательно, присутствие свыше 0,04%
углерода в отожженном образце железа должно значительно снижать его про-
ницаемость по сравнению с проницаемостью чистого железа. Магнитные свой-
ства зависят также от количества углерода, находящегося в твердом растворе.
Вследствие того, что количество примесей очень мало, довольно сложно
определить роль каждого элемента в отдельности, поскольку практически
38
ГЛАВА II
Таблица 5
Максимальная проницаемость железа армко на разных стадиях очистки*
Время нагревания, часы Нтп Состав, %
С S о N Мп р
0 7 000 0,012 0,018 0,030 0,0018 0,030 0,004
1 16 000 0,005 0,010 0,003 0,0004 — —
3 30 000 0,005 0,006 0,003 0,0003 — —
7 70 000 0,003 — 0,003 0,0001 — —
18 227 000 0,005 <0,003 0,003 0,0001 0,028 0,004
Точность > анализа 0,001 0,002 0,002 0,0001 — —
* Очистка производилась Чиоффи путем нагрэвания при 1475° С в течение времени, указанного
В первом столбце таблицы. Химический анализ дан Мелем (частное сообщение).
трудно получить материал, в котором не присутствовали бы и другие элементы
всравнимых количествах. В дополнение к рассмотренному уже действию угле-
рода (фиг. 20) ниже приводятся два других примера влияния примесей. Зависи-
мость величины потерь на гистерезис от
содержания углерода в железе изображе-
на на фиг. 39. Эта кривая построена Йен-
сеном и Циглером [921] по средним дан-
ным, полученным в результате много-
численных измерений. Потери быстро
уменьшаются, когда содержание угле-
рода мало и приближается к величине
его растворимости в железе при комнат-
ной температуре.
Путем отжига в чистом водороде при
1475°С Чиоффи [570] удалось очистить
железо от примеси углерода, кислорода,
азота и серы. Им была измерена прони-
цаемость железа разной степени чистоты.
Из данных табл. 5 видно, что наличие
примесей в количествах даже порядка ты-
сячных процента значительно понижает
Ф и г. 40. Влияние примеси азота на
коэрцитивную силу образца железа, от-
жигавшегося попеременно при 100 и
150° С в течение 100 час.
максимальную проницаемость железа.
Известно, что присутствие в железе примесей углерода и азота может вы-
зывать в нем склонность к «старению». Старение выражается в постепенном
изменении максимальной проницаемости и коэрцитивной силы загрязненного
этими элементами железа, находящегося при температуре, несколько более
высокой, чем комнатная. На фиг. 40 показано, как изменяется коэрцитивная
сила образца железа, если его выдерживать по 100 час. при 100° С, затем при
150°С, затем снова при 100°С и т. д. Из фиг. 40 видно, что коэрцитивная сила от
измерения к измерению меняется примерно в 2 раза.
ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
При изучении ферромагнетизма многие физические свойства материалов
имеют весьма большое значение как с теоретической, так и с практической точ-
ки зрения. К таким свойствам относятся электросопротивление, плотность,
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
39
атомный диаметр, теплоемкость, термическое расширение, твердость, предел
упругости, пластичность, ударная и циклическая вязкость и многие другие.
Кроме того, в ряде случаев имеют значение способность к окислению, однород-
ность материала и пористость. Многие из названных свойств рассматриваются
при описании отдельных материалов. Кроме того, свойства, непосредственно
связанные с природой ферромагнетизма, изучаются в соответствующих главах.
В настоящей главе указаны лишь наиболее важные физические характеристики
магнитных материалов. Атомные веса, порядковые номера, плотности и точки
плавления металлов приведе-
ны в приложении II; там же
дается величина удельного
электросопротивления и коэф-
фициент термического расши-
рения.
Растворение небол ыпого
количества одного элемента
в другом увеличивает электро-
сопротивление последнего.
Для иллюстрации влияния
различных примесей на фиг.
41 и 42 представлены кривые,
выражающие зависимость
электросопротивления ряда
бинарных сплавов железа и
никеля от количества легиру-
ющего элемента. С теоретиче-
Ф и г. 42. Электросопротивление различных спла-
вов никеля [1336].
ской точки зрения представляет значительный интерес относительно высокое
электросопротивление ферромагнитных элементов по сравнению с элементами,
занимающими соседние места в периодической системе, а также относительный
рост сопротивления железа (или кобальта или никеля) при введении других
элементов в эквиатомных количествах. С практической точки зрения наи-
больший интерес обычно представляют сплавы с высоким электросопротив-
лением. При повышении сопротивления уменьшаются потери на вихревые
токи, а следовательно, уменьшается непроизводительно затрачиваемая энер-
гия и сдвиг по фазе между В и Н. Последнее имеет большое значение, напри-
мер, для сокращения времени срабатывания реле.
40
ГЛАВА II
Знание диаметров атомов весьма существенно для объяснения влияния
легирования различными элементами на свойства сплавов. На фиг. 43 даются
величины диаметров атомов металлов и полуметаллов. Большинство этих зна-
чений просто равно расстоянию двух ближайших атомов в решетке данного
элемента, стабильной при комнатной температуре. Величины диаметров ато-
мов приобретают особое значение для теории ферромагнетизма, поскольку су-
ществование последнего зависит от расстояния между соседними атомами.
В гл. X этот вопрос рассматривается более подробно.
Даже в тех случаях, когда в металле не происходит никаких фазовых пре-
вращений, в процессе изготовления и термической обработки могут иметь место
значительные изменения структуры материала. Эти структурные изменения
весьма сложны и разнообразны и не получили еще всестороннего объяснения.
При растяжении монокристалла сначала происходит сдвиг по некоторым опре-
деленным кристаллографическим плоскостям, которые, в общем случае, накло-
нены к направлению растяжения. Если продолжать растяжение, то плоскости,
по которым происходит скольжение, будут поворачиваться, стремясь устано-
виться под наименьшими углами к направлению растяжения. Таким образом,
определенные кристаллографические направления устанавливаются примерно
параллельно длинной оси образца. Этот принцип лежит в основе довольно слож-
ных современных способов создания преимущественной ориентировки кристал-
литов в металле, или, как говорят, получения текстуры, в которой отсутствует
хаотическое распределение ориентации отдельных кристаллитов. Для иллю-
страции на фиг. 44, а и в показано расположение элементарных кубических
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
41
ячеек в холоднокатанной никелевой ленте и холоднотянутой проволоке из того
же материала. Некоторые текстуры, полученные различными исследователями
в холоднокатанных и холоднотянутых магнитных материалах, приведены
в табл. 6, взятой из работы Баррета [1350].
Таблица 6
Преимущественные ориентировки в отливках, тянутых проволоках и катанных
лентах до и после рекристаллизации*
Металл Тип кристаллической решетки Тянутые проволоки Катанные ленты В отливке
после протяжки после рекри- сталлиза- ции после прокатки после рекри- сталлиза- ции
Железо Кобальт Объемноцентрированная кубическая Гексагональная плотно [НО] [110] (001). [110] и др. (001), 15° К [ПО] [100]
Никель упакованная Гранецентрированная ку- — — (001) — —
бическая 111] и [100] — (ПО), [112] идр. (100), [001] —
* В таблице указаны кристаллографические плоскости или направления, ориентированные вдоль
направления прокатки или протяжки, а также направления роста кристаллов.
Так как отдельные кристаллы обладают анизотропией магнитных свойств,
то в текстурованных поликристаллических образцах магнитные свойства по
различным направлениям неодинаковы. В действительности трудно получить
Фиг. 44. Преимущественные ориентировки кристаллитов в никелевой
ленте и проволоке.
а—в ленте после прокатки; б—в ленте после рекристаллизации; в—в проволоке после
протяжки
вполне изотропный материал после какой бы то ни было обработки, даже если
она заключается всего лишь в затвердевании после плавления. При низкотемпе-
ратурном отпуске (для большинства сплавов на основе железа—до 600°С) вы-
равнивание напряжений не сопровождается заметным ростом величины зерен
или изменением их ориентации. Этот процесс носит название возврата. Основным
результатом возврата является уменьшение величины внутренних напряже-
ний, которые можно количественно оценить с помощью рентгеновских иссле-
дований. Вблизи температуры полного снятия внутренних напряжений изме-
няется как величина зерен, так и их ориентация, т. е. происходит рекристал-
лизация материала. При более высоких температурах рост зерен происходит
42
ГЛАВА II
более интенсивно. Как показано на фиг. 45, значения температуры, соответ-
ствующие возврату и рекристаллизации, определяются величиной деформации,
предшествовавшей отжигу [1551]. После рекристаллизации металлов, прошед-
ших холодную деформацию, также получается текстура. Виды преимущест-
венной ориентировки указаны для некоторых случаев в табл. 6, а для никеля
изображены на фиг. 44, б.
На фиг. 46 в качестве примера показана зависимость магнитных свойств
от направления в образце железо-никелевого сплава, содержащего 40% Ni,
по данным Даля и Павлека [851]. Перед измерениями образец был обжат на
Фиг. 45. Зависимость величины зерна железа от степени деформации
и температуры отжига.
98,5% путем холодной прокатки и затем отожжен при 1100°С?| Резуль-
таты измерений после повторной холодной прокатки (50-процентное обжатие)
представлены на фиг. 47. В гл. XII этот вопрос обсуждается более подробно.
Как правило, в промышленных материалах желательно получить меха-
нические свойства, облегчающие их обработку. Наилучшим материалом в этом
отношении обычно считается малоуглеродистая сталь. Обработка кремнистого
железа затруднена вследствие его хрупкости, которая становится особенно
большой в сплавах, содержащих около 5% кремния (фиг. 48). Пермаллой более
«жесток», чем железо или малоуглеродистая сталь, и требует больших усилий
при прокатке и более частых промежуточных отжигов при холодной прокатке,
однако его можно довести до меньших толщин. Детали конструкций, изготав-
ливаемые из недостаточно прочного или твердого магнитного материала, требу-
ют бережного обращения во избежание деформации, поскольку она приводит
к понижению проницаемости. Если твердость значительна, то материал может
быть обработан посредством шлифовки. Последнее относится к ряду материалов
для постоянных магнитов.
Изучение тонких пленок и порошков (с минимальными размерами до I0"4cjh
и менее) показало, что во многих случаях большое значение приобретают раз-
меры образца. Многочисленными исследованиями установлено, что тонкие плен-
ки, получаемые при помощи вакуумного испарения металлов или электролита-
90'
JQO 7.5 5.0 2,5 0 2.5 50 7,5 10,0
HC) эрстед
7Q0 75 5fl Z5 о гЦ 50 75 КИО3
ВГ} гаусс
40 30 20 Ю О Ю 2д 30 40
[i( в средних полях)
Фиг. 46. Магнитные свойства листа железо-никелевого сплава
(40% Ni) по различным направлениям.
После 98,5-процентной деформации образец отжигался при 1100° С.
Фиг. 47. Свойства того же материала, что и на фиг. 46, после того как он
прошел прокатку и отжиг и был вторично прокатан.
44
ГЛАВА II
ческим путем, обладают, как правило, высокой коэрцитивной силой и малой
проницаемостью. У нас не имеется исчерпывающего объяснения этого явления,
поскольку трудно разделить влияние собственно толщины материала от эффек-
Фиг. 48. Влияние кремния на
сопротивление разрушению желе-
зо-кремнистого сплава.
По оси ординат отложен предел проч-
ности в кг/см*. При содержании око-
ло 4% Si хрупкость заметно повы-
шается.
из этих факторов оказывает на магнитные свойства вполне определенное воздей-
ствие. В качестве примера влияния толщины материала мы приводим фиг. 49,
на которой представлены публикуемые впервые результаты одного из много-
численных опытов. На ней изображены кривые намагничивания тонкой пленки
кобальта, осажденного электролитическим способом.
Фиг. 49. Влияние толщины на кривые намагничивания тонких пле-
нок чистого кобальта, полученных электролитическим способом.
Цифры на кривых указывают толщину пленок в микронах.
Высокая коэрцитивная сила, полученная Гийо [1359] на тонком порошке,
является наиболее ярким примером влияния размеров частиц. При уменьшении
диаметра частицы до 5-10-4 см коэрцитивная сила возрастает в 15 раз (фиг. 50).
Теория намагничивания мелких частиц излагается в гл. XVIII.
Свойства, изменяющиеся при намагничивании. При непосредственном воз-
действии внешнего магнитного поля изменяется не только намагниченность
ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
45
вещества, но также и ряд его немагнитных свойств. Ниже перечисляются не-
которые из этих свойств, а также величина, на которую они могут измениться.
Длина и объем (магнитострикция)............................. 0,01%
Электросопротивление...................................... 5%
Температура (магнетокалорический эффект, тепло гистерезиса) 1° С
Упругие константы.........................•............... 20%
Вращение плоскости поляризации света (эффекты Фарадея и
Керра) ................................................... 1 °.’(угловой)
Кроме указанных, имеются свойства, которые изменяются при изме-
нении температуры вследствие зависимости намагниченности от последней.
Фиг. 50. Влияние размера ча-
стиц на величину коэрцитивной
силы порошкового MnBi.
«Аномальный» температурный ход вблизи точки Кюри имеют следующие физи-
ческие свойства ферромагнетиков:
удельная теплоемкость;
термическое расширение;
электросопротивление;
упругие константы;
термоэлектродвижущая сила.
Аномалии этих и некоторых других свойств ферромагнетиков наблюдают-
ся и в тех случаях, когда внешнее магнитное поле отсутствует.
С ферромагнетизмом связаны также гальваномагнитный, химический и ряд
других эффектов, которые мы не будем рассматривать.
ГЛАВА III
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
В 1946 г. мировая продукция железа и стали всех сортов составляла около
100 млн. /л, из которых, вероятно, примерно половина изготовлялась в США.
Хотя магнитные материалы представляют собой лишь небольшую часть этого
количества, все же их общий тоннаж выражается заметной величиной. Точные
данные о количестве магнитных материалов отсутствуют, но приблизительно
его можно оценить в 1 млн. т.
Помимо железа, в магнитные сплавы вводятся многие элементы, но, тем
не менее, железо является основным компонентом при изготовлении большин-
ства ферромагнитных материалов, имеющих практическое значение. Эти мате-
риалы подразделяются на два класса: магнитно-мягкие, применяемые в транс-
форматорах, моторах, реле и других электромагнитных приборах, и магнитно-
твердые, или постоянные магниты, применяемые в громкоговорителях, реле,
телефонных трубках и для многих других целей. Среди магнитно-мягких мате-
риалов большое значение имеет нелегированное так называемое «магнитное
железо». Большое количество железа потребляется для изготовления железо-
кремнистых сплавов, содержащих до 6% Si; меньшее количество—для изготов-
ления железо-никелевых сплавов (пермаллой), железо-кобальтовых и железо-
никель-кобальтовых сплавов. К материалам для постоянных магнитов относят-
ся: стали, содержащие углерод и такие легирующие элементы, как кобальт,
хром, вольфрам и марганец; сплавы алнико, содержащие железо, кобальт,
никель и алюминий в различных количествах, а иногда также медь и титан
и, наконец, железо-кобальтовые сплавы с присадками молибдена, хрома, ва-
надия, вольфрама и других элементов. Сплавы двух последних групп, которые
часто причисляют к сталям, содержат очень мало углерода (углерод в них даже
вреден), а потому название «сталь» к ним лучше не применять.
Производство железа и стали. Основная часть железа для магнитных спла-
вов восстанавливается из руды в доменной печи; получающийся чугун превра-
щается в техническое железо или сталь в основной мартеновской печи. Ниже
дается краткое описание химии этих процессов для объяснения наличия раз-
личных примесей и их влияния на свойства промышленной продукции.
Доменная печь представляет собой сложенное из огнеупорного кирпича
сооружение цилиндрической формы высотой 25—30 м и диаметром 8—9 м.
Сверху в доменную печь загружаются исходные материалы: известняк, кокс
и руда. Сквозь эти материалы через отверстие вблизи основания печи непре-
рывно продувается воздух, доменный чугун и шлак выпускаются снизу (из гор-
на) через каждые 5—6 час. Для изготовления 1 т доменного чугуна требуется
около 2 т руды (преимущественно Fe2O3), 1 т кокса, 0,5 т известняка и 4 т
воздуха. При получении 1 т чугуна выделяется около 6 т газов и образуется
0,5 т шлака. Температура загруженных материалов в печи возрастает по мере
их медленного опускания и в самой горячей зоне (вблизи горна) равна при-
близительно 2000°С. Практически все тепло, необходимое для осуществления
химических реакций, получается при сгорании кокса:
2С + О2 = 2СО.
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
47
Руда восстанавливается по реакции
Fe2O3 + ЗСО = 2Fe + ЗСО2,
однако при более высоких температурах встречается и такая реакция:
Fe2O3 + ЗС = 2Fe + ЗСО.
Известняк при нагревании разлагается:
СаСО3 = СаО -|- СО2.
Известь, соединяясь с окислами кремния и алюминия, присутствую-
щими в руде в качестве примесей, образует относительно легкоплавкие
соединения. Эти соединения при температурах, близких к температуре
плавления железа, находятся в жидком состоянии и, таким образом, могут
быть легко удалены:
2СаО + А12О3 + SiO2 = 2СаО • А12О3 • SiO2.
Однако часть окиси кремния восстанавливается углеродом:
SiO2 + 2C = Si + 2CO,
образуя кремний, который растворяется в железе. Окислы кальция, магния
и алюминия углеродом не восстанавливаются.
Сера, присутствующая первоначально как примесь к коксу, превращает-
ся в сульфид железа и затем главным образом в сульфид кальция, ко-
торый уходит в шлак:
FeS + СаО 4- С = CaS + Fe + СО
Небольшое количество серы остается в чугуне. Окислы марганца, часто
находящиеся в руде, частично восстанавливаются:
MnO2 + 2С = Мп + 2СО,
а марганец растворяется в чугуне. Фосфор, присутствующий в виде фос-
фата кальция, тоже восстанавливается:
Р2О5 + 5С — 2Р + 5СО,
и остается растворенным в чугуне. Данные химического анализа доменного
чугуна приведены в табл. 7.
Таблица 7
Примерный состав доменного чугуна
Элемент Содержание, % Элемент Содержание, %
Fe 93 Si 1,0
С 4 Р 0,2
Мп 1,5 S 0,03
В доменном чугуне в виде включений имеется также некоторое количество
шлака.
Около 90% всего доменного чугуна превращается в железо и сталь в основ-
ной мартеновской печи, где углерод, кальций, марганец, фосфор и кремний
удаляются окислением. Окислы и другие вещества, находящиеся во взвешенном
состоянии, удаляются под действием газов, выделяющихся в течение пррцесса.
Основные мартеновские печи бывают обычно неглубокими, имеют прямоуголь-
ную форму и могут вмещать более 100 т металла. Эти печи футеруются магне-
48
ГЛАВА III
зитом и известняком, свод их изготовляется из силикатного кирпича. Печи
загружаются железным скрапом, доменным чугуном, известняком и в неболь-
шом количестве рудой. Нагревание печей производится распыленными мазутом
или нефтью или горячими газами из доменных и коксовальных печей. В течение
первых нескольких часов нагрева окисляется скрап, несколько позже обжи-
гается известняк и образуется двуокись углерода и уже в последней стадии (под
шлаком, образующимся из извести и окиси кремния) происходит рафиниро-
вание металла.
Окисление осуществляется печными газами и отчасти двуокисью углерода.
При этом после окисления фосфора образуется фосфат кальция 3 СаО-Р2О6,
после окисления марганца—МпО и серы—CaSO4. Эти продукты соединяются и
образуют шлак на поверхности расплавленного металла. Сначала шлак состо-
ит из извести, образующейся в результате обжига известняка, и окислов желе-
за (из скрапа). Окислы железа, содержащиеся в шлаке, вступают в реакцию
с кремнием и марганцем расплавленного металла, причем восстанавливается
металлическое железо и образуются окислы кремния и марганца; два послед-
них окисла образуют силикаты, которые входят в состав шлака. Эти реакции
экзотермические и протекают быстро. Несколько позже подобным образом уда-
ляется фосфор, который образует фосфат кальция. Наконец, когда эти реак-
ции почти закончены, начинается окисление углерода. Это эндотермическая
реакция:
FeO H-C = Fe + CO.
Она ускоряется добавлением железной руды или других кислородсодержащих
веществ в условиях тщательного контроля с помощью химического анализа.
При изготовлении большей части железа, применяемого для магнитных
материалов, 100-тонная жидкая ванна окончательно раскисляется ферросили-
цием. Весь процесс получения железа протекает в течение 25 час.1)
Химический состав. В табл. 8 приведены данные химических анализов
характерных образцов малоуглеродистого железа, полученных в основной
мартеновской печи [770, 1193].
Таблица 8
Состав образцов железа, полученного в основной
мартеновской печи
Элемент Содержание, %
образец 1 образец 2 шведское железо
С 0,02 0,02 0,018
Мп 0,04 0,05 0,002
Si 0,003 0,01 0,022
Р 0,005 0,01 0,027
S 0,03 0,03 0,002
О 0,08 0,13
N 0,005 0,004
А1 0,002
В последней графе этой таблицы приведен состав шведского железа высо-
кого качества, изготовленного в электропечи (завод неизвестен). Таким обра-
зом, при рафинировании содержание железа увеличивается от 93 до 99,7—
99,9%. Такой материал широко применяется после соответствующей обработки
давлением и отжига.
*) Собственно мартеновская плавка продолжается 7—8 час.— Прим. ред.
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
49
Изготовление чистого железа. Очень чистое железо можно получить даль-
нейшим рафинированием при помощи электролиза, восстановлением чистых
окислов железа водородом или путем перевода железа в карбонил железа и об-
ратном его выделении из карбонила. Данные химических анализов электроли-
тического железа, полученного тремя промышленными фирмами, приведены
в табл. 9.
Таблица 9
Данные анализа электролитического железа
Элемент Содержание, %
по данным фирмы «Ниагара» по данным фирмы «Вестингаус» по данным фирмы «Нейшнл рейдиейт»
С 0,006 0,02 0,010
Мп 0,000 0,01 0,001
Si 0,005 0,01 0,004
Р 0,005 0,05 0,003
S 0,004 0,003 0,003
А1 0,01 0,009
Си 0,015 0,001
В таблице приведены данные о составе образцов, полученных фирмами
«Ниагара», «Вестингаус» [173] и «Нейшнл рейдиейт» [770]. Анализ произве-
ден лабораторией фирмы Белл. Промышленность не имеет постоянного снабже-
ний электролитическим железом, повидимому, вследствие высокой стоимости
изготовления.
Для изготовления чистого железа в промышленном масштабе с помощью
карбонильного процесса загрязненное губчатое железо обрабатывается под
давлением окисью углерода; полученное жидкое или газообразное соединение
Fe(CO)5 вдувается в полую камеру при температуре 350°С, причем при вдувании
происходит его разложение. Железо, полученное таким способом [358], со-
держит около 1%С. Для удаления углерода это железо либо смешивается с со-
ответствующим количеством FeO, полученной при окислении части очищенного
железа, либо обезуглероживается водородом и переплавляется в вакууме.
Конечный продукт считается очень чистым, но данные некоторых анализов,
приведенные в литературе, указывают на присутствие непостоянных и различ-
ных по количеству примесей, как видно из табл. 10 [796, 1000].
Таблица 10
Данные анализа карбонильного железа
Элемент Содержание, %
по данным работы [952] по данным работы [796]
С 0,02—0,10 0,007
Мп 0,08—0,10 Следы
Si 0,04—0,05 0,004
Р 0,005—0,007 —
S 0,005—0,007 0,004
О 0,1—0,6 0,004
N 0,005
Анализы, произведенные в лаборатории фирмы Белл, показывают, что
содержание никеля в образцах колеблется в пределах 0,008—0,1%.
4 р. Возорт
50
ГЛАВА III
Небольшое количество чрезвычайно чистого железа было изготовлено Том-
соном и Кливсом [770, 1171] методом восстановления окиси железа. Исходным
продуктом являлся тщательно рекристаллизованный нитрат железа, из кото-
рого Fe^Oj получалась путем осаждения безводным аммиаком и выпаривания.
Окись восстанавливалась водородом при температуре 500° С. Полученный
продукт спекался в водороде при температуре 1000°С, прессовался, расплавлял-
ся в тигле из окиси бериллия в атмосфере окиси углерода, затем переплавлялся
в индукционной печи в атмосфере очищенного водорода и затвердевал при умень-
шающемся давлении. Данные химических анализов пятидесяти образцов пока-
зали, что общее количество всех примесей не превышает 0,01%. Наиболее су-
щественными примесями являются: кислород (0,003%), медь (0,002%), углерод
(0,001%). На магнитные свойства главным образом влияют неметаллические
примеси: углерод, кислород, сера и азот. Все эти примеси могут быть удалены
термообработкой в атмосфере чистого водорода при высокой температуре. Уда-
ление углерода с помощью водорода происходит согласно реакции
Fe + C + 2H2 = Fe + CH4.
Эта реакция отличается от обычных реакций тем, что становится менее эффек-
тивной при высоких температурах. Таким образом, для удаления углерода
существует оптимальная температура, которая вследствие изменения скорости
диффузии с температурой зависит от толщины материала и других факторов.
Эта температура может изменяться в пределах от 400 до 1200°С и выше. Реакция
удаления углерода лучше протекает под давлением. Кислород, сера и азот
удаляются в виде соединений Н2О, H2S и NH3, которые образуются тем быстрее,
чем выше температура. Исключение составляет сера, которая удаляется из рас-
плава менее интенсивно, чем из твердой фазы. Состав железа, полученного с
помощью такой термообработки, приведен в табл. 5.
Физические свойства. При температуре ниже 900° (точка аллотропического
превращения) железо существует в виде a-фазы, имеющей хорошо известную
структуру объемноцентрированного куба. Подобную структуру имеет и 8-фаза,
которая стабильна при температурах выше 1400°С. Между этими двумя темпе-
ратурами превращения железо имеет структуру гранецентрированного куба.
Последняя фаза имеет большую плотность и, следовательно, при превращении
как а-, так и 8-фаз в у-фазу плотность возрастает.
Физические свойства железа приведены в табл. 11. В табл. 12 приведены
наиболее важные магнитные характеристики. Эти характеристики (если нет
особого примечания) относятся к наиболее чистому железу [1316]. Сопоставле-
ние различных свойств технического мартеновского железа было выполнено
Кеньоном [1551].
Некоторые данные об изменении термического расширения с температурой
приведены на фиг. 51. На ординате справа указаны соответствующие плотности.
Результаты Шмидта [676] были получены ранее результатов других исследо-
вателей; они основаны на данных рентгеноструктурного анализа и охватывают
весь температурный интервал, в котором железо находится в твердом состоя-
нии. Точность измерений в работах Шмидта, вероятно, меньше, чем в рабо-
тах Хиднерта и Эссера и Эстерброка [1261, 1316].
Плотность в области о-фазы, плотность расплава и изменение плотности
в критических точках пока еще не определены с достаточной точностью. Зави-
симость периода решетки а- и у-железа от температуры показана на фиг. 52.
В этом случае кривая, построенная по данным Шмидта, опять расположена
ниже кривых, полученных при позднейших исследованиях [977, 1021]. Однако
ход кривых при высоких температурах одинаков. На фиг. 53 показана зависи-
мость электросопротивления от температуры (до температуры плавления) для
образцов мартеновского железа [1150] и электролитического железа [291].
Для низких температур приведены средние значения, на основании данных ряда
авторов [413].
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
51
Таблица 11
Некоторые физические свойства железа
Плотность при 20° С, г/см3....................................... 7,874
Коэффициент термического расширения при 20° С.................... 11,7- 10”®
Период решетки, А................................................ 2,861
Температура плавления, °C........................................ 1 539
Температура кипения (прибл.), °C................................. 3 200
Температура «-^-превращения (Л8) при нагревании, °C.............. 910
Температура f-b-превращения (Л4) при охлаждении, °C.............. 1 400
Удельное электросопротивление при 20° С, ом*см................. 9,7- 10-в
То же для технического железа.................................... 11,0-10”®
Температурный коэффициент электросопротивления................... 0,0065
Сжимаемость, см*/кг............................................... 0,60-10”*
Теплоемкость, кал/г-°C........................................... 0,105
Теплота плавления, кал/г......................................... 64,9
Теплота «-^-превращения, кал/г..................................... 3,86
Теплота ^-превращения, кал/г..................................... 1,7
Линейное сжатие при «-^-превращении при нагревании............... 0,0026
Линейное расширение при f-Ь-превращении при нагревании........... 0,001—0,003
Модуль упругости, кг/мм*......................................... 21-Ю3
Модуль сдвига, кг/мм*............................................ 8,4-103
Предел пропорциональности для отожженного железа, кг/мм* .... 13,4
Предел прочности, кг/мм*............................................ 17,5—70
Твердость по Бринелю (для отожженного железа).................... 50—90
Таблица 12
Магнитные свойства железа
Точка Кюри, °C (0)...................................................... 770
Магнитный момент 1 г при насыщении при 20°С (os )................... . . 217,75
Магнитный момент 1 г при насыщении при 0° К (°о)...................... 221,89
Намагниченность насыщения при 20°С (Is )................................... 1 714
Индукция насыщения при 20° С (Bs )........................................ 21 580
Индукция насыщения при 25°C(BS ).......................................... 21 580
Намагниченность насыщения при 0° К (10).................................... 1 735,2
Индукция насыщения при 0°К (4тс/0)........................................ 21 805
Число магнетонов Бора на атом (п0) .................................. 2,218
Максимальная проницаемость технического железа (рт)........................ 5 000
Наивысшая максимальная проницаемость (поликристаллического железа (рт) 350 000
Коэрцитивная сила технического железа (Нс )........................... 0,9
Наименьшая коэрцитивная сила (Нс ) ................................... 0,01
Магнитные свойства технического железа. На фиг. 54 приведены кривые
проницаемости двух характерных образцов технического листового железа,
изготовленного в основной мартеновской печи. На фиг. 55 изображены петли
гистерезиса при различных значениях максимальной индукции для материала,
имеющего максимальную проницаемость 9000 и коэрцитивную силу 0,81 эрстед.
Этот материал (его максимальная проницаемость немного выше средней) от-
жигался в течение 1 часа при температуре 925°С и медленно охлаждался вместе
с печью. Как видно из фиг. 54, проницаемость имеет довольно низкую величину
при индукциях 16000—18000 гаусс, но магнитное насыщение имеет место толь-
4*
52
ГЛАВА III
ко при значениях В—Н, превышающих 21 000 гаусс. Своеобразное приближе-
ние к насыщению изображено на фиг. 56 в виде зависимости ц — 1 от В — Н,
построенной по данным работы [984]. Величина магнитного насыщения
рассматриваемого материала лишь немного ниже величины магнитного на-
Фиг. 51. Термическое расширение же-
леза (показаны скачки, сопровождающие
фазовые изменения).
/—по данным Эссера и Эстерброка; 2—по дан
цым Хиднерта; 3 —по данным Шмидта.
сыщения чистого железа.
Начальная проницаемость такого
материала обычно не превышает 200,
а проницаемость при В = 20 гаусс
не превышает 250 — 300.
Для двух рассматриваемых об-
разцов железа имели место следу-
ющие соотношения между ц и Ят:
Н= 150 + 2200 Нт,
|г= 180+ 1400 Нт.
Эти соотношения справедливы
для значений Нт от 0 до 0,3 эрстед.
На фиг. 57 показана зависимость об-
ратимой проницаемости от намагни-
чивающего поля для характерного
образца железа.
Температура. Влияние темпера-
туры на индукцию в сильных полях
(Я =10000 эрстед) тщательно опре-
делено Хеггом в 1910 г. [103]. СЬязь
индукции насыщения с температурой
(для температур ниже комнатной)
может быть выражена [998] зависи-
мостью вида Т8/з Или Т2, например
BS = BO (1 — СТ2),
где Во —индукция насыщения железа при 0°К, а Г —абсолютная темпера-
тура. Терри также в 1910 г. [112] получил кривые намагничивания пр.и
Фит. 52. Период решетки железа при раз-
личных температурах.
/—поданным Эссера и Эстерброка; 2—по данным
Оуена, Ятса и Салли; 3—по данным Шмидта.
По оси ординат слева отложен период решетки
для объемноцентрированной фазы, справа—для
гранецентрированной»
Фиг. 53. Электросопротивление тех-
нического листового железа при различ-
ных температурах.
/—по данным] Пауелла; 2—по данным Ржб-
бекка.
разных температурах для образцов очень чистого электролитического железа
(0,012% С, 0,072% Н; 0,001% S, 0,003% Si, 0,004% Р), отожженного при
'8(Ю0С. Хотя значения максимальной проницаемости полученных им
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
53
образцов были ниже современных стандартных значений (вероятно, вслед-
ствие низкой температуры отжига), однако кривые намагничивания и вели-
чины проницаемости и других магнитных свойств, измеренных им при раз-
личных температурах вплоть до точки Кюри, до настоящего времени явля-
ются наиболее достоверными. На фиг. 58 показано характерное резкое уве-
личение р.о и |j.m при температуре, которая на 50° ниже точки Кюри, и не-
прерывное уменьшение Нс, Wh и Вт с возрастанием температуры.
Фиг. 54. Кривые проницаемости железа
после отжига и после холодной обработки,
/—лабораторные образцы; 2—техническое листо-
вое железо; 5—железо после холодной обработ-
ки (уменьшение площади поперечного сечения
на 64%).
Фиг. 55. Верхние половины петель
гистерезиса отожженного железа.
Согласно данным Кюлевейна [589], по мере приближения температуры
к точке Кюри площадь петли гистерезиса уменьшается и становится прак-
тически равной нулю, когда проницаемость все еще велика. Кривые, иллю-
стрирующие зависимость площади петли гистерезиса и других магнитных
свойств от температуры, приведены в гл. XIV.
Термообработка технического железа. Свойства обыкновенного железа
зависят от температуры и времени отжига и от скорости охлаждения.
Последняя особенно важна при прохождении области температур 900 —
800° С вследствие 7-а-превращения. Если материал нагрет до температу-
ры, превышающей температуру а-7-превращения, то скорость охлаждения
должна быть относительно малой, около 5° С в 1 мин. Более высокие зна-
чения максимальной проницаемости получаются при такой термообработке,
когда металл нагревается до температуры, превышающей температуру пре-
вращения, а не в тех случаях, когда превращения железа в ^-состояние
вообще не происходит. Следовательно, для получения материала с высоким
значением рекомендуется отжиг при 925—1000° и охлаждение со ско-
ростью, меньшей 5° С в 1 мин. Если желательно получить высокую про-
ницаемость при высокой индукции (В > 12 000 гаусс), то материал целесо-
образно отжигать при температуре 800° С или ниже и медленно охлаждать
[1344]. Охлаждение со скоростью, меньшей 5°С в 1 мин., иногда является
причиной хрупкости, хотя большей частью она зависит, повидимому, от
содержания примесей.
54
ЛАВА III
Примеси могут оказывать существенное влияние и на изменение некоторых
магнитных свойств при старении. Например, коэрцитивная сила и потери на
гистерезис некоторых образцов при комнатной температуре могут увеличить-
ся на 100% и более после обработки, состоящей в выдержке при 100°С в течение
200 час. Указанные свойства из-
меняются даже при 25°С, в то
время как другие свойства за-
метно не изменяются. Это ста-
рение обусловлено выделением
примесей—углерода или азота,—
которые присутствуют в количе-
ствах, превышающих их раство-
римость в твердом состоянии при
100° С или при комнатной темпе-
ратуре. Такое старение являет-
ся дисперсионным твердением,
хорошо известным по своему
влиянию на механические свой-
ства железа.
Растворимость любой из
Фиг. 56. Проницаемость железа при высоких
индукциях.
Фи г. 57. Обратимая проницаемость железа
(Ят=25 эрстед) для различных точек кривой
намагничивания и петли гистерезиса. (Кривая,
имеющая форму бабочки.)
обычных примесей в железе^ за-
висит от наличия других приме-
сей и легирующих элементов, до-
бавляемых для придания опреде-
ленных свойств. Так, известно,
например, что марганец пони-
жает растворимость серы, а крем-
ний—растворимость углерода.
Кестер [476] для уменьшения
растворимости азота добавлял
алюминий и нашел, что введе-
ние 0,2% А1 предотвращает ста-
рение материала. Было обнару-
жено, что некоторые металлы,
например титан и ванадий, «про-
тиводействуют» влиянию обыч-
ных примесей, вызывающих ста-
рение.
В нашем распоряжении не
имеется достаточно данных о яв-
лении возврата магнитных
свойств железа при низкотемпе-
ратурном отжиге после холод-
ного обжатия. На фиг. 59, взя-
той из работы [681], показано
относительное уменьшение ин-
дукции хорошо отожженной про-
волоки, подвергавшейся обжа-
тию на 4% от исходной площади поперечного сечения и отжигу в течение
45 мин. при разных температурах (до 500°С). Возврат, очевидно, заканчи-
вается приблизительно наполовину при относительно низкой температуре
250—300° С.
Термообработка в водороде. Технические сорта магнитного железа имеют
обычно максимальную проницаемость 5000—10 000. Однако для лабораторных
образцов были получены более высокие значения проницаемости и соответству-
ющие значения других магнитных свойств. Йенсен [441] сопоставил наивысшие
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
55
Фиг. 58. Изменение магнитных свойств железа с темпе-
ратурой.
Материал был отожжен при 800° С.
значения рт, полученные в разное время, и, изобразив эти данные графически,
получил ясную картину прогресса в области магнитных исследований за по-
следние полвека. На фиг. 60 изображена диаг-
рамма Йенсена, дополненная результатами более
поздних исследований [421, 441, 453, 570, 694,
923, 932]. Первая точка на диаграмме соот-
ветствует максимальной проницаемости чистого
монокристалла, для которого значение почти
в 1000 раз больше, чем у образцов, полученных
Роуландом в 1873 г. Улучшение свойств железа
в период с 1900 по 1915 г. обусловлено главным
образом работами Йенсена, который выплавлял
свои материалы в вакууме и отжигал их в водо-
роде при температурах 1100—1200° С. Улучшение
магнитных свойств железа с 1925 по 1940 г. свя-
зано в первую очередь с работами Чиоффи [570,
694, 932], который обрабатывал свои материалы
в чистом водороде при температурах выше 1300° С.
Применение метода Чиоффи позволяет
надежно получать образцы, для которых
р.т=250000, р.в=1=25 000 и Яс=0,04 эрстед.
Термообработка этих образцов состоит в следу-
Ф и г. 59. Возврат свойств
холоднодеформированного же-
леза после отжига при разных
ющем: образец помещается в железный ящик, температурах.
в который по железной трубе подается очищен-
ный водород. (Очищение водорода осуществляется путем диффузии сжатого
газа через стенки горячих палладиевых трубок.) Ящик помещается в печь,
Фиг. 60. Наивысшие значения максимальной проницаемости железа,
полученные в различные годы.
/—данные Чиоффи, Вильямса и Бозорта; 2—данные Чиоффи; 3—данные
Роджерса; 4—данные Йенсена и Циглера; 5—данные Йенсена; 6—данные Терри;
7—данные Гумлиха и Геренса; 8—данные Гумлиха и Шмидта; 9—данные
Юинга; 10—данные Роуланда.
Фиг. 61. Кривые проницаемости железа
после термообработки в водороде в течение
18 час. при 1480° С.
Сплошная кривая—наивысшая проницаемость;
пунктирная — средняя проницаемость.
Фиг. 62. Петля гистерезиса для же-
леза, обработанного в водороде в тече-
ние 18 час. при 1480° С.
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
57
через которую протекает влажный водород; влага предотвращает диф-
фузию кремния и других примесей, имеющихся в печи, через стенки ящика
в образец (чистый сухой водород восстанавливает окись кремния; обра-
зующийся кремний быстро диффундирует при температуре 1300—1500°С).
Необходимо, чтобы скорость охлаждения при температуре а-у-превращения
была небольшой. Если это условие не соблюдается, то материал следует
отжечь вторично при температуре, около 880°С в течение нескольких ча-
сов. Магнитные свойства материала после такой обработки характеризуются
кривыми на фиг. 61—63. На фиг. 64 показано влияние температуры вы-
сокотемпературного отжига на максимальную проницаемость. На фиг. 61 изо-
бражена также кривея проницаемости [для образца, который имеет наивыс-
шую максимальную проницаемость из
всех известных в настоящее время
для поликристаллического железа.
Фиг. 63. Проницаемость в слабых по-
лях для железа, обработанного в водо-
роде в течение 18 час. при 1480° С.
Ф и ♦. 64. Влияние температуры от-
жига в водороде на максимальную про-
ницаемость (выдержка 18 час.).
Удаление примесей. Применение термообработки в водороде основано на
том, что на магнитные свойства влияют только примеси неметаллических эле-
ментов, которые можно удалить при термообработке водородом. Вредное дей-
ствие неметаллических элементов обусловлено тем, что их растворимость в же-
лезе в твердом состоянии ограничена, вследствие чего они способствуют диспер-
сионному твердению. Эти элементы можно довольно быстро удалить, так как
они диффундируют сквозь металл и при высоких температурах соединяются
с водородом. Кислород, углерод и азот при термообработке в водороде удаляют-
ся быстрее, чем сера [694]. Углерод при обработке во влажном водороде, пови-
димому, удаляется быстрее, чем при обработке в сухом водороде. Фосфор поч-
ти не взаимодействует с водородом; в малых количествах он не влияет на магнит-
ные свойства железа, очищенного от других примесей. В железе фосфор можно
рассматривать как металлический элемент, на что указывает тот факт, что фос-
фор образует твердый раствор замещения, если его количество не превышает 1%.
Незначительность действия водорода на фосфор в железе подтверждается экспе-
риментально измерением электросопротивления железа, содержащего 0,8%
фосфора. Как показывает опыт, электросопротивление не меняется после
термообработки образца в течение 18 час. при 1400° С в атмосфере чистого
водорода.
Чтобы та или иная примесь перестала оказывать вредное действие, необ-
ходимо, чтобы она продиффундировала через железо к поверхности образца
58
ГЛАВА Ш
и затем была удалена с нее. Удаление может происходить или путем испа-
рения, или путем образования соответствующего соединения в промежуток
времени, пока поток водорода или другого газа омывает поверхность. Коли-
чество оставшейся примеси не должно превышать предела ее растворимости в
твердом состоянии при комнатной или{ немного более высокой температуре1).
Пределы растворимости наиболее часто встречающихся примесей достаточно
точно не определены. В табл. 13 приведены примерные значения пределов рас-
творимости некоторых элементов.
Таблица 13
Значения растворимости неметаллических
элементов при комнатной температуре,
полученные с помощью вычислений
Элементы Предел раствори- мости, %
С о S N Р 0,007 0,01 0,02 0,001 1,0
Следует отметить, что количества всех элементов, указанных в таблице,
за исключением фосфора, меньше тех количеств, которые содержатся обычно
в мартеновском железе хорошего качества.
Скорость диффузии примеси в железе определяется коэффициентом диффу-
зии D, имеющем размерность см?!сек. Значение коэффициентов диффузии при
некоторых температурах приведены в табл. 14 [216, 766, 1245, 1249].
Таблица 14
Коэффициент диффузии некоторых элементов в железе*
Элемент D*10io, см2 (сек
900° С 1000° с 12 00° С 1400° С
С 1 000 2700 13 500 (47 000)
О — 8 — —
N 600 1350 (9 000) —
S (3) 6 (17) (40)
р (2) 13 — —
Ni — — 1 —
Si (60) 85 (165) —
♦ Цифры в скобках указывают, что данное значение получено путем интерполяции
или экстраполяции.
Коэффициент диффузии определяется временем, необходимым для умень-
шения количества примеси до 0,1 ее первоначального количества в листе задан-
В действительности содержание примесей должно быть гораздо меньше, так как они
образуют твердые растворы внедрения, которые имеют значительно меньшую проницае-
мость, чем чистое железо, даже в отсутствие дисперсионного твердения.—Прим. ред.
ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО
59
ной толщины. При этом предполагается, что элемент, диффундирующий к по-
верхности, немедленно удаляется, образуя соединения или испаряясь. Для
листа толщиной 0,036 см соответствующее время в часах равно 760/D-1010,
а для листов других толщин пропорционально квадрату толщины. ’Если тол-
щина d выражена в см, то время в часах равно»
760 ( d \2
D-1010 \ 0,036/
(видоизменение выражения, приведенного Баррером [1249]). Таким образом,
очевидно, что для уменьшения концентрации примеси в 10 раз в листе толщи-
ной 0,036 см за определенное время, например за 24 часа, £>• 1010 должно быть
равно 30 или выше. Из табл. 14 видно, что сера вследствие ее малой способ-
ности к диффузии является одним из наиболее трудно удаляемых элементов
и для ее удаления необходима обра-
ботка материала при температуре
1300—1400° С в течение суток.
Коэффициенты диффузии некото-
рых элементов в железе зависят от на-
личия других примесей. Например,
присутствие 0,5% С уменьшает коэф-
фициент диффузии серы примерно до
0,1 его значения для железа, свобод-
ного от углерода. Подобным образом
сера понижает коэффициент диффузии
углерода, кислород увеличивает коэф-
фициент диффузии азота [766], а коэф-
фициент диффузии углерода увеличи-
вается с увеличением его содержания
[1245]. Сущность процесса очистки
водородом состоит в образовании сое-
динений водорода с примесью, после
того как последняя продиффундирова-
ла к поверхности. Если количество
примеси превышает предел ее раство-
римости и, кроме того, присутству-
ют такие твердые фазы, как FeS, Fe3C
или FeO, то минимальное количество
Температура, °C
Фиг. 65. Отношение парциальных дав-
лений водорода и других газов при равно-
весии между железом и Fe3C, FeS или FeO
при общем давлении 1 атм.
водорода, необходимое для соединения с данным количеством примеси, можно
рассчитать по константам равновесия соответствующих реакций. При реакци-
ях соединения водорода с серой и кислородом требуется тем меньше водорода,
чем выше температура, а реакция с углеродом при повышении температуры
требует, наоборот, увеличения количества водорода. Отношение парциального
давления Н2 к парциальному давлению СН4 или Н2О, окружающих неочищен-
ное железо при равновесии (полное давление равно 1 атм), показано на фиг.65
[1312].
Подсчитано, что при температурах 1300—1400° С для получения одного
объема СН4 необходимо около 1000 объемов Н2, тогда как при температуре
700°С соответствующее отношение составит только 5 : 10.
Когда количество примеси настолько мало, что примесь остается в твердом
растворе при температуре термообработки, отношение парциального давления
водорода к парциальному давлению газообразного соединения больше только
что рассмотренного, и при уменьшении содержания примеси до нуля это отно-
шение становится бесконечно большим. Азот легко удаляется из железа с по-
мощью водорода. При температуре 400° С водород может содержать более 35%
аммиака—это не приведет к образованию нитрида, а при температуре 575° С—
15% аммиака [507]. Поэтому более низкие температуры более благоприятны
60
ГЛАВА III
для разложения нитридов при условии, что процесс диффузии протекает с прак-
тически достаточной скоростью.
Особенность удаления серы состоит в том, что упругость паров серы при
равновесйи с соединением FeS [446, 933], составляющая, как подсчитано, около
0,2 мм рт. ст. при 1250° С, достаточно высока, вследствие чего сера легче испа-
ряется (даже при медленном испарении), чем соединяется с водородом. Сера,
таким образом, является трудно устранимой примесью как вследствие малой
величины скорости ее диффузии в железе, так и вследствие трудностей, связан-
ных с удалением ее с поверхности образца. Как показывают вычирления, для
удаления 90% всей содержащейся серы из листового железа толщиной 0,036 см
при 1250° С требуется 30 час. Время, необходимое для удаления серы, быстро
возрастает с понижением температуры. Данные вычислений качественно под-
тверждаются опытами Чиоффи [694].
ГЛАВА IV
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
Сплавы железа и кремния имеют большое значение для электропромыш-
ленности, которая потребляет ежегодно сотни тысяч тонн этих сплавов (около
400 000 т только в США за 1946 г.)..Сплавы с низким содержанием кремния
(1,5—3,5%) используются главным образом в моторах, генераторах и реле.
Сплавы с высоким содержанием кремния (3—5%) используются в мощных
моторах и силовых трансформаторах. Несколько лет назад было подсчитано
[9191, что около 0,4% общего расхода электроэнергии в США теряется на
нагревание сердечников трансформаторов. Величина этих потерь в денежном
выражении составляет ежегодно около 100 млн. долларов.
Помимо электропромышленности, кремний применяется как легирующий
элемент при изготовлении многих сталей. В химической промышленности
применяется коррозионно-устойчивый материал—кремнистый чугун, кото-
рый содержит около 15% Si, до 1% С и до 1% Мп.
История магнитных сплавов. Изучение свойств железо-кремнистых спла-
вов, начатое Хадфилдом [281], выявило ряд их интересных свойств. В 1882 г.
Хадфилд обратил внимание на твердость случайно полученного сплава, содер-
жащего свыше 1,5% Si. Исследуя возможности применения этого материала,
он изучил механические свойства сплавов, содержащих различные количе-
ства кремния. Результаты его исследований были опубликованы в 1889 г. [21].
Затем появились сообщения других авторов, в том числе работы Барретта
и др. (1900 г.) о магнитных свойствах этих сплавов [42, 49, 56].
Следует отметить, что электросопротивление и магнитные свойства неко-
торых сплавов были ранее изучены Гопкинсоном [12]. Однако присутствие
углерода в его сплавах затрудняло выявление присущих им ценных качеств, и
только работы 1900 г. способствовали промышленному освоению железо-крем-
нистых сплавов. Было установлено, что добавление 2—2,5% кремния повышает
магнитную мягкость: коэрцитивная сила такого сплава составляет примерно
половину коэрцитивной силы стандартного железа, применявшегося ранее
для сердечников трансформаторов. Это побудило Гумлиха [128] и Физико-тех-
нический институт (Германия) к промышленному освоению этих сплавов,
и в 1903 г. они производились германскими фирмами уже в значительном коли-
честве. Тогда же первые промышленные партии этого материала были выпу-
щены в США [1561]. Улучшение свойства железа (по сравнению с применяв-
шимся ранее) за счет добавления кремния характеризуется следующими че-
тырьмя факторами: 1) увеличением проницаемости; 2) уменьшением потерь
на гистерезис; 3) уменьшением потерь на вихревые токи вследствие увеличения
электросопротивления; 4) улучшением свойств в отношении старения.
Таким образом, новые сплавы, как указывал Гумлих, «могут в короткое
время почти полностью заменить обычный материал, несмотря на первона-
чальные трудности их изготовления и более высокую стоимость» [128]. Железо-
кремнистый сплав—«листовая электротехническая сталь»—применяется в про-
мышленности США с 1905 г., в Англии с 1906 г. Потери в такой листовой стали
составляли 2,2—4,4 вт/кг [281, 769] при толщине листва 0,36 мм, максималь-
ной индукции Вт=10000 гаусс и частоте /=60 гц. Таким образом, величина
62
ГЛАВА IV
потерь была в среднем в 2 раза меньше, чем у ранее применявшегося железа,
даже не подвергавшегося старению. К 1925 г. величина потерь в горяче-
катанной промышленной листовой стали снизилась приблизительно до 1,5 вт/кг
и в настоящее время составляет около 1,1 вт/кг [1495].
В настоящее время имеются также сорта холоднокатанной листовой стали
с потерями около 0,7 вт/кг (при измерениях в магнитном поле, приложен-
ном по направлению прокатки).
После первых исследований Барретта и др. свойства лабораторных образ-
цов были улучшены главным образом благодаря работам Гумлиха [176] в Гер-
мании и Йенсена в США по изучению влияния примесей [161, 251]. О влиянии
холодной прокатки впервые сообщил Госс [705] в 1934 г. В результате этих
исследований было улучшено качество промышленной продукции.
Некоторые свойства лабораторных образцов, изготовленных в разное
время после работы Хадфилда, даны в табл. 15.
Таблица 15
Магнитные свойства лабораторных образцов железо-кремнистых сплавов
Автор* Содержа- ние кремния, % Макси- мальная проницае- мость Потери на гистере- зис, эрг/см* за цикл при вт=юооо гаусс Литера- тура Примечания
Барретт и др. (1902) . . 2,9 4 500 1800 —
Гумлих (1909) 3,9 6100 — [90]
Йенсен (1915) 3,4 63 000 280 [161]
Чиоффи (1932) 4,0 16 000 — [573] уо=4000
Ру дер (1934) — — 70 [744,919] Для монокристалла
Госс (1934) 3 18 000 [705] }х=8000 при В=16 000
гаусс
Йенсен (1936) 3 83 000 [919]
Вильямс (1937) 3,8 1400 000 <30 [999] Для монокристалла
Бутби (1942) 6,3 500 000 45 — Термообработка в маг-
нитном поле
Техническая сталь (1950) 3 50 000 250 — Текстурованная
В скобках указан год, к которому относится
работа.
Способы изготовления. Промышленные железо-кремнистые сплавы выплав-
ляются обычно в основных мартеновских печах, хотя в отдельных случаях
используются дуговые или индукционные электропечи. Во всех случаях весьма
важен тщательный подбор скрапа и строгое соблюдение условий плавки, в осо-
бенности в течение периода рафинирования. Как было недавно установлено
Слоттменом и Лоунсбери [1506], введение кислорода во время процесса рафи-
нирования является благоприятным моментом. В основных мартеновских
печах легирование производится добавлением в ковш ферросилиция (содер-
жание кремния 50—90%). При использовании ферросилиция с высоким содер-
жанием кремния (90%) повышение температуры вследствие экзотермической
реакции приводит к тому, что металл перед разливкой приходится выдерживать
в ковше в течение достаточного времени. Температура разливки не должна
быть слишком высокой, так как железо-кремнистые сплавы склонны к обра-
зованию больших усадочных раковин в слитках. После затвердевания слитки,
вес которых иногда превышает 5 т, направляются в нагревательные колодцы
и затем при температуре 1200—1250° С на блюминг или обжимной стан. Ско-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
63
рость прокатки и процент обжатия имеют почти такую же величину, как при
обычном изготовлении малоуглеродистой стали. Сплав, содержащий свыше
2,5% Si, можно нагревать до несколько более высокой температуры; кроме того,
желательно более медленно производить охлаждение крупных слитков и заго-
товок. Это дает возможность избежать трещин, обусловленных напряжениями,
возникающими при охлаждении. При горячей прокатке слябов в полосы тол-
щиной от 1 до З'мм следует уделять особое внимание как подготовке поверх-
ности, так и нагреву слябов, поскольку кремнистое железо более склонно
к образованию изломов и трещин, чем малоуглеродистые стали. Большая часть
листов электротехнической стали производится толщиной 0,35—0,6 мм, что
достигается горячей или холодной прокаткой, как описано ниже.
На последней стадии горячей прокатки две, три или четыре горячие поло-
сы материала (толщиной 1—3 мм) складываются вместе, затем прокатываются,
складываются вдвое и нагреваются в печи до температуры 800—1000°С.
Далее, полосы вновь прокатываются в три-пять пропусков до окончательной
толщины и обрабатываются начисто при температуре около 750° С. Возможен и
такой вариант: пакет перед окончательной прокаткой нагревается до 800—850°С.
После прокатки пакет разрезается и разделяется на отдельные листы. Для
выравнивания холодные листы пропускаются между валками. Низкокрем-
нистые сплавы отжигаются в коробках при 700—800° С. Образующиеся на
поверхности окислы удаляются травлением до или после отжига. Для спла-
вов с большим содержанием кремния температура отжига колеблется обычно
в пределах 800—1150° С. При температуре выше 900° С для предотвращения
чрезмерного окисления отжиг обычно проводится в регулируемой атмосфере.
Новейшим достижением, применяемым в США, является метод оконча-
тельной холодной прокатки или ряда холодных обжатий до окончательной
толщины с промежуточными отжигами. Листы, изготовленные из металла,
выплавленного в мартеновской печи, прокатываются обычно сразу на тол-
щину 0,35 мм. Некоторые материалы (например, ленты для спиральных сер-
дечников) при промышленном производстве [1452] прокатываются до очень
малых толщин, например 0,05 мм, на стане Сендзимира [1480].
Холоднокатанные материалы подразделяются на две группы: 1) изо-
тропные материалы, которые имеют почти такие же магнитные характеристи-
ки, как и горячекатанные листы, и 2) анизотропные материалы или материалы
с ориентированными зернами (текстурованные), свойства которых в направ-
лении прокатки значительно лучше свойств в других направлениях. Холодная
прокатка и отжиг, применяемые для второй группы, создают особую ориен-
тировку кристаллитов в листе, что является основной причиной высоких маг-
нитных свойств.
Для получения сплавов первой группы с беспорядочно ориентирован-
ными зернами горячекатанные полосы могут обрабатываться различными
способами в зависимости от состава сплава и имеющегося оборудования. Спла-
вы, содержащие 1,5% Si, прокатываются холодным способом от толщины
2,5 мм до толщины, отличающейся от окончательной на несколько процентов,
затем подвергаются длительному отжигу при температуре 800—900°С в регу-
лируемой атмосфере, вторично прокатываются до окончательной толщины
и вновь подвергаются длительному отжигу.
Материалы с наилучшими магнитными свойствами изготовляются в настоя-
щее время с помощью холодной прокатки и отжига. Отжиг производится таким
образом, что материал одновременно и очищается и рекристаллизуется с обра-
зованием кристаллической текстуры. Ниже описывается в общих чертах про-
цесс, дающий высококачественный текстурованный материал толщиной 0,35 мм:
Плавка, содержащая 3% Si и менее 0,1 % Мп, ведется таким образом,
что в ней остается менее 0,03% С. Затем материал подвергается горячей про-
катке до толщины около 2,5 мм, подобной описанной ранее, после чего поло-
сы травятся, смазываются и прокатываются холодным способом в два приема
64
ГЛАВА IV
с промежуточным отжигом при температуре 900—950° С [705] для рекристал-
лизации. Далее материал обезуглероживается, отжигом при температуре
800—850° С во влажной восстановительной среде [1317]. Кристаллическая
текстура получается при медленном нагревании до 1100—1200° С в атмо-
сфере сухого водорода. Такая обработка повышает также чистоту материала.
В табл. 16 приведен химический состав этой стали.
Таблица 16
Химический состав американской листовой электротехнической стали (1947 г.)
Материал Состав, %
S1 Мп С S р
Горячекатанная электротехни- ческая сталь * 1,1—1,3 0,2 0,05 0,02 0,02
Горячекатанная трансформа- торная сталь * 4-5 0,2 0,03 0,01 0,01
Холоднокатанная сталь (изо- тропная)** 3,0 0,2 0,03 0,01 0,01
Холоднокатанная сталь (тек- стурованная)** 3,0 <0,1 0,005 0,003 0,01
* Приведенные данные относятся к слиткам.
** Приведенные данные относятся к готовой продукции.
Описанный процесс и свойства полученного материала будут рассмо-
трены в следующем разделе.
Перед обработкой во влажном водороде листы часто покрывают окисью
магния 11424, 1613]. При самой обработке на поверхности листа образуется
окись кремния (вследствие поверхностного окисления). При высокотемпера-
турном отжиге оба окисла соединяются, образуя остекленную поверхность,
которая служит изолятором при использовании листов в трансформаторах.
Диаграмма фазового равновесия. Железо-кремнистые сплавы магнитны
при содержании Si до 33%, что соответствует соединению FeSi. В а-железе
растворимость кремния в твердом состоянии при температуре ниже 800° С
доходит до 15%, при большем содержании кремния выделяется FeSi (фиг. 66).
Выше 830° С появляются а'-а"- и ?]-фазы. Последняя тождественна [1390] соеди-
нению Fe8Si3 (23% Si) и стабильна только в интервале температур 825—1030° С.
Фазе а", как полагают, соответствует формула FeuSi6 [1219]1).
На фиг. 66 изображена диаграмма фазового равновесия сплавов железо—
кремний, богатых железом, составленная Фаркуаром и др. [1426]. При состав-
лении диаграммы были использованы предшествующие работы Грейнера и Иетте
[946] и других авторов. Некоторые части этой диаграммы все еще следует
рассматривать как предполагаемые.
Сплавы, содержащие 15—33% Si, имеют две точки Кюри: первую 90—120° С
и вторую 450—540° С [202, 858, 1441].
Нижняя точка Кюри приписывается [1441] небольшим количествам ^-фа-
зы, присутствующей в неравновесном состоянии. Фаза е немагнитна.
У чистых сплавов, содержащих более 2,5% Si, в области твердых рас-
творов (практически наиболее важной с точки зрения магнитных свойств) отсут-
ствует 7-фаза, характерная для чистого железа [414]. Однако присутствие
иескольких сотых процента углерода может расширить а-|-7-область и сдви-
!) Из фиг. 66 следует, что а' и а* одна и та же фаза.—Прим. ptd.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
65
нуть границу между а 4-7- и а-областями к 5% Si [548,597, 14751, как показано
на фиг. 67. Поэтому в наиболее часто применяемых в промышленности спла-
вах, которые содержат до 5% Si, лишь незначительная часть кристаллитов пре-
вращается в 7-фазу при температурах выше 800° С. По этой причине обычный
отжиг проводится ниже этой температуры. При наличии 0,1% углерода грат
ница а 4-7-области простирается до 7—8% Si, согласно Сато [548] и Кржижу
и Поборжилу [597].
Фиг. 66. Диаграмма фазового равновесия железо-кремнистых спла-
вов с большим содержанием железа.
На фиг. 68 показано влияние углерода на сплав, содержащий 4% Si.
Эта диаграмма представляет собой компромисс между диаграммами Сато,
Кржижа и Поборжила и Рикетта и Фика [1475], отличающимися друг от дру-
га вследствие различного содержания марганца и других элементов. (Эвте-
ктоидная точка Е расположена на диаграмме Сато при 0,45% С и 850° С, а не
при 0,65% С, как показано на фиг. 68) Растворимость углерода в 7-железе
возрастает с добавлением кремния, а влияние температуры на растворимость
уменьшается. Прямых данных о растворимости углерода в a-твердом растворе
пока не имеется. Йенсен [442] на основании измерения магнитных свойств
установил, что кремний не оказывает сильного влияния на растворимость
углерода при комнатной температуре. В согласии с прежними работами [127]
он пришел к выводу, что кремний способствует выделению углерода главным
5 р. Бозорт
66
ГЛАВА IV
образом в виде графита, а не в виде Fe3C и поэтому относительно мало влияет
на магнитные свойства.
Рентгенографическое исследование очень чистых железо-кремнистых спла-
вов показало, что период решетки является линейной функцией содержания
Фиг. 67. Границы между областями а- и у-фаз на диаг-
рамме фазового равновесия железо-кремнистых сплавов
с малыми содержаниями углерода.
кремния в атомных процентах. Наклон прямой, представляющий эту функцию,
различен в области 0—5% Si (около 10 атомн.%)и в области 5—18% Si, что
видно из фиг. 69, построенной по данным Иетте и Грейнера [652] и Фаркуара
Содержание углерода, °/о
Ф и г. 68. Влияние углерода на фазовое состоя-
ние железо-кремнистых сплавов, содержащих
4% Si.
и др. [1426]. Сверхструктурные
линии, впервые наблюдавшиеся
Фрагменом [2891, появляются
при 6,7% Si и соответствуют ти-
пу упорядочения, найденному
для Fe3Al. Поэтому следует ожи-
дать наиболее полного упорядо-
чения структуры при составе
сплава Fe3Si (14,35% Si). Упо-
рядочение, очевидно, отсутству-
ет до точки перегиба на кривой
периода решетки (5% Si) и име-
ет место при более высоких со-
держаниях кремния и даже
выше значения, соответствую-
щего наиболее упорядоченному
сплаву FejSi.
Физические свойства. На
фиг. 70 показана плотность низ-
кокремниевых сплавов, вычис-
ленная на основании рентгено-
графических измерений [652,
1426]; она согласуется с дан-
ными прямых измерений. Изменение наклона кривой при 5% Si отражает
нарушение упорядоченности, описанное выше. Для всей серии сплавов от 0
до 1*00% Si можно вычислить плотность на основании рентгеновских данных и
сравнить с результатами непосредственных измерений [149, 270, 289].
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
67
Для промышленной электротехнической, стали определенного состава
обычно принимают следующие значения плотности:
[Содержание кремния, % 0—0,5 >0,5'—2,0 >2,0-3,5 >3,5-5,0
Принятые плотности, г/см3 7,85 7,75 7,65 7,55
Этими значениями пользуются для вычисления площади поперечного
сечения по весу при определении магнитной индукции. Средняя плотность
листов с окалиной на 0,05—0,08 г!см3 меньше плотности сплава.
Фиг. 69. Период решетки железо-кремнистых сплавов
с высоким содержанием железа.
Для определения плотности листов d (в г!см3) при 25° С обычно пользуются
формулами
d = 7,80 — 0,069 х % Si (окалина не удалена),
d — 7,865 — 0,065 х% Si (окалина удалена).
Тепловое расширение сплавов, содержащих несколько процентов кремния,
определялосьГеренсом [232], Шульце [373] и другими исследователями. Кремний
мало влияет на тепловое расширение железа, меньше чем другие легирующие
элементы. Это утверждение справедливо также для химически стойких сплавов
и для сплава Fe3Si [1426]. Для всех рассматриваемых сплавов коэффи-
5*
Вб
ГЛАВА IV
Фиг. 70. Плотность железо-кремни-
стых сплавов с большим содержанием
железа (показан излом на кривой, соот-
ветствующий излому на фиг. 69).
циенты расширения в интервале температур 0—100° С лежат в пределах
11—13-Ю-6 на 1°С.
Электросопротивление железа необычайно быстро возрастает с добав-
лением кремния. На фиг. 71 представлены результаты Йенсена [161, 251],
которые охватывают область концентра-
ций, соответствующую обычно применяе-
мым сплавам, и данные Корсона [344]
для сплавов с более высоким содержа-
нием кремния. Минимум, не показан-
ный на фигуре, имеет место при 15%
Si—на границе области твердого раст-
вора. Для сплавов, содержащих более
5% Si, в которых начинается упорядо-
чение, электросопротивление возрастает
медленнее. С увеличением упорядочения
величина сопротивления достигает мак-
симума при 11—12% Si и затем быстро
уменьшается до минимального Значения.
Быстрое возрастание электросопро-
тивления с увеличением содержания
кремния в области небольших концент-
раций сопровождается соответствующим
уменьшением температурного коэффи-
циента. Согласно Гумлиху [176], вели-
чина температурного коэффициента изме-
няется от 0,06 на 1°С для чистого железа
до 0,0015 на ГС при 2% Si и до 0,008
на Г С при 4% Si.
Предел прочности и предел текучести железа возрастают с повышением
содержания кремния до 4,5% и затем резко убывают. Пластичность при ком-
натной температуре мало изменяется при увеличении содержания Si до 2,5%,
Фиг. 71. Электросопротивление железо-кремнис<ых сплавов с
большим содержанием железа.
затем быстро уменьшается, приближаясь к нулю при 5% Si. С повышением
температуры пластичность возрастает: при 200° С сплавы, содержащие 5% Si,
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
69
могут гнуться, не ломаясь [222]. На фиг. 72 представлены результаты про-
веденных Йенсеном [161] измерений механических свойств относительно чистых
сплавов, содержащих менее 7% Si. Эти данные относятся к материалам, отож-
женным при 970° С. Перегиб на кривой при 2,6% Si не подтвердился рабо-
тами других авторов [344]. Можно предположить, что он обусловлен неболь-
шими количествами невыявленных примесей в сплавах, изучавшихся Йенсеном.
Фиг. 72. Механические свойства железо-кремнистых сплавов пос-
ле отжига.
/—относительное уменьшение площади; 2—относительное удлинение; 3—пре-
дел прочности; 4 — предел текучести.
Коррозионноустойчивые сплавы, содержащие 15% Si, весьма хрупки,
механически не обрабатываются и должны точно отливаться или отливаться
и шлифоваться до окончательных размеров. Механические свойства листовой
электротехнической стали различных марок приведены в табл. 17.
Намагниченность насыщения и точка Кюри. Намагниченность насыще-
ния при комнатной температуре точно определена в результате ряда измерений,
среди которых следует отметить измерения, проведенные Гумлихом [176]
и Фалло [858]. Зависимость намагниченности насыщения от состава приве-
дена на фиг. 73. Насыщение при 0° К определялось Фалло методом экстра-
поляции от температуры. 110° К в поле напряженностью //=16 000 эрстед.
Результаты представлены на фиг. 74 в виде зависимости числа магнетонов
Бора на атом п0 от содержания кремния. Пунктиром обозначена кривая, кото-
рая имела бы место, если бы атомы кремния вели себя просто как включения,
не влияя на момент атомов железа. Совпадение сплошной и пунктирной кри-
вых при малых концентрациях указывает, что сначала кремний действует
именно так. Дальнейшее расхождение этих кривых означает, что с увеличением
70
ГЛАВА IV
Таблица 17
Магнитные свойства промышленных марок отожженной листовой электротехнической
стали *
Содержание кремния, % Промышленное наимено* ванне стали Максималь- ная проница- емость Коэрцитивная сила, эрстед Потери на гистерезис, эрг/см* за 1 цикл Полные потери, вт!кг Предел прочности, кг1ммЪ Удлинение, % Твердость по Роквеллу В2
Bmz=\QQGQ гаусс Вт=15000 гаусс
0,5 Якорная 5 500 0,9 2 300 2,86 9,50 31 25 38
1,25 Электротехническая 6100 0,85 2 200 2,57 7,95 35 22 50
2,75 Моторная 5 800 0,75 1 900 2,22 5,85 48 14 73
3,25 Динамная 5 800 0,65 1600 1,82 4,73 49 12 75
3,75 Т рансформаторная 7 000 0,5 1200 1,58 2,20 56 8 84
(72)
4,25 Т рансформаторная 9 000 0,3 700 1,15 3,10 47 4 86
(52)
3 Текстуроваиная 20 000 0,2 400 0,99 2,20 ч
О)** 41
3 Текстурованная 40000 0,15 300 0,66 1,54 J
(2)**
♦ Коэрцитивная сила и потери на гистерезис определялись при Вт=ю ООО гаусс. Полные потерн
определялись для листа толщиной 0.36 мм при частоте 60 гц,
Свойства измерялись вдоль направления прокатки.
содержания кремния средний момент атомов железа уменьшается. На фиг. 74
указаны также значения точек Кюри, полученные Фалло.
Проницаемость и потери для горячекатанной листовой стали. Некоторые
магнитные свойства промышленной горячекатанной отожженной листовой
Фиг. 73. Зависимость намагничен-
ности насыщения от состава для образ-
цов, содержащих 0,1—0,3% С и около
0,1% Мп.
Фиг. 74. Число магнетонов Бора (л0) и
точка Кюри железо-кремнистых сплавов в
зависимости от состава
/—по для железо-кремнистого сплава; 2—по для
случая, когда кремний являлся бы разбавите-
лем; 3—точка Кюри железо-кремнистых сплавов.
стали приведены на фиг. 75. Как видно из кривых, с добавлением кремния
магнитная проницаемость возрастает, а потери на гистерезис и полные потери
уменьшаются (частично потому, что температура отжига выше для сплавов
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
71
с большим содержанием кремния). Кривые намагничивания, приведенные
на фиг. 76 [1347], показывают, что понижение индукции насыщения с увели-
чением содержания кремния приводит к пересечению кривых вблизи точки,
Фиг. 75. Магнитные свойства горячекатанного промыш-
ленного железо-кремнистого листового материала.
Изменение свойств в зависимости от состава частично обуслов-
лено более высокой температурой отжига материала с бблыпим
содержанием кремния.
Фиг. 76. Сравнение кривых намагничивания горячекатанного и
холоднокатанного (текстурованного) материалов в отожженном со-
стоянии.
/—холоднокатанный материал, 3% Si; 2—горячекатанный материал, 4% Si;
3 —горячекатанный материал, 3% Si.
(фиг. 77), и обнаружил минимум вблизи 6,5% Si. Сплавы этого состава не
нашли широкого применения в промышленности, вероятно, в связи с плохими
механическими свойствами. Однако некоторые высококремнистые сплавы мо-
72
ГЛАВА IV
гут штамповаться при нагревании выше 100° С и использоваться в устрой-
ствах, работающих при низких индукциях. Проницаемость в слабых полях
для сплавов, содержащих 3 и 4% Si, дана на фиг. 78. Значения проницаемости
заметно выше, чем для нелегированного железа. Сводка различных магнит-
ных и механических свойств приведена в табл. 17 [1488].
Измерения перечисленных свойств проводились на отожженных образ-
цах. Температура отжига зависит от содержания кремния и углерода (как
это следует из данных, приведенных на фиг. 67) и может изменяться в преде-
лах 800—1100° С. В сплаве с 3% Si при достаточно низком содержании угле-
рода (около 0,03%) никаких фазовых превращений не происходит. Такой
Фиг. 77. Влияние содержания кремния на
величину потерь при Bw=10 000 гаусс и ча-
стоте 60 гц.
Минимум потерь соответствует примерно 6,5% Si.
Фиг. 78. Кривые проницаемости
железо-кремнистых сплавов в сла-
бых полях, показывающие нелиней-
ность зависимости и от Я.
/—текстурованный материал, 3% Si;
2—горячекатанный материал, 4% Si.
сплав можно отжигать при любой нужной температуре (практически при тем-
пературах 1100—1200° С). Если после первого отжига в материале возникают
напряжения, например, вследствие резания, его вторично отжигают при
750—800° С.
У низкокремнистой листовой стали может иметь место старение. Замет-
ное старение встречается у некоторых промышленных кремнистых сплавов с оп-
ределенным содержанием примесей. Старение означает здесь изменение прони-
цаемости или потерь в сердечнике со временем почти всегда в сторону ухуд-
шения. При стандартном испытании на старение образцы выдерживаются
при температуре 100° С в течение 600 час., после чего отмечается увеличение
потерь в сердечнике (потери определяются при комнатной температуре). Пове-
дение сплавов с данным содержанием кремния может быть различным в зави-
симости от содержания примесей, однако потери в сплавах, содержащих 0,5
и 1,0% Si, могут возрастать соответственно на 50 и 20%. Сплавы, содержащие
1,5% Si, обычно считаются нестареющими (они действительно являются такими
при низком содержании углерода и медленном охлаждении), но практически
для обычного материала увеличение потерь со временем нередко составляет
5—10%.
В отличие от большинства магнитных материалов, для железо-кремни-
стых сплавов зависимость потерь на гистерезис от индукции не изображается
прямой линией в логарифмическом масштабе. Величина потерь на гистерезис
при В=15 000 гаусс превышает величину потерь, получаемую методом экстра-
поляции значений потерь при низких индукциях в соответствии с правилом
Штейнмеца (см. фиг. 481). На фиг. 79 изображены слегка изогнутые вверх
кривые потерь для материалов после горячей и холодной прокатки. Хотя
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
73
эти Кривые и являются характерными, однако можно ожидать значительных
колебаний свойств для материалов, взятых из различных партий.
При подборе материалов для сердечников трансформаторов желательно
знать соотношение между током и напряжением в обмотке. Произведение
напряжения на силу тока (без учета сдвига фаз) приблизительно пропорцио-
нально весу материала сердечника.
Следовательно, кривая зависимости величины
Вольт X Ампер
Килограмм
от максимального значения индукции за период является характеристикой
материала с определенными магнитными свойствами при данной толщине
пластин. Эта кривая носит название вольтамперной характеристики.
Фиг. 79. Полные потери в зависимости
от максимальной (за цикл) индукции для
листов железо-кремнистого сплава (4% Si)
толщиной 0,36 мм при частоте 60 гц.
горячекатанный материал; 2—холоднокатан-
ный материал.
Фиг. 80. Вольтамперная ха-
рактеристика горячекатанного и
холоднокатанного листового ма-
териала толщиной 0,36 мм при
частоте 60 гц.
/—горячекатанный железо-кремни-
стый сплав, 4% Si; 2—холоднокатан-
ный (текстурованный) железо-кремни-
стый сплав, 3% Si.
На фаг. 80 [1610] показаны такие кривые для железо-кремнистых спла-
вов, содержащих 3 и 4% Si. Величина потерь в сердечнике из этого сплава
при толщине листов 0,36 мм составляет 1,15 вт!кг при В= 10 000 гаусс и часто-
те /=60 гц. Как и следует ожидать, кривая становится круче для значений
индукции, находящихся за точкой перегиба на кривой намагничивания. На
фиг. 81 приведена проницаемость рл на частном цикле с малым изменением
индукции (f=6G гц, Вд=50 гаусс) в зависимости от индукции Вь для промыш-
ленных горячекатанных листов толщиной 0,36 лии (марка 58).
Влияние неметаллических примесей. Улучшение качества листовой электро-
технической стали тесно связано с очищением ее от примесей. Сплавы Гоп-
кинсона [12] были хуже применявшегося в то время трансформаторного желе-
за, так как они содержали свыше 0,6% С. Лучшим материалом был сплав, запа-
тентованный Хадфилдом [56], содержащий около 0,1% С. В 1918 г. Гумлих
74
ГЛАВА IV
[176] опубликовал данные анализов своих сплавов. Согласно этой работе,
содержание углерода в сплавах Гумлиха составляет 0,2—0,3%, а для неко-
торых сплавов достигает 0,06%. В настоящее время обычная отожженная
горячекатанная листовая сталь содержит около 0,03% С; холоднокатанная
текстурованная листовая сталь—
меньше 0,01 %. Некоторые данные
анализов приведены в табл. 16.
Вслед за Гумлихом' широкое
исследование влияния различных
примесей начал Йенсен в 1910 г.
и продолжал это исследование
в течение ряда лет [150, 251,
919]. Несколько позже появи-
лось сообщение Эйлендера и Ор-
теля [700] о работах немецких
исследователей. Йенсен умень-
шал количество примесей в ла-
бораторных образцах плавкой
Фиг. 81. Зависимость проницаемости на част-
ном цикле (Вд=50 гаусс) от индукции для желе-
зо-кремнистого сплава, содержащего 4% Si (мар-
ка 58).
в вакууме относительно чистого
исходного материала и последу-
ющей термообработкой в соот-
ветствующей среде, иногда оки-
слительной, иногда восстанови-
тельной. Из его работ следует, что влияние примесей более резко сказывается
при увеличении их растворимости в твердом состоянии. Как теперь известно,
при этом происходит дисперсионное твердение и проницаемость уменьшается.
Фиг. 82. Влияние различных загрязнений на гистере-
зисные потери железо-кремнистого сплава (4% Si) при
В=10 000 гаусс.
Результаты работ Йенсена приведены на фиг. 82. Рассмотрим влияние
наиболее существенных элементов, встречающихся в виде примесей. При
изучении влияния углерода Йенсен [2511 нашел, что при нагревании образ-
цов в струе воздуха проницаемость возрастает с уменьшением содержания
углерода, который окисляется в СО (фиг. 83). Однако, когда содержание угле-
рода становится меньше 0,06%, примеси, поглощаемые из воздуха, нейтра-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
75
лизуют благоприятное действие дальнейшего удаления углерода. Во время
опытов по плавке в вакууме Йенсен случайно обнаружил сплав, имеющий
очень высокую проницаемость, и объяснил это случайным наличием в пла-
вильной шихте эквивалентных количеств углерода и кислорода, так что они
оба удалялись в виде СО во время плавки и отжига. Эту точку зрения под-
твердили Эйлендер и Ортель 1304].
Они определяли содержание углерода
и кислорода для многих промышлен-
ных сплавов и нашли, как это пока-
зано на фиг. 84, что минимальные
потери в готовых листах получаются
тогда, когда разница между содержа-
нием кислорода и углерода равна ну-
лю (с точностью до 0,01%). Избыток
того или иного элемента повышает по-
тери на гистерезис.
Как уже отмечалось, действие уг-
лерода зависит от его состояния: уг-
лерод в форме графита меньше ухуд-
шает качество сплава, чем в форме
цементита (или перлита). Согласно
приведенным выше данным (фиг. 82),
сильнее всего повышает потери на
гистерезис углерод в твердом раство-
ре. Для удаления углерода из про-
катанной листовой стали как в лабо-
Ф и г. 83. Рост проницаемости, обуслов-
ленный удалением углерода при термооб-
работке в атмосфере воздуха.
Цифры на кривых указывают температуру термо*
обработки.
раторных, так и в промышленных
условиях применялись многие методы. Йенсену [920] удалось уменьшить
содержание углерода до 0,005% и менее. Для этого листы окислялись до опре-
деленной степени окисления и затем нагревались приблизительно до 1000° С
в водороде. При этом для той же цели на горячекатанных листах в течение
процесса отжига иногда , оставляли
прокатную окалину [1111, 1257]. Кар-
пентер и Джексон [1317] обезуглеро-
живали сталь нагреванием в течение
нескольких минут при температуре
800° С во влажном водороде.
Влияние кислорода и серы также
показано на фиг. 82. Кислород,
повидимому, обусловливает • механи-
ческое старение железа после дефор-
мации [779], а азот—магнитное ста-
рение (см. фиг. 40). Как показал Мор-
рилл [1561], азот при содержании
до 0,0015% замедляет рост зерна. При-
сутствие фосфора уменьшает потери.
Это имеет место только тогда, когда
Фиг. 84. Уменьшение потерь при оди-
наковом содержании примесей углерода
и кислорода.
По оси абсцисс отложен относительный избыток
содержания углерода по сравнению с содержа-
нием кислорода.
другие примеси содержатся в обычных количествах, и может являться следст-
вием сильного сродства фосфора с кислородом.
Учитывая результаты работ Рудера [148] и Йенсена [557], Чиоффи [1011]
проводил термообработку в водороде при высокой температуре—свыше 1300°С—
и таким образом удалял углерод, кислород, серу и азот. Им был получен сплав
с максимальной проницаемостью выше 200 000. Наиболее высокая темпера-
тура требуется для удаления серы [694], вероятно, потому, что сера медленно
диффундирует и подвижность атомов серы в железе достигает практически
заметной величины только при температурах выше 1250° С. Пытаясь удалить
76
ГЛАВА IV
серу иным путем, Скафф (лаборатория фирмы Белл) выплавлял сплавы под
десульфурирующим шлаком (карбонат натрия) и затем отжигал прокатанный
материал в водороде при 1000° С. Чиоффи производил плавку в атмосфере во-
дорода. Пользуясь этими способами, Скафф и Чиоффи изготовили лаборатор-
ные образцы, максимальная проницаемость которых достигала 30000—40000.
Используя тщательно очищенный в мартеновской печи исходный мате-
риал, Моррилл [1561] проводил термообработку после холодного обжатия
в течение 6 час. при температуре 1150° С и получил материал с максимальной
проницаемостью 100 000.
Процесс роста благоприятно ориентированных кристаллитов в этом мате-
риале особенно чувствителен к примесям, и поэтому содержание углерода
следует уменьшать до 0,006% и ниже. Из работ Моррилла также следует,
что мелкозернистая окись алюминия, образующаяся при раскислении алю-
минием, может препятствовать росту благоприятно ориентированных кристал-
литов. Влияние азота, который обычно присутствует в количествах, не вызы-
вающих ухудшения, было уже отмечено.
Величина зерен. Зависимость магнитных свойств, особенно потерь на
гистерезис и вихревые токи, от величины зерен для железо-кремнистых спла-
вов все еще является предметом дискуссии. Тот факт, что способы обработки,
увеличивающие величину зерна, часто способствуют уменьшению потерь, не
вызывает особых сомнений. Принято считать, что величина зерна зависит
от количества примесей, которые оказывают также и прямое влияние на маг-
нитные свойства. Опыты Ауверса [330] показали, что материалы с зернами
одинаковой величины, но содержащие различные количества адсорбирован-
ных во время отжига примесей, могут заметно различаться по своим свойствам.
В зависимости от способа изготовления материалы, помимо степени чистоты,
часто различаются ориентировкой кристаллитов, отношением величины кри-
сталлитов к толщине образца и другими факторами. Окончательный вывод
усложняется тем фактом, что для холоднокатанных листов, потери в которых
низки, величина зерна относительно мала. Однако для этого материала не было
установлено заметного влияния величины зерна как таковой. Обсуждение
этого вопроса можно найти также в статьях Ауверса [330], Рудера [744],
Йенсена [251] и Девеса [389].
Металлические присадки. Марганец является существенной, если не самой
важной присадкой к плавке с самого начала производства листовой электро-
технической стали. Он повышает пластичность сплава и, следовательно, облег-
чает его обработку. На магнитные свойства марганец влияет относительно
мало. При обычном содержании марганца, составляющем 0,1—0,5%, изме-
нение равновесия системы Fe—Si проявляется главным образом в незначи-
тельном расширении ^области. Однако марганец образует устойчивые кар-
биды, поэтому можно предполагать, что его влияние на систему Fe—Si—С
значительно. Помимо этого, мало что известно о структуре системы, содер-
жащей все четыре элемента.
Вефер и Хиндрикс [553] провели широкое исследование влияния алюминия
на железо-кремнистые сплавы. Сплавы, содержащие 0—4,3% Sin 0—3,4% Al,
выплавлялись в высокочастотной печи, отливались слитками по 40 кг, под-
вергались горячей прокатке, после чего листы отжигались при температуре
880°С. Затем измерялись потери в листах толщиной 0,36 мм при В = 10000 гаусс,
/=50 гц и проницаемость в полях 25 эрстед (В=14 300—15750 гаусс)
и более высоких. Восьмитонная плавка одного из сплавов (1,34% Si, 0,59% Al)
была проведена в основной дуговой электропечи; это показывает, что лабо-
раторные опыты могут быть повторены в промышленном масштабе. Средняя
величина потерь для этой партии материала составляла 1,67 вт!кг при В=
= 10 000 гаусс, [=50гци толщине листов 0,36 мм. Эта величина приблизительно
соответствует потерям в листах железо-кремнистого сплава, содержащего
несколько меньшее общее количество легирующего металла. Было отмечено пре-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
77
имущество легирования алюминием малолегированной листовой стали. Однако
ввиду ограниченности имеющихся в нашем распоряжении данных не следует
делать слишком широких обобщений. Вефер и Хиндрикс высказали мнение, что
благоприятное действие алюминия является следствием превосходной рас-
кисляющей способности этого элемента.
В настоящее время некоторые сорта промышленной листовой стали содер-
жат 5% Si и 0,6% А1. Эти сплавы более пластичны, чем материалы, содержа-
щие 5,6% одного только кремния.
Куссманн и др. [477] изучали влияние меди на потери на гистерезис
для кованных образцов, содержащих 1,5% Si и 4% Si. Они нашли, что при
содержании меди, меньшем 0,7%, ее влияние незначительно. При содержании
1% Си потери увеличиваются.
О влиянии малых присадок других металлов на величину потерь сооб-
щалось в работах Меськина и Марголина [1144]. Авторы изучали присадки
алюминия, бериллия, титана и ванадия в количествах до0,1 %.Существенных
изменений свойств при этом не наблюдалось. Это подтверждается величиной
наиболее низкой коэрцитивной силы, полученной на образцах, содержащих
0,05% V. Замеченные изменения свойств могут быть объяснены присутствием
других примесей, содержащихся в добавляемых металлах. Авторы указали
также на влияние металлических присадок на процесс рекристаллизации.
Ниже будет рассмотрено влияние примесей на свойства сплавов при низкой
индукции и на свойства холоднокатанной листовой стали при высоких и низ-
ких индукциях. .
Преимущественная кристаллическая ориентировка. Высококачественная
листовая трансформаторная сталь, применяющаяся в промышленности,
является так называемой «текстурованной»: большинство кристаллитов в ней
ориентировано в благоприятном направлении. Торговые наименования таких
материалов: транкор ЗХ, силектрон, гайперсил и др. Как показало изучение
монокристаллов, железо-кремнистый сплав наиболее легко намагничивается
в направлении кристаллографической оси [100] и имеет наименьшие потери
на гистерезис, если поле направлено вдоль этой оси. В текстурованных листах
в результате холодной прокатки и отжига кристаллиты ориентируются таким
образом,что одна из таких осей каждого кристаллита оказывается параллельной
направлению холодной прокатки, а плоскость, перпендикулярная диагонали
грани [т. е. плоскость (011)],—параллельной поверхности листа [767].
Максимальная проницаемость листов, изготовленных таким способом,
измеренная в направлении прокатки, более чем в 2 раза превышает прони-
цаемость таких же листов, подвергавшихся горячей прокатке и отжигу. Потери
на гистерезис меньше, чем в листах, подвергавшихся горячей прокатке, осо-
бенно при высоких индукциях, например при В=15 000 гаусс. На фиг. 85 даны
кривые проницаемости в зависимости от индукции для горячекатанных и холод-
нокатанных листов. Другие характеристики даны на фиг. 12 и 79 и в табл. 17.
Характерной особенностью нового материала является высокое значение
индукции, которое может быть достигнуто без увеличения магнитного поля
Нт или величины потерь.
Промышленное производство холоднокатанных железо-кремнистых спла-
вов стало развиваться после работ Госса, опубликованных в 1934—1937 гг.
[705, 789, 944]. Согласно первой работе Госса, процесс изготовления состоял
из отжига горячекатанного материала при температуре 900° С, холодной про-
катки с уменьшением толщины на 60%, вторичного отжига при 900° С, по-
вторной холодной прокатки с уменшением толщины на 60%, отжига сначала
при 1100° С, а затем при 700° С для уменьшения старения. Максималь-
ная проницаемость такого материала превышает 20 000, а проницаемость
при В =16 000 гаусс равна 2200. Ваттные потери имеют соответственно мень-
шую величину. В дальнейшем температуры отжига и величины холодного
обжатия изменялись. До работ Госса патент на улучшение магнитных свойств
78
ГЛАВА IV
85. Кривые проницаемости горячекатанно-
текстурованного листов железо-кремнистых
Фиг.
го и
сплавов, измеренные вдоль направления прокатки,
/—текстурованный материал, 3% Si; 2—горячекатанный
материал, 4% Si.
холодной прокаткой был взят Смитом и др. [679]. Этот патент касался
железо-никелевых сплавов; железо-кремнистые сплавы в нем специально не
упоминались, хотя предложенный авторами метод применим для магнитных
сплавов вообще.
После сообщения Госса были предложены многие методы получения
текстурованного материала холодной прокаткой и отжигом. Сам Госс [944]
изготовлял материал с хорошими свойствами, применяя прокатку при темпе-
ратуре приблизительно 800° С, отжиг, холодную прокатку и окончательный
отжиг при 1100° С. Фрей и Биттер [1028] применяли ряд операций холодной
прокатки с последующими отжигами. Хименц [1033] применял при прокатке
последовательные понижения температур, заканчивая процесс холодной про-
каткой. Полученный материал затем отжигался при 1250° С. Коул и Девидсон
[1111] комбинировали две операции холодной прокатки, уменьшая сечение
на 60—70% при каждой прокатке. Эти операции разделялись отжигом; за
ними следовала обезуглеро-
живающая обработка при тем-
пературе около 1200° С с при-
менением окисла. Карпентер
[1257] обезуглероживал сплав
перед холодной прокаткой от-
жигом горячекатанных листов
с неудаленной окалиной и за-
канчивал процесс отжигом
при температуре 800° С в ре-
гулируемой атмосфере для
предотвращения загрязнения
или для дальнейшей очистки.
В своем более новом патенте
Карпентер [1318] предлагает
способ обработки сплава, со-
стоящий в холодном обжатии
на 70—80% и отжиге, время
и температура которого зави-
сят от содержания кремния.
В настоящее время наилучший материал получается при комбинировании
текстурования материала и очистки его на различных стадиях изготовления
от выплавки до последнего отжига.
Изготовление материала этого типа было уже описано. Свойства в раз-
личных направлениях текстурованной листовой, стали иллюстрируются фиг. 85
и 86. Проницаемость максимальна, когда поле приложено вдоль направ-
ления холодной прокатки материала, и минимальна, когда направление поля
составляет 55° с направлением холодной прокатки. Отношение проницаемостей,
измеренных параллельно направлению прокатки и под прямым углом к нему
для /7=10 эрстед, равно только 1,2 : 1; однако отношение проницаемостей
при .8=15 000—16 000 гаусс обычно равно 15—20: 1, а отношение потерь
при 8=15 000 гаусс—приблизительно 2:1.
Свойства материала в различных направлениях легко объясняются осо-
бенностями монокристаллов железо-кремнистого сплава. Ориентация кристал-
лографических осей в листе схематически показана на фиг. 87 [767]. Магнит-
ные свойства монокристалла, измеренные вдоль трех главных направлений
[100], [ПО] и [111], показаны на фиг. 88, взятой из работы Вильямса [999].
Значения проницаемости вдоль указанных трех направлений должны умень-
шаться в одной и той же последовательности как для монокристалла, так
и для промышленной листовой стали, а именно, в направлении [100] прони-
цаемость должна иметь наибольшее значение, в направлении [111]—наимень-
шее и в направлении [ 110]—среднее. Свойства монокристаллов весьма важны,
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
79
так как они характеризуют те предельные значения проницаемости и потерь
в сердечнике, к которым можно стремиться при изготовлении листовой электро-
технической стали. Вильямс получал для монокристалла в направлении
Фиг. 86. Зависимость проницаемости и потерь горячекатанных и тек-
стурованных листов железо-кремнистого сплава от направления изме-
рения.
7—холоднокатанный материал; 2—горячекатанный материал..
Значения р. для Н=10 даны в увеличенном масштабе внизу справа. Значения
потерь Wf даны для листового материала толщиной 0,36 мм в поле 15 000 гаусс
при частоте 60 гц.
Фиг. 87. Ориентация кристалли-
ческих осей относительно направле-
ния прокатки для текстурованного
листового материала.
более чем в 2 раза, как видно из
1100] максимальную проницаемость, равную 1 400 000, и потери на гистерезис
около 50 эрг!см9 за 1 цикл, в то время как для промышленной листовой стали
проницаемость редко превышает 50 000, а величина потерь на гистерезис при
В—15 000 гаусс составляет около 600 эрг! см9
за 1 цикл. Следовательно, при более со-
вершенном расположении кристаллитов и
уменьшении содержания примесей качество
выпускаемой промышленностью листовой
электротехнической стали может быть
улучшено почти в 10 раз. Конечно, потери
на вихревые токи таким способом умень-
шить нельзя, но их можно понизить умень-
шением толщины листа.
Модуль упругости холоднокатанного
материала изменяется с направлением. Его
значение для трех направлений, составля-
ющих углы 0, 90 и 55° с направлением
прокатки, близки к значениям модуля уп-
ругости для монокристаллов в направле-
ниях [100], [ПО] и [111]. При изменении
направления значение модуля изменяется
табл. 18, составленной Бенфордом [1447].
Причины получения текстуры материала при прокатке и отжиге не вполне
выяснены. Известно, что после холодной прокатки кристаллиты ориентируются
до некоторой степени преимущественным образом, но эта текстура отлична
от текстуры, получающейся после рекристаллизации при отжиге. Механизм
ориентации изучали Данн [1425] и Гаркер [1494]. Скорость образования
£0
ГЛАВА IV
Таблица 18
Изменение некоторых механических свойств в зависимости от направления
для текстурованной листовой стали (3,2% Si)
Величина Угол с направлением прокатки
0° [100] 90° [110] 55° [111]
Предел упругости, кг/мм* 28,8 29,6 38,0
Предел текучести, кг/мм2 37,3 38,0 43,5
Предел прочности, кг/мм2 41,5 45,0 47,8
Удлинение, % 7 33 2
Модуль упругости, кг/мм2 12,7-103 21,0-10» 27,0-10»
Модуль упругости для моно-
кристалла*, кг/мм2 . . . 13,4-10» 21,0-103 28,8-103
♦ Астбери [1518] нашел несколько более низкие значения, а именно: 12,0 • 108 кг/мм2
для угла 0°; 20.1 • 108 кг I мм2 для угла 90° и 26 • 108 кг (мм2 для угла 55°.
Фиг. 88. Кривые намагничивания вдоль различных направле-
ний для монокристаллов железо-кремнистого сплава (3,8% Si).
зародышей и их роста во время рекристаллизации сплава с 1% Si исследо
валась Стен леем [ 1440].
Свойства при низких индукциях. Для некоторых отраслей промышлен
иости, в частности при изготовлении аппаратуры связи, высокая проницае
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
81
мость при низких индукциях имеет первостепенное значение. Хотя обычно
там, где желательны указанные свойства, используются железо-никелевые
сплавы, однако всегда возможно использовать и железо-кремнистые сплавы,
которые более выгодны в экономическом отношении благодаря более низкой
стоимости исходных материалов. Исследования в этом направлении во время
второй мировой войны стимулировались недостатком никеля. Возможность
увеличения начальной проницаемости обработкой в водороде при относительно
высокой температуре была указана Чиоффи [1011]. Он получал для сплава
с 4% Si |io=4000 и рьо=10 ООО—20 000 для нелегированного железа. Ашворт
и Чегвидден в неопубликованной работе, проведенной в лаборатории фирмы
Белл, получали материал с проницаемостью 1500—3000 (при В=20 гаусс)
путем отжига промышленной горячекатанной
листовой стали в водороде в течение 6 час.
при температуре 1250° С.
Более систематическое изучение влияния
изменений количества углерода, азота и ки-
слорода на свойства сплавов было проведено
Павлеком [1384]. Павлек нашел, что при от-
жиге листов стали с 3% Si, имеющих толщину
0,36 мм, в струе чистого электролитического
водорода в течение 4 час. лучшие свойства
получаются при температуре отжига 1300° С,
а не 1200° С. При более высоких температу-
Температура, °C
Фиг. 89. Зависимость прони-
цаемости железо-кремнистого
сплава (3% Si) при Я=0,001 эр-
стед от температуры отжига в
электролитическом водороде при
продолжительности отжига4 часа.
рах отжига проницаемость увеличивается не-
значительно, как это видно из фиг. 89. Отжиг
в высоком вакууме также эффективен, как
и отжиг в чистом водороде. Однако использо-
вание при отжиге неочищенного водорода и
водорода, смешанного с азотом (диссоциация
NH3), дает очень плохие результаты. После
достижения высокой проницаемости во время
отжига при температуре 1350° С в атмосферу водорода добавлялись неболь-
шие количества воды, азота или нафталина и определялось изменение прони-
цаемости. Из рассмотрения данных Павлека, представленных на фиг. 90,
следует, что 1% (объемн.) водяного пара безвреден, но даже 10"5% нафталина
достаточно для уменьшения проницаемости на 20%. Азот по своему действию
занимает промежуточное положение. К сожалению, результаты исследования
влияния серы не опубликованы.Исследование влияния различных количеств наф-
талина на форму кривой р. в функции Н (фиг. 91) показывает, что нелинейность
этой зависимости, часто встречающаяся для железо-кремнистых сплавов, усугуб-
ляется присутствием примесей. Это наводит на мысль, что кривая, изобра-
жающая зависимость р. от Н для чистых материалов, линейна на всем протя-
жении от /7=0,1 эрстед до /7=0. Такое мнение подтверждается данными
Вильямса [995] для очень чистых монокристаллов. Результаты работ Вильям-
са (фиг. 92) указывают также на то, что начальная проницаемость зависит от
кристаллической ориентации и что для поликристаллических материалов,
содержащих около 4% Si, нельзя ожидать значений ри, больших 4000.
Кремнистый чугун. Корпуса генераторов и моторов изготовляются иногда
из механически обработанного чугуна, содержащего определенное количество
кремния. Этот материал недорог; требования к нему также невелики: он дол-
жен быть лишь достаточно прочным, легко обрабатываться при изготовлении
деталей и иметь не слишком низкую магнитную проницаемость. Площадь
поперечного сечения корпуса обычно велика, так что проходящий через него
поток индукции достаточен даже при низкой проницаемости. Содержание
углерода в чугуне колеблется от 2 до 4%, кремния от 0,5 до 3,5%. Магнитные
свойства лучше, если углерод находится в форме графита, а не в форме соеди-
*6 Р. Бозорт
Фиг. 90. Влияние различных загрязнений водорода
при термообработке железо-кремнистого сплава (3% Si)-
Фиг. 91. Влияние малых содержаний углерода
в водороде на проницаемость железо-кремнистого
сплава (3% Si) в слабых полях.
Фиг. 92. Кривые намагничивания в слабых полях, измерен- i
ные вдоль различных направлений монокристаллов железо- i
кремнистого сплава (3,8% Si).
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ
83
нения Fe3C. Добавление кремния способствует графитизации и улучшает
однородность отливок. Отпуск при температуре 800—900° С улучшает свой-
ства материала.
Серый чугун обычного состава (1,7% Si, 3,3% С, 0,5% Мп) имеет следую-
щие магнитные характеристики после отжига: 200, |iw=700 (при В=2000
гаусс), Ис=2,7 эрстед, гаусс (для Нт= 100 эрстед). Меськин и Кус-
сман [605] приводят свойства материалов других составов. Партридж [364]
опубликовал обширное исследование влияния состава на свойства чугуна.
Конструкционные стали. При изготовлении некоторых марок стали крем-
ний добавляется в большем количестве, чем нужно для раскисления. Кон-
струкционные стали могут содержать от 0,2 до 2% Si и выше (в среднем около
1%), 0,5% или более Мп и несколько десятых процента С. Как легирующее
вещество кремний, в первую очередь, способствует повышению предела проч-
ности. В настоящей книге мы не можем дать исчерпывающего обзора маг-
нитных свойств конструкционных сталей. Герольд [517] исследовал влияние
различных легирующих элементов на индукцию в высоких полях и показал,
что оно почти пропорционально количеству любого легирующего элемента,
содержание которого не превышает 2%. Влияние различных элементов на
индукцию в высоких полях показано в табл. 19. В слабых полях проницае-
мость обычно изменяется параллельно механическим свойствам. Начальная
проницаемость, равная для мягкого железа 150—250, уменьшается для твер-
дого материала, подобного судовой броне, до 75. Аналогичное влияние ока-
зывают легирующие элементы на максимальную проницаемость.
Таблица 19
Влияние содержания 1% некоторых элементов на индукцию конструкционной
стали в сильных полях
Элемент Уменьшение индукции, гаусс*
4 Н=31 эрстед Н—63 эрстед^Н~\26 эрстед'Н— 377 эрстед i 1
С 5 000 3 800 3 000 2 800
Si 550 440 310 250
Al 750 700 690 650
Си 350 310 150 100
Мо 1 500 950 780 его
Мп 800 400 400 300
Сг 900 580 300 200
«Нормальная» величина 16 500 17 500 19 000 20 800
* Указанные значения получены вычитанием значений индукции из значения «нормаль-
ной» величины инДукции, приведенной в конце таблицы.
Сплавы железо—кремний—алюминий. Сендаст1). Замечательные свойства
сплавов.этой системы были открыты Масумото [887], который исследовал
образцы, содержащие до 14% А1 и до 14% Si. Измерение электрических
свойств показывает, что низкое электросопротивление имеет место вблизи
соединений Fe3Si и Fe3Al и для тройных сплавов, находящихся между этими
соединениями.
Эта область низкого электросопротивления соответствует атомному
упорядочению, хорошо известному для бинарных систем и, как показал Селис-
ский [1290], встречающемуся в этих тройных сплавах. Селисский измерил
*) В СССР этот сплав известен под названием альсифер.—Прим. ред.
6*
о
Ф и г. 93. Электросопротивление и приблизительное значение насы-
щения сплавов Fe—Si—Al.
*Фиг. 94. Начальные проницаемости сплавов Fe—Si—Al, отожженных
при 1000* С.
Ф и г. 95, Максимальные проницаемости сплавов Fe—Si—Al, отожжен-
ных при 1000° С-
и 5,6% А1.
86
ГЛАВА IV
также параметры решетки тройных сплавов [1479] и нашел, что они изменяются
при возникновении сверхструктуры; это значит, что параметры решетки
претерпевают относительно большие изменения, когда состав приближается
к Fe3Si или Fe3Al или к их соединению. Селисский пришел к заключению,
что область соединений, в которых проявляется сверхструктура, простирается
до сплавов с необычайно высокой проницаемостью (и почти включает их).
Масумото выплавлял сплавы в вакууме, используя электролитическое
железо, чистый алюминий и кремний, содержащий около 0,5% Mg и 0,5% Sb.
0
Fe, %
Фиг. 97. Линии наиболее высоких значений начальной проницаемости
Ро и наиболее низких значений магнитострикции X. и константы анизо-
тропии К сплавов Fe—Si—Al.
Образцы отливались в форме колец, отжигались в течение часа при темпера-
туре 1000° С и медленно охлаждались. Величина намагниченности насыщения
(фактически величина В—Н для /7=1200 эрстед) довольно плавно умень-
шается до нуля при 75—80% Fe, как показывают сплошные линии на фиг. 93.
Пунктирные линии на этой же фигуре относятся к электросопротивлению,
о котором речь шла выше. На фиг. 94 и 95 показано влияние состава на на-
чальную и максимальную проницаемости, значения которых необычайно
высоки вблизи состава 9,5—10% Si и 5—5,5% А1. Для одного из образцов
Масумото получил ро=35ООО, pm= 118 000, Яс=0,02 эрстед и 1Г/г=28 эрг!см3
(для Вт = 5000 гаусс); для другого образца рт=160 000.
Материал с высокой проницаемостью весьма хрупок, легко измельчается
в порошок, который называется сендаст или феральси. Прессованный поро-
шок этого сплава используется для сердечников пупиновских катушек, где
его проницаемость равна приблизительно 60. На магнитные свойства неко-
торое, правда незначительное, влияние оказывает ряд примесей, которые,,
однако, существенно повышают электросопротивление. Сендаст необычен тем,
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИИ 87
что проницаемость в слабых полях падает с повышением температуры вплоть
до 200° С, как показал Займовский [1308] (фиг. 96).
Наибольшее значение проницаемости было обнаружено при температуре
—100° С. Предполагается, что указанное обстоятельство связано со сверх-
структурой, но никакого объяснения пока не дано.
Займовский и Селисский [1309] и Сноек и Вент [1504] измеряли магнит-
ную анизотропию и магнитострикцию. Константа анизотропии К сендаста
определялась не на монокристаллах, а измерением скорости приближения
к насыщению поликристаллических образцов. Состав сендаста близок к со-
ставу сплавов, для которых как К, так и равны нулю, что показано на
фиг. 97 [1309]. Таким образом, теория высокой проницаемости пермаллоя
применима также к сплавам типа сендаст.
ГЛАВА V
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО-НИКЕЛЬ
ДВОЙНЫЕ СПЛАВЫ
Некоторые особенности и ценные свойства, присущие сплавам железа
с никелем, были известны еще до того, как последние получили применение
в качестве магнитных материалов. Так, свыше 40 лет тому назад было обна-
ружено, что инвар (36% Ni) отличается исключительно низким коэффициен-
Фиг. 98. Диаграмма фазового равновесия
сплавов железо—никель.
/—данные Оуена и Салли; 2—данные Гозелитца и Сак-
смита.
том температурного расширения.
Применялись также 46- и 56-про-
центные сплавы: первый—для
компенсации температурного
расширения стекла, а второй—
углеродистой стали. Упругие
константы некоторых других
сплавов этой системы не зависят
от температуры или даже харак-
теризуются положительной тем-
пературной зависимостью. Ни-
кель увеличивает прочность и ан-
тикоррозионную устойчивость
железа; это действие усиливает-
ся в присутствии углерода, что
и обусловливает широкое приме-
нение никеля в конструкцион-
ных сталях.
Структура. Результаты но-
вейших исследований структуры
сплавов железо—никель обоб-
щены на диаграмме фазового рав-
новесия, приведенной на фиг. 98.
Наиболее интересными по своим магнитным свойствам являются сплавы,
содержащие от 40 до 90% Ni. Эти сплавы образуют непрерывный ряд
твердых растворов и характеризуются гранецентрированной решеткой.
После недельной выдержки при 450° С в сплавах, имеющих около 75% Ni,
получается сверхструктура, которая может быть обнаружена с помощью
рентгеновского анализа [1125, 1138]. Наличие сверхструктуры косвенно под-
тверждается результатами измерения электросопротивления [850, 1042, 1109],
намагниченности насыщения (Фалло, частное сообщение, а также работы
[1141, 1149, 1198]) и удельной теплоемкости [1042]. Келлбек [1499] уста-
новил, что температура упорядочения FeNi3 равна 506° С. По Джоссо [ 1759]
точка Кюри упорядоченной и неупорядоченной фаз FeNi3 составляет 611 и
600° С. Точка Кюри 70-процентного сплава лежит при 615° С и не зависит от
степени упорядочения.
Современные исследования фазового состояния сплавов, содержащих
10—30% Ni, проведенные рядом исследователей (см. работы [977, 1145, 1222,
1282, 1361, 1404, 1654]), важны как для исследования метеоритов, так и для
изучения магнитных материалов. Границы фазовых областей на диаграмме,
.СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
89
Содержание цухеля, Q/o
Фиг. 99. ’Практическая диаграмма
состояния необратимых сплавов.
равновесия могут быть определены только в том случае, если скорость ох-
лаждения не превышает примерно 10° С в 1 сутки. Структура сплавов, охлаж-
денных с большей скоростью, лучше характеризуется диаграммой, приве-
денной на фиг. 99.
На фиг. 98 линия точек Кюри в a-области нанесена согласно Пешару
[266]. Границы 8-фазы заимствованы из работы Бристоу [1098]. Максимум
на линии точек Кюри, а также минимумы на кривых ликвидус и солидус
лежат примерно при 68% Ni, т. е. при несколько меньшем содержании послед-
него, чем в сплаве, отвечающем формуле FeNi3.
Более подробные описания структуры сплавов этой системы имеются
в работах Хансена [862], Марша [1062] и Закса [1573] (там же приводится
библиография).
Плотность, период решетки и термиче-
ское расширение. На фиг. 100 приведены
периоды решеток а- и 7-фазы при различ-
ных температурах [868, 924, 977]. Значе-
ния плотности сплавов, вычисленные на
основании данных рентгено-структурного
анализа, приведенные на фиг. 101, хорошо
согласуются с результатами более ранних
непосредственных измерений. Значения для
0° К получены экстраполяцией. На фиг. 102
приведены кривые коэффициента терми-
ческого расширения по Шевенару [342].
Значения коэффициента даны для всех спла-
вов в диапазоне температур от —100 до
900° С.
Электросопротивление. Величина элек-
тросопротивления сплавов железо—никель
при разных температурах представлена на
фиг. 103 [1155]. Значительные расхождения
между результатами различных исследо-
ваний вероятнее всего объясняются неоди-
наковым содержанием примесей в образцах
и разной степенью упорядочения. Кривые
Для у-фазы могут отличаться на 20 % от пред-
ставленной на фиг. 103. При 30% Ni происходит а-у-превращение, которое
сопровождается резким увеличением электросопротивления. Скачок на кри-
вых может смещаться вправо или влево в зависимости от того, какой обра-
ботке подвергался образец. Приведенные выше данные относятся к образцам
относительно чистых материалов, которые были получены путем сплавления
в водороде железа и никеля, содержащих в виде основных примесей углерод,
кремний и фосфор по 0,05% каждого элемента и 0,02% марганца. Исполь-
зуемые для магнитных целей сплавы, как правило, содержат несколько деся-
тых процента марганца, который вызывает некоторое увеличение электро-
сопротивления.
Процессы упорядочения оказывают заметное влияние на величину электро-
сопротивления сплавов, содержащих от 50 до 90% Ni; зависимость сопротив-
ления от скорости охлаждения сплавов приведена на фиг. 104 [1042].
Упругость и механические свойства. Механические свойства сплавов рас-
сматриваемой системы характеризуются известной неопределенностью. Данные
табл. 20 взяты из различных источников [1062, 1094, 1562], а некоторые из
них—из неопубликованных работ. Все приводимые в таблице данные относятся
к отожженным материалам. Коэффициент Пуассона обычно колеблется в пре-
делах от 0,28 до 0,30, а модуль всестороннего сжатия равен приблизительно
12 600 кг! мм*.
Ф и г. 100. Период решетки а- и Y-фазы железо-никеле-
вых сплавов при различных температурах.
Ф и г. 101. Плотность железо-никелевых сплавов (по
данным рентгено-структурного анализа).
Фиг. 102. Коэффициент термического расширения при
различных температурах (см. также фиг. 439).
Фиг. 103. Электросопротивление железо-ни-
келевых сплавов при различных температурах.
92
ГЛАВА V
Таблица 20
Механические свойства отожженных технических железо*никелевых сплавов высокой
чистоты
Содержание Ni ,% Модуль нормальной упругости. 10» кг1мм% Модуль сдвига, 10» кг) мм2 Предел прочности, кг{ мм2 Предел текучести, кг[ммъ Относи- 1 тельное . сужение, % Относи- тельное удлине- ние, % Твердость по Бринелю
0 20—22 8-8,8 35—49 21—28 60—70 35—45 100
20 16-18 6,3—6,7 105—140 70—98 15—40 5—10 300
45 15—16 6,0—6,3 45—56 14—21 70 40 80—100’
78 18—21 7,4—8 53—63 10,5—21 80 50 125
100 20-22 7,4—8 35—56 14—21 70 50 90—100
История исследования магнитных свойств. Первое систематическое изу-
чение магнитных свойств железо-никелевых сплавов было предпринято Гоп-
кинсоном. В 1889 и 1890 гг. им были описаны свойства сплавов, содержащих
Фиг. 104. Зависимость электро-
сопротивления от степени упорядо-
чения.
/—медленно охлажденные сплавы; 2—за-
каленные с 600°С; 3—охлажденные со ско-
ростью 200° С в 1 час.
1; 5; 22; 33 и 73% Ni [20, 24]. Он обнару-
жил, что 25-процентный сплав, являющийся
парамагнитным в момент получения, ста-
новится ферромагнитным после охлажде-
ния до —50° С. Он также нашел, что ин-
дукция 73-процентного сплава выше, чем
33-процентного, и превосходит значение,
рассчитанное для смеси железа и никеля
(в соответствии с данными химического ана-
лиза) по правилу аддитивности. Следующая
работа, опубликованная в 1902 г., принад-
лежит Барретту и др. [49]. В ней описаны
сплавы с содержанием никеля от 31% и
ниже. Коэрцитивная сила у 31-процентного
сплава меньше, чем у железа, и равна
0,5 эрстед. Проницаемость в малых полях
не была исследована, так как самые низкие
точки полученных ими основных кривых
намагничивания относятся к полям порядка
0,5 эрстед.
Многие важные магнитные свойства
железо-никелевых сплавов были установ-
лены в 1910 г. в результате трех независи-
мых исследований. Одно из них (Бургесс
и Астон [98]) охватывает сплавы, содержащие 0; 25; 26; 28; 35; 47; 75
и 100% Ni. В этой работе изучались свойства указанных сплавов при
комнатной температуре в диапазоне полей от 10 до 400 эрстед. При всех зна-
чениях поля индукция материала падает с увеличением содержания
никеля до 20% и выше. Начиная с 30% Ni индукция возрастает, проходит
через максимум, находящийся для исследованных сплавов при содержании
никеля около 47%, и далее снова убывает, приближаясь к индукции чистого
никеля. Во второй работе (Хегг [1031) исследовались партии образцов
с различным содержанием никеля (содержание никеля изменялось на 10%
от образца к образцу). Напряженность поля достигала 10000 эрстед, а темпе-
ратура в процессе измерений варьировалась от —190 до 760° С. Хегг измерил
индукцию насыщения при разных температурах и провел экстраполяцию
к 0° К. Его измерения, как полагали, сначала показывали наличие макси-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
93
мума насыщения при 47% Ni при комнатной температуре (фиг. 105). Кроме
того, Хегг довольно точно определил значения точек Кюри для целого ряда
сплавов железо—никель.
Ни в одной из перечисленных выше работ не исследовалось поведение
сплавов в полях, меньших 10 эрстед. Хотя Гопкинсон при работе со спла-
вами с малым (менее 5%) содержанием никеля и проводил измерения в полях
порядка 0,06 эрстед, однако первое исследование железо-никелевых спла-
вов в весьма слабых полях (около 0,016 эрстед) было проведено Панебианко
1107]. Последний изучал у-фазы сплавов с 36 и 49% Ni, для которых он
получил начальную проницаемость, равную соответственно 700 и 550. Оба
Ф и г. 105. Зависимость индукции насыщения от
состава при 20° С и при 0° К.
эти значения намного прево-
сходили достигнутую к тому
времени начальную проницае-
мость железа. К сожалению,
работа была опубликована в
малораспространенном жур-
нале и, очевидно, оставалась
неизвестной исследователям
более позднего времени в те-
чение многих лет.
Первое обширное иссле-
дование свойств сплавов же-
лезо—никель в малых и сред-
них полях было начато Элме-
ном в 1913 г. Элмен искал
пути замены кремнистого же-
леза в телефонных устройст-
вах другим материалом, ко-
торый обладал бы лучшими
свойствами при индукциях,
не превышающих несколько
сот гаусс. В результате его ис-
следования, в котором при-
няли участие Арнольд и др.,
было показано (и первоначально признано всеми), что из всех известных
в то время материалов наибольшей начальной проницаемостью обладают
сплавы, содержащие 30—90% Ni. Элмен разработал также специальный вид
термообработки (пермаллойная обработка), что позволило еще более повысить
начальную проницаемость сплавов, содержащих 50—90% Ni. Наибольший
эффект достигается у сплава с 78% Ni (78-пермаллой), начальная проницае-
мость которого повышается примерно от 2000 до 7000. Подобным же образом
возрастает и максимальная проницаемость, значение которой может превос-
ходить 50 000. Уже начиная с 1921 г. 78-пермаллой получил применение
в промышленности в качестве материала для сердечников телефонных реле.
В 1916 г. Элмен взял на этот сплав патент, опубликованный в следующем году
1170] (предыдущая заявка была взята назад). Первый патент, содержащий
описание термообработки пермаллоя, был взят в 1921 г. и утвержден в 1926 г.
[277]. Научное сообщение о свойствах пермаллоя впервые было опубликовано
в 1923 г. (Арнольд и Элмен [215]).
В результате опытов Элмена и его сотрудников наряду с применением
78-пермаллоя в телефонном деле начал применяться и 45-пермаллой. Этот
материал отличается высокой индукцией насыщения, которая превосходит
индукцию насыщения других сплавов этого типа, и поэтому его целесооб-
разно применять для работы при более высоких индукциях. Кроме того, 45-пер-
маллой характеризуется большим электросопротивлением и высокой макси-
мальной проницаемостью. Несмотря на то, что сообщения о высокой индукции
94
ГЛАВА V
насыщения и высоком электросопротивлении 45-пермаллоя были опублико-
ваны в литературе еще в 1910 г., этот материал в результате последующих
работ получил применение только к концу 1924 г.
В 1915 г. Йенсен начал независимое исследование сплавов рассматривае-
мой системы. Одним из результатов его работы явилось получение нового
сплава, известного под названием гиперник,. В 1924 г. Йенсен взял на этот
сплав патент, который был опубликован в 1931 г. [556]. Благодаря термооб-
работке 50-процентного сплава в водороде Йенсену удалось получить весьма
высокую максимальную проницаемость, примерно равную максимальной про-
ницаемости 78-пермаллоя, измеренную Элменом. При использовании в теле-
фонии гиперник имеет те же достоинства, что и 45-пермаллой. В 1920 г. Йенсен
1197] описал способ вакуумной плавки, повышающий магнитные свойства
сплавов. Однако, как показала современная практика, наибольшей заслугой
Йенсена является введение термообработки в водороде [274], посредством
которой максимальная проницаемость 45—50-процентных сплавов может быть
увеличена в 2—5 раз. Эффективность водородного отжига зависит от темпе-
ратуры и мер, принимаемых для предупреждения загрязнения материала
примесями в процессе обработки. Отжиг в водороде значительно повышает
также начальную проницаемость материала [781, 1183]. В 1927 г. Чиоффи
путем высокотемпературного отжига в водороде получил значительное уве-
личение проницаемости пермаллоя.
В 1921 г. для увеличения сопротивления железо-никелевых сплавов с вы-
сокой начальной проницаемостью Элмен впервые применил третий элемент—
хром [210, 277]. В том же году Элмен [346] установил, что при добавлении
значительных количеств кобальта сплав приобретает свойства перминвара^
т. е. до полей порядка 1—2 эрстед (В^ЮОО гаусс) проницаемость практи-
чески не зависит от величины напряженности поля, а петля гистерезиса при-
обретает характерную «перетянутую» форму с малыми значениями остаточной
индукции и коэрцитивной силы. Добавление к железо-никелевому сплаву
нескольких процентов меди привело Смита и Гарнетта [242] к открытию
муметалла. В настоящее время широко применяются присадки! молибдена,
хрома и меди [457]. Помимо увеличения электросопротивления, эти присадки
повышают проницаемость сплавов или упрощают термообработку, необходи-
мую для получения максимальных свойств.
Как будет описано ниже, современные пути улучшения магнитно-мягких
железо-никелевых сплавов заключаются в тщательном контроле за чистотой
материала и соблюдении оптимального режима обработки, которая может
включать в себя термообработку в магнитном поле или регулируемую про-
катку и рекристаллизацию для получения определенной текстуры.
Магнитное насыщение. На фиг. 105 приведены кривые индукции насы-
щения, полученные экстраполяцией В—Н к бесконечно большому полю.
Насыщение при 0° К вычислено путем экстраполяции к бесконечно большому
полю и абсолютному нулю температуры. Методика подобных расчетов была
разработана школой Вейсса [757]. Резкое падение кривой в области 30% Ni
обозначает, что величина насыщения может колебаться в зависимости от термо-
обработки, определяющей соотношение количеств а- и у-фаз. Положение кру-
тых ветвей кривой насыщения при 20° С также не может быть определено
вполне точно. При чрезвычайно медленном охлаждении от 500° С в сплавах,
содержащих около 75% Ni, появляется сверхструктура [1141], обуслов-
ливающая повышение индукции насыщения, показанное на фиг. 105 пунктиром.
На фиг. 106 приведена зависимость атомного магнитного момента в магне-
тонах Бора и температуры Кюри от содержания никеля в атомных процентах.
Изменение намагниченности насыщения различных железо-никелевых спла-
вов в зависимости от температуры показано на фиг. 107. Для построения при-
веденных кривых использованы данные Хегга [1031; вычисление индукции
насыщения по величине магнитных моментов на 1 г вещества произведено»
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
95
Маршем [1062]. Для сравнения на той же фигуре даны кривые для железа
и никеля, полученные в результате более поздних работ. Зависимость магнит-
ных свойств от температуры для 30-процентного сплава в узком интервале
температур приведена на фиг. 134 (Штеблейн [745]). Все кривые, представ-
ленные на фиг. 107, показывают, что уменьшение индукции от абсолютного»
насыщения при 0° К почти до нуля при
точке Кюри происходит для всех сплавов
одинаково. Исключение представляют 40-
процентный и в меньшей степени 50-про-
центный сплавы, которые в области низ-
ких температур отличаются более крутым
падением Bs.
Намагниченность насыщения нечувст-
вительна к чистоте материала или термо-
обработке; следовательно, с этой точки зре-
ния наличие небольших количеств приме-
сей и способ изготовления материала обыч-
но не имеют большого значения. Величина
В. существенно зависит от термообработки
в тех случаях, когда последняя может из-
менить соотношение фаз, как это имеет место
при 30% Ni, и, в меньшей степени, когда
термообработка влияет на степень упоря-
доченности, как, например, в 75-процент-
Ф и г. 106. Атомный магнитный мо-
мент (п0) в магнетонах Бора и точки
Кюри (6) железо-никелевых сплавов.
ных сплавах.
Изготовление и отжиг сплавов. Материалы, описываемые в последующих
разделах, были изучены в результате более чем 25-летней деятельности Элмена
и его сотрудников в лабораториях фирмы Белл [390]. Для приготовления
сплавов применялось железо армко и продажный электролитический никель
высокой чистоты. Компоненты сплавлялись в высокочастотной индукционноГв
Фиг. 107. Зависимость индукции насыщения различных
железо-никелевых сплавов от температуры.
печи на воздухе; в качестве флюса применялась бура. Для облегчения обра-
ботки добавлялось 0,3% Мп (для удаления серы) и 0,1% А1 (для раскисЛения).
Слитки весом 3 кг подвергались следующим операциям: обжатию с диаметра
18 мм на 3,2 мм, протяжке на диаметр 1 мм, прокатке в ленту на толщину
до 0,15 мм и обрезке до ширины 3,2 мм. Лента наматывалась концентриче-
скими слоями (примерно 30—40 витков) на 76-миллиметровый диск. Диск вы-
нимался, а полученная плоская спиральная катушка (образец) после термо-
обработки обматывалась необходимым количеством витков проволоки и
подвергалась магнитным испытаниям. Измерения магнитных свойств мате'
96
ГЛАВА V
риалов производились как баллистическим методом, так и на мосте пере-
менного тока; часто применялся также и пермеаметр Келсалля.
Как показано на приводимых ниже фигурах, многие свойства сплавов,
содержащих 45—90% Ni, зависят от режима термообработки. В связи с этим
Элмен исследовал действие трех видов термообработки, которым он дал сле-
дующие названия:
1) отжиг в ящике, охлаждение вместе с печью;
2) двойная обработка;
3) длительный отжиг.
Термообработка первого вида заключается в нагревании до 900—950° С,
выдержке при этой температуре примерно в течение часа и охлаждении со
скоростью, не превосходящей 100° С в 1 час. Перед этой обработкой образец
Фиг. 108. Зависимость В—Н' железо-никелевых спла-
вов от состава при разных значениях поля.
Образцы отжигались при 1000° С и охлаждались вместе с печью.
покрывается тонким порошком окиси кремния и помещается в железным
ящик, который герметизируется смесью тонкоизмельченного легкоплавкого
стекла и железного порошка.
При термообработке второго вида материал сначала выдерживается в тече-
ние часа при 900—950° С и охлаждается, как указано выше; затем следует
повторный нагрев до 600° С и охлаждение на воздухе при комнатной темпе-
ратуре. При этом образец помещается на медную плиту, что обеспечивает
необходимую скорость охлаждения, которая может достигать 1500° С в 1 мин.
(в другом варианте первого охлаждения до комнатной температуры можно
не производить). Этот вид термообработки железо-никелевых сплавов известен
также под названиями «пермаллойная обработка» или «воздушная закалка».
Термообработка третьего вида заключается в нагревании образца в закры-
том ящике до 900—950° С с последующей длительной выдержкой при более
низкой температуре; обычно дают 20-часовую выдержку при 450° С. В послед-
них опытах максимальная температура была повышена до 1050—1100° С.
Зависимость намагниченности от напряженности поля. Кривые, изобра-
женные на фиг. 108, представляют зависимость внутренней индукции сплавов
(В—Н) от содержания никеля при разных значениях поля. Намагниченность
в малых полях заметно зависит от содержания примесей в материале, способа
его изготовления и от термообработки, которой он подвергался; данные фиг. 108
относятся только к образцам, охлаждавшимся вместе с печью. Влияние термо-
обработки других видов будет рассмотрено ниже. В полях от 2 эрстед на кри-
вых имеются два максимума, соответствующие содержанию около 45 и около
80% Ni. Имеется несколько промышленных сплавов, близких по своему со-
ставу к каждому из этих материалов. Аналогичные данные приводят также
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО —НИКЕЛЬ
97
Йенсен 1197] и Масумото 1405]. Необходимо подчеркнуть, что в действитель-
ности образцы одинаковых сплавов дают большой разброс по свойствам,
вследствие чего для построения кривой по многим точкам приходится испы-
тывать значительное число образцов.
Проницаемость, коэрцитивная сила и потери на гистерезис. На фиг. 109
и ПО изображена зависимость начальной и максимальной проницаемостей
от состава и обработки сплавов. Также, как и на предыдущей фигуре, на сред-
ней и нижней кривых фиг. 109 видны максимумы, соответствующие примерно
Фиг. 109. Влияние термообработки на
начальную проницаемость.
В сплавах, содержащих 50—90% Ni, при уве-
личении скорости охлаждения начальная прони-
цаемость увеличивается.
/—двойная обработка; 2—охлаждение вместе с
печью; 3 — низкотемпературный длительный
отжиг.
Содержание никеля, %
Фиг. ПО. Увеличение максимальной
проницаемости при охлаждении с боль-
шой скоростью.
/—двойная обработка; 2—охлаждение с печью.
45 и 80% Ni. В 1915 г. Элмен [215] показал, что в результате двойной обра-
ботки максимум, соответствующий большему содержанию никеля, можно
увеличить до 10 000. Одновременно двойная обработка вызывает увеличение
максимальной проницаемости и уменьшение коэрцитивной силы (фиг. 111)
и потерь на гистерезис у 78-процентных сплавов, а равно и у большинства
сплавов, содержащих от 40 до 90% Ni. Нужно отметить, что приведенные
выше кривые построены по устаревшим данным и не иллюстрируют свойств
современных материалов, однако они качественно верно характеризуют основ-
ные изменения магнитных свойств, происходящих при изменении состава
или режима термообработки сплавов.
Температура и продолжительность отжига. Известно, что магнитная
проницаемость резко падает вследствие наклепа, возникающего при холодной
обработке. На фиг. 112 показано увеличение начальной проницаемости в резуль-
тате последующего отжига в течение 1 часа при различных температурах
[761, 819]. При увеличении температуры отжига возрастает и максимальная
проницаемость. Необходимо обратить внимание на то, что все кривые резко
возрастают около 500° С и что до наибольших применявшихся температур
повышение температуры отжига сопровождается ростом проницаемости.
На фиг. 113 показано влияние скорости охлаждения на величину началь-
ной и максимальной проницаемостей 78-пермаллоя [390], сплава, отличаю-
щегося наибольшей чувствительностью к режиму охлаждения. Максимальные
Р. Безррт
Фиг. 111. Коэрцитивная сила железо-никелевых
сплавов обычной чистоты.
/—двойная обработка; 2 —охлаждение с печью.
Фиг. 112. Возврат начальной проницаемости после
отжига наклепанного материала.
/—40-нермаллой, обжатие на 80%; 2—40-пермаллой, обжатие
на 98,5%; 3—70-пермаллой, обжатие на 97%.
Измерения производились при комнатной температуре.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
99
значения р.о и получаются при охлаждении соответственно со скоростью
20 и 80°С в 1 сек. Проницаемость и связанные с ней свойства быстро охла-
жденного материала можно изменить путем нагревания и медленного охла-
ждения, т. е., как и следовало предполагать, влияние быстрого охлаждения
можно устранить последующей термообработкой, действие которой иллюстри-
руется фиг. 114. На этой фигуре
даны значения начальной про-
ницаемости в зависимости от тем-
пературы, при которой они были
измерены [390]. Термообработка
влияет также и на величину ко-
эрцитивной силы; так, у 78-пер-
маллоя после охлаждения с печью
Яс=0,15 эрстед, а после двой-
ной обработки /7с=0,05 эрстед.
Изменение начальной про-
ницаемости в зависимости от ат-
мосферы печи (воздух, водород,
вакуум, азот) и огнеупоров, со-
прикасающихся- с лентой, было
исследовано Хагеманном и Хи-
менцом [647] на 47-пермаллое,
содержащем 1% Мп.
Термическая обработка в маг-
нитном поле. Келсалл [715]впер-
Ф и г. 113. Влияние скорости охлаждения на
проницаемость 78-пермаллоя.
вые показал, что максимальная проницаемость железо-никелевых сплавов зна-
чительно повышается, если они в процессе термообработки подвергаются дейст-
вию магнитного поля величиной в несколько эрстед. Например, при проведении
Фиг. 114. Начальная проницаемость
78,5-пермаллоя, измеренная при нагрева-
нии и охлаждении в поле //=0,003 эрстед.
/—двойная обработка; 2—охлаждение с печью.
Фиг. 115. Максимальная проницаемость
железо-никелевых сплавов, охлажденных
разными способами после отжига при
1000° С.
/—медленное охлаждение в магнитном поле
(данные Бозорта и Диллинжера); 2—данные Даля
и Павлека; 3 —быстрое охлаждение (данные Эл-
мена). Пунктирной линией показаны точки Кю-
ри для тех же сплавов, содержащих некоторое
количество марганца.
полного цикла термообработки в поле, равном 10 эрстед, максимальная
проницаемость 65-пермаллоя возрастает от 20 000 до 200 ОСО [688]. Наибольшее
7*
100
Г JI А В A V
значение имеет присутствие поля при охлаждении от точки Кюри до темпера-
туры приблизительно 400° С. В связи с этим для достижения наилучшего
эффекта рекомендуется производить обычный отжиг1) материала, как было
указано выше, с охлаждением в магнитном поле.
Диллинжер и Бозорт [776] определили максимальную проницаемость
ряда сплавов, прошедших термообработку в магнитном поле. В их опытах
отдельные витки тонкой ленты (толщиной 0,15 мм) отжигались в водороде
при 1000° С и медленно охлаждались. Затем они вновь нагревались выше
точки Кюри и охлаждались в поле напряженностью 16 эрстед. Направление
этого поля совпадало с направлением поля при измерениях, которые произво-
дились при комнатной температуре (кривая 1 на фиг. 115). Кривая 2 на той же
фигуре представляет данные Даля и Павлека [773], которые исследовали
образцы близких по чистоте сплавов, имевших толщину 0,30 мм и отожженных
в водороде при 1100° С. Кривая 3, помещенная для сравнения, представляет
Фиг. 116. Максимальная про-
ницаемость образцов 65-пермал-
лоя.
Образцы первоначально получили
здаклеп, а затем проходили отжиг в
течение 1 часа при различных темпе-
ратурах в магнитном поле (/) и без
него (2).
Фиг. 117. Зависимость величины началь-
ной и максимальной проницаемостей 78-пер-
маллоя от температуры отжига в магнитном
поле.
максимальную проницаемость сплавов после быстрого охлаждения [390].
Сопоставление приведенных кривых с линией точек Кюри показывает, что
магнитное поле дает существенный эффект только для сплавов, точка Кюри
которых превосходит 400—450° С.
Из опытов с 65-пермаллоем установлено, что путем термообработки в маг-
нитном поле можно достичь высокой проницаемости без предварительного
отжига при 1000° С и выше. На фиг. 116 приведена максимальная проницае-
мость холоднокатанного 65-пермаллоя, подвергавшегося однократному отжигу
в течение 1 часа при температуре, указанной на оси абсцисс и охлажденного
в магнитном поле [764]. Нагревание всего лишь до 600—700° С и последую-
щее охлаждение в магнитном поле сообщает этому сплаву такую же высокую
проницаемость, как и полная термообработка без поля. Измерения в полях,
перпендикулярных к направлению магнитного поля при термообработке, по-
казали, что в средних полях проницаемость значительно ниже, а коэрци-
тивная сила соответственно выше, чем у образцов, обработанных без пЪля.
На фиг. 117 приведены результаты неопубликованных опытов Келсалля,
определившего минимальную температуру отжига, при которой применение
л) «Режим 4. —Прим. ред.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
101
магнитного поля дает заметный эффект. В результате термообработки при
500° С в присутствии поля проницаемость 78-пермаллоя возрастает до 100 000
и выше, достигая примерно тех же значений, что и после двойной обработки
без поля. Однако уже при 400° С влиянием магнитного поля можно пренебречь.
Термообработка в присутствии поля не увеличивает начальную прони-
цаемость ни у одного из сплавов типа пермаллоя. Так, исключительно высокое
значение р.о (3500), полученное в результате медленного охлаждения, несколько
Фиг. 119. Петли гистерезиса 65-пермаллоя*
отожженного в магнитном поле (кривая 1) »
без него (кривая 2).
Фиг. 118. Зависимость максималь-
ной проницаемости 78-пермаллоя от
напряженности магнитного поля, в
которое помещен образец при отжиге.
получается при поле, равном 0,5—1,0 эрстед. Изображенная нафиг. 1I2&
петля гистерезиса 1 типична для материалов, подвергавшихся термообработке
в присутствии поля. Для такой петли особенно характерен очень крутой ход
Насколько можно установить, крутые участки вертикальны, а пологие совер-
шенно прямолинейны и образуют очень острый угол. Некоторые образцы,
обладающие такой петлей, весьма плохо поддаются размагничиванию; йногдаг
их вообще не удается размагнитить. Петля 2, имеющая «перетянутую» форму*
характерную для сплавов типа перминвара, получена на образце, прошед-
шем нормальную термообработку без поля.
Чтобы получить несколько более полное представление о природе явления*
рассмотрим еще два примера термообработки пермаллоя в магнитном поле.
Кривая на фиг. 120 [762] и данные, приведенные в подписи к этой фигуре,
показывают, что магнитное поле дает наибольший эффект при охлаждении
в интервале от 610 (точка Кюри) до 400° С, т. е. до температуры, при которой
практически прекращается диффузия и выравнивание напряжений. Из при-
веденных данных видно также, что применение поля при других температурах
не имеет смысла. Чтобы более точно определить тот интервал температур,
в пределах которого действие магнитного поля дает наибольший эффект, был
поставлен следующий эксперимент [762]: магнитное поле включалось при охла-
ждении образца до точки Кюри (или несколько раньше) и выключалось при.
102
ГЛ А В A V
достижении некоторой температуры t, ниже которой образец охлаждался
до комнатной температуры без поля. Как показано на фиг. 121, для получения
максимального эффекта наиболее целесообразно охлаждать материал в поле
примерно до 350° С.
Фиг. 120. Изменение температуры в процессе термообработки 65-
пермаллоя в магнитном поле.
Охлаждение в магнитном поле, равном 10 эрстед, повышает максимальную
проницаемость примерно в 50 раз. Стрелками отмечен интервал температуры,
в котором влияние поля дает наибольший эффект. Если поле включено1 на
участках кривой охлаждения А, В и С, то проницаемость р.т=252000, при
включении поля на участке В проницаемость цт=247 000, при действии его на
участках А и С проницаемость цт=4500. Охлаждение без поля дает |лт=ЗВ00.
Термообработка в водороде. В 1925 г. Йенсен опубликовал сообщение
[274] о заметном улучшении магнитных характеристик (максимальной про-
ницаемости и потерь на гистерезис) 50-процентного железо-никелевого сплава
Фиг. 121. Значение максимальной прони-
цаемости и коэрцитивной силы 65-пермал-
лоя.
/ — образец охлаждался в магнитном поле до ука-
занной температуры, выдерживался в течение 1
часа в поле Н=10 эрстед и затем охлаждался до
комнатной температуры в отсутствие поля; 2—то
же, но выдержка в течение 1 часа производилась
без поля.
после отжига в водороде при темпе-
ратуре около 1000° С. Позднее [557]
в результате 8-часового отжига в во-
дороде при 1000° С ему удалось под-
нять fxm до 80 000 и снизить потери
на гистерезис при Вт=10 000 гаусс
(которые мы обозначим через И710) до
250 эрг/см3. В его более новой рабо-
те [1183]приводятсяследующиесвой-
ства гиперника: (лт=100000, р.о=4500
и U7lo=lOO эрг!см3, однако не ука-
заны особенности термообработки,
посредством которой эти свойства
были получены.
В 1932 г. Чиоффи [570] с по-
мощью высокотемпературного отжи-
га (1300—1500°С) в водороде удалось
значительно повысить проницаемость
железа. Вильямс применил этот спо-
соб для обработки 45-пермаллоя.
Некоторые данные Вильямса, неопу-
бликованные до настоящего време-
ни, приведены на фиг. 122. Из пред-
ставленных на этой фигуре кривых
видно, что обработка в водороде весьма эффективна, если образец в течение
многих часов выдерживается при температуре 1300° С и выше. На фиг. 123
сравниваются лучшие результаты Вильямса и Йенсена [556]. Третья кривая
Фиг. 122. Влияние различных термообработок в во-
дороде на максимальную проницаемость 45-пермал-
лоя и железа.
1—электролитическое железо, вакуумная плавка, отжиг при
1300° С; 2—45-пермаллой, плавка в водороде, отжиг при
1300° С; 5—45-пермаллой, плавка на воздухе, отжиг при
1400° С; 4 -45-пермаллой, плавка на воздухе, отжиг при
1100°С.
Фиг. 123. Кривые проницаемости железо-никелевых спла-
вов, содержащих 45—50% Ni, после отжига в водороде при
1300° С.
/—данные Вильямса, р.ш=11 000, Но=0,015 эрстед', 2—данные Йен-
сена; 5—данные Вильямса, р.о«5000, Нв=0,024 эрстед Wi0 ооо—
92 эрг}см*.
104
ГЛАВА V
была получена Вильямсом для образца с начальной проницаемостью, равной
5000.
Сочетание высокотемпературного отжига в водороде с последующей термо-
обработкой в магнитном поле пдзволяет получать материалы с еще более высо-
кой проницаемостью. На фиг. 124 кривая 2 относится к образцу 65-пермаллоя,
который отжигался в течение 18 час. при 1400° С в атмосфере чистого водорода,
затем охлаждался до комнатной температуры, снова нагревался, выдерживался
в течение 1 часа при 650° С, после чего охлаждался в магнитном поле, равном
15 эрстед. Кривая 1 характеризует свойства этого образца до описанной обра-
ботки. В отличие от 45-пермаллоя свойства 65-процентного сплава не обнару-
живают заметных изменений в результате одного только отжига в водороде,
Ф и г. 124. Влияние термообработ-
ки в магнитном поле на проница-
емость 65-пермаллоя.
/—лист толщиной 3,2 жж, отжиг при
1400° С, охлаждение без поля; 2—та-
кой же образец, охлаждение в поле;
5—другой образец, отжиг при 1000°С, ох-
лаждение в поле; 4 —лента толщиной
0,15 жж, отжиг^при 1000° С, охлаждение
в поле.
Фиг. 125. Влияние отжига в магнитном
поле на форму петли гистерезиса 65-пер-
маллоя.
Термообработке в магнитном поле предшест-
вовал отжиг в водороде при 1400° С.
/—отжиг без поля; 2—отжиг в магнитном
поле.
однако эта операция повышает восприимчивость сплава к последующей термо-
обработке в магнитном поле. Кривые 3 и 4 на фиг. 124 характеризуют прони-
цаемость образцов, имеющих почти такой же состав, но обработанных иными
способами. Обращает на себя внимание факт сдвига максимума у всех кривых
вправо по сравнению с его обычным положением. На фиг. 125 представлены
петли гистерезиса, соответствующие кривым 1 и 2 на фиг. 124. После термо-
обработки в магнитном поле этот сплав имеет наибольшую максимальную
проницаемость и наименьшие потери на гистерезис (для Вт > 10 000) из всех
известных поликристаллических материалов, за исключением супермаллоя.
Обработка давлением. До сих пор было очень мало сказано относи-
тельно обработки давлением, которой подвергаются рассматриваемые
материалы до термообработки, а также о влиянии наклепа на свойства отож-
женных сплавов. Так, например, холодная обработка до отжига влияет на ориен-
тацию кристаллитов—текстуру конечного продукта. Деформация после отжига
вызывает понижение магнитной проницаемости; однако одновременно онй
приводит к уменьшению зависимости проницаемости от поля. Зависимость
проницаемости от напряженности поля имеет практическое значение при изгото-
влении материалов для сердечников пупиновских катушек, вследствие чего
исследованию ее было посвящено большое число работ, в частности немецких.
В США наиболее распространенным способом производства сердечников являет-
ся прессовка магнитного порошка со связующим диэлектриком. Порошки изго-
товляются из хрупких магнитных материалов и спрессовываются с изолирующим
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
105
составом под высоким давлением. Спрессованные в форме колец сердечники
подвергаются отжигу, в результате которого повышается магнитная прони7
цаемость и увеличивается механическая прочность материала [366, 1216b
В Германии те же сердечники весьма часто выполняются из свернутой в виде
кольца ленты из изоперма. Под этим названием известны гетерогенные сплавы,
получаемые на железо-никелевой основе с присадкой (или без присадки) третье-
го элемента, например меди. Типичный представитель изоперма [852]
содержит 40—50% Ni (остальное—железо). Обычная обработка изоперма со-
стоит из следующих этапов:
1) обжатие на 98,5% посредством холодной прокатки;
2) отжиг в течение 1 часа при 1000—1200° С;
3) обжатие на 50%.
Фиг. 126. Текстура изоперма (40% Ni, 60% Fe) после раз-
личных обработок.
Для получения высоких свойств необходимо сильное обжатие,
/—прокатка с обжатием на 80% (по толщине), отжиг при 1100° С,
прокатка с обжатием на 50% по толщине (при растяжении образца
индукция возрастает); 2—прокатка о обжатием на 98,5% (по тол-
щине), отжиг при 1100° С, прокатка с обжатием на 50% по толщине
(при растяжении образца индукция убывает).
Кривая 2 на фиг. 126 [778] иллюстрирует свойства изоперма после полной
обработки, измеренные вдоль проката. Изоперм обладает почти прямолинейной
кривой намагничивания, что указывает на хорошую стабильность проницае-
мости при изменении напряженности магнитного поля. Магнитные свойства
изопермов весьма чувствительны к термической и механической обработкам
и имеют явно выраженный анизотропный характер.
Из кривой 1 фиг. 126 видно, что если на первом этапе обработки ограни-
чиваться обжатием на 80%, то изоперм не приобретает своих основных свойств.
Конечные свойства материала зависят от текстуры, создаваемой в результате
первой прокатки и рекристаллизации, и от напряжений, возникающих после
окончательной прокатки. Изоперм (кривая 2) и материал, представленный
кривой 1, получивший до отжига меньшую деформацию, имеют разные знаки
изменения намагниченности при растяжении. Зависимость свойств катанных
листов от направления измерения была показана ранее на фиг. 46 и 47. В напра-
влении прокатки р.о изоперма имеет максимальное значение, а р.т—минимальное,
что весьма удобно для материала, применяющегося для изготовления сердеч-
ников.
Чтобы еще раз продемонстрировать анизотропию свойств изоперма,
на фиг. 127 представлены кривые намагничивания и части петель гистерезиса
образца этого сплава, содержащего 50% Ni [852].
106
ГЛАВА V
Даль и его сотрудники провели ряд опытов с целью найти наилучшую
«обработку, обеспечивающую высокую стабильность, низкие потери (в особен-
ности на гистерезис) и возможно высокую проницаемость материала. За меру
-магнитной нестабильности они принимали величину
Но —Hr
о —•
Но
тде —начальная проницаемость, а рг—обратимая проницаемость после нало-
жения и удаления поля большой напряженности. Величина потерь при малых
Фиг. 127. Зависимость петли гистерезиса и основной кривой на-
магничивания 50-изоперма от направления измерения,
/—перпендикулярно к направлению прокатки; 2—вдоль направления про-
катки; 3—под углом 45° к направлению прокатки.
Обработка такая же, как и в случае,представленном кривыми 2 на фиг. 126.
индукциях с удовлетворительной точностью определяется следующей фор-
мулой [880] (см. также гл. XVII):
£-f = c + aB + ef.
Здесь R—часть сопротивления катушки (в омах), обусловленная наличием
магнитного сердечника, L—индуктивность в генри, р.—проницаемость, В—амп-
литудное значение индукции в переменном поле частотой f, с—коэффициент
остаточных потерь, а—коэффициент потерь на гистерезис, е—коэффициент
потерь на вихревые токи.
Поскольку величина е определяется электросопротивлением, а также
толщиной и распределением отдельных пластин наборного сердечника, то
основными параметрами, зависящими от обработки, являются р, а и s. Наимень-
шие потери на гистерезис обнаружены у 40—50-процентных сплавов, оконча-
тельное уменьшение толщины которых в результате обработки составляло 40%.
Максимальную стабильность имеют 50—60-процентные сплавы. Наибольшую
начальную проницаемость имеют 7-сплавы с низким содержанием никеля,
деформированные со степенью обжатия около 90%. Среди этих сплавов прак-
тическое применение имеют сплавы, обладающие некоторыми средними
свойствами.
Во время второй мировой войны в Германии появилась потребность в спла-
вах с прямоугольной петлей гистерезиса, которые применяются для сердечни-
ков трансформаторов механических выпрямителей. Такие материалы позво-
ляют производить мгновенное выключение тока и, следовательно, предупре-
ждать образование искры при разрыве контактов. В результате изысканий был
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО —НИКЕЛЬ
107
разработан материал, известный под названием перменорм 5000 Z, который
представляет собой весьма чистый 50-процентный железо-никелевый сплав.
Для получения требуемых свойств сплав подвергается прецизионной механи-
ческой и термической обработке. Согласно Боту [1490], обработка состоит
из холодной прокатки до толщины около 0,05 мм со степенью обжатия 98%
и отжига при 1000—1200° С.
Для каждого образца материала данной степени обжатия и чистоты необхо-
димо экспериментально определить оптимальную температуру отжига (с точ-
ностью до 25° С). Критический режим отжига дает наилучшую текстуру,
являющуюся разновидностью «кубического типа», при которой плоскость
(100) располагается в плоскости проката, а ось [001] ориентируется в напра-
влении проката. Магнитные свойства перменорма будут описаны ниже.
ПРОМЫШЛЕННЫЕ ДВОЙНЫЕ СПЛАВЫ
78-пермаллой. Этот сплав является первым железо-никелевым сплавом,
который в результате работЭлмена получил промышленное применение в каче-
стве магнитного материала. Благодаря высокому значению начальной и макси-
мальной проницаемостей и малой коэрцитивной силе 78-пермаллой исполь-
зуется для изготовления сердечников телефонных трансформаторов, дросселей
и чувствительных реле. В ряде областей применения 78-пермаллой вытеснен
другими аналогичными сплавами, содержащими в виде присадки третий элемент,
который добавляется с целью увеличения как электросопротивления, так
и проницаемости материала. 78-пермаллой выплавляется в дуговой электро-
печи под основным шлаком. Для повышения ковкости (удаления серы) добав-
ляется 0,5% Мп и для раскисления 0,2% А1. Содержание углерода должно
быть меньше 0,1%. Слитки нагреваются до 1200° С и затем прокатываются
на толщину 19 мм. Вторичное нагревание не производится. Заготовки, пред-
назначаемые для сердечников реле, холодной прокаткой доводятся до толщины
2,8 мм. Далее, прокаткой с промежуточными отжигами (в ящиках) может
быть получена лента толщиной 0,06 мм. Режим термообработки был описан
в гл. II (см. фиг. 28); первое нагревание производится в закрытых ящиках,
а воздушная закалка осуществляется путем извлечения полностью готового
материала из печи при 600° С и охлаждения его в спокойном воздухе.
На фиг. 128 приведена кривая проницаемости стандартного промышлен-
ного материала. Там же для сравнения приведены кривые, получаемые на образ-
цах, изготовленных в лабораторных условиях, причем две из них относятся
к образцам, обнаружившим наибольшие значения и р0.
На фиг. 129 показана обратимая проницаемость, соответствующая кривой
намагничивания и петле гистерезиса для обычного лабораторного материала.
На фиг. 130 представлены петли гистерезиса 78-пермаллоя после пермаллой-
ной обработки и после обычного отжига с охлаждением вместе с печью.
45-пермаллой. Гиперник. Разница в свойствах этих материалов является
следствием тонких различий в особенностях плавки, прокатки и отжига.
Изготовление 45-пермаллоя осуществляется так же, как и 78-пермаллоя,
причем все операции, предшествующие окончательному отжигу, производятся
в неконтролируемой атмосфере.
На фиг. 131 (кривая 1) и 132 приведены магнитные свойства 45-пермаллоя,
окончательный отжиг которого производился в герметически закрытых ящиках
или в водороде при 1100° С. После отжига при 1100° С в водороде нормальной
чистоты проницаемость повышается, как показано на фиг. 131 (кривая 3).
Выше уже указывалось, что длительный отжиг в водороде при более высокой
температуре еще больше увеличивает проницаемость.
При производстве гиперника [274, 966] большое внимание уделяется
предохранению сплава, содержащего 45—50% Ni, от окислительного действия
окружающей атмосферы, поэтому гиперник выплавляется в небольших печах
Фиг. 128. Кривые проницаемости 78-пермаллоя.
1 —наиболее высокая максимальная проницаемость; 2—наиболее
высокая начальная проницаемость; 3—лабораторный образец,
4—производственный образец.
Фиг. 129. Петля обратимой проницаемости 78-пермаллоя (кри-
вая, имеющая форму бабочки).
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО —НИКЕЛЬ
109
1010-
в атмосфере водорода. Разливка производится на воздухе. Обработанный
материал отжигается в течение 20 час. при 1200° С в атмосфере тщательно
просушенного и очищенного водорода. Нафиг. 131 воспроизведены кривые 2
и 3 проницаемости гиперника, опубликованные Йенсеном в 1931 и 1939 гг.
[556, 1183]. В 1931 г. потери на гистерезис в материале толщиной 0,36 мм
равнялись 136 эрг[см3 за 1 цикл (при Bw=10 000 гаусс), к 1939 г. они понизи-
лись до 100 эрг/см? (фиг. 133). Полные потери в поле частотой 60 гц для
того же значения Вт составляли 0,7 вт/кг.
Сведения относительно производства других сплавов, аналогичных
45-пермаллою, весьма ограничены. К числу этих сплавов относятся, например,
аллегениэлектрик - металл,
перменорм 4801, карпентер
№ 49, никалой, конперник,
и др. Аллегениэлектрик-
металл (иногда называемый
аллегени 4750) содержит
47—50% Ni; вторым компо-
нентом является железо (не
считая примесей: менее
0,1% С и 0, 02% S). Кри-
вая 4 на фиг. 131 представ-
ляет кривую проницаемости
этого материала, прошед-
шего 4-часовой отжиг при
1100° С в атмосфере водо-
рода 11095]. Коэрцитивная
сила этого материала рав-
няется примерно 0,1 эр-
стед при Bw=10000 гаусс.
Начальная проницаемость
.аллегени 4750 выше, чем
у 45-пермаллоя, однако
максимум проницаемости
приходится на меньшую
индукцию, что, повидимо-
му, можно объяснить от-
жигом в водороде при более
высокой температуре. Последние свойства определяют назначение матери-
ала, который применяется в трансформаторах тока, а также трансформаторах
низкой частоты, работающих как с подмагничиванием (постоянным током),
так и без него. В этих условиях первостепенное значение приобретает величина
проницаемости в малых полях. Напротив, 45-пермаллой в основном предна-
значается для изготовления чувствительных телефонных реле и телефонов, где
высокая проницаемость материала при больших индукциях важна для получе-
ния значительных усилий притяжения.
Порошкообразный пермаллой. Как упоминалось выше, применение мате-
риалов, прессуемых из магнитных порошков, было вызвано повышением требова-
ний к сердечникам пупиновских катушек. В идеальном порошковом материале
зерна магнитного порошка разделены связующим диэлектриком, что исключает
образование вихревых токов, индуцируемых при изменениях поля. Благодаря
прессовке магнитные частицы сближаются настолько, что наличие зазоров,
заполненных немагнитной изоляцией, не очень сильно понижает эффективную
проницаемость материала. Полученная масса подвергается термообработке,
сообщающей ей высокую проницаемость и малые потери на гистерезис, харак-
терные для массивных отожженных образцов металла. Мы не приводим описан-
ную в литературе [366] методику изготовления сердечников из порошкообраз-
4 -
-ю\----1---1----1---1--------1---1---1---1----
-Q5 -Q4 -0,3 -0,2 -0,1 О 0,1 02 Q3 04 0,5
Н, эрстед
Фиг. 130. Петли гистерезиса 78-пермаллоя после
различных термообработок,
/—двойная обработка; 2—охлаждение с печью.
по
ГЛАВА V
кого 80-пермаллоя, так как в настоящее время они изготавливаются из 2-81-мо-
либденового пермаллоя, который будет описан ниже. В табл. 21 (стр. 119)-
Фиг. 131. Кривые проницаемости
различных материалов, содержащих
45—50% Ni.
/-45-пермаллой; 2—гиперник (производ-
ственный образец); 3—гиперник (1934 г.);
4—аллегениэлектрик-металл (Н$=0,1 эр-
стед).
дано сравнение свойств изопер-
ма, порошкообразных 80-пермал-
лоя и 2-81-молибденового пермал-
лоя.
Изоперм. Несмотря на обилие
работ, описывающих обработку
давлением, необходимую для по-
Фиг. 132. Семейство петель ги-
стерезиса промышленного 45-пер
маллоя.
лучения постоянной проницаемости и других свойств, присущих изоперму,
нами не было найдено ни одного описания промышленного способа получения
Ф и г. 133. Петля гистерезиса одного из луч-
ших образцов гиперника (ро=4500, 1*™=
= 100 000).
этого материала. Судя по экспери-
ментам Даля и Пфаффенбергера
[778, 852], наилучшая методика
заключается в холодной прокатке
со степенью обжатия на величину
около 98,5—99%, отжиге при
1000° С и холодной прокатке со
степенью обжатия около 50 или
60%. Готовая лента имеет толщину
около 0,03 мм. Свойства изоперма
приведены в табл. 21 настоящей
главы и табл. 92 (приложение IV).
Перменорм 5000 Z. Способ из-
готовления этого сплава в том ви-
де, в каком он был разработан
в Германии, был описан выше.
В США аналогичная методика при-
меняется к сплавам делыпамакс
[1612], ортонолъ, ортоник и гипер-
ник 5 и в Англии—kH.C.R. [1665].
«Прямоугольность» петли гистере-
нии в магнитном поле.
зиса увеличивается при охлажде-
Коэрцитивная сила равна примерно 0,06 эрстед,
остаточная индукция и индукция, соответствующая горизонтальным участ--
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
111*
кам петли гистерезиса, составляют приблизительно 12 000—15 000 гаусс
при Я=0,06—0,10 эрстед. С помощью термообработки в магнитном поле
остаточная индукция может быть повышена до 17 500 гаусс.
Термоперм. В этом сплаве [745] содержится около 30% Ni, вследствие-
чего точка Кюри лежит несколько выше комнатной температуры, а намагни-
ченность резко падает при повыше-
нии температуры от 0 до 50° С.
Указанное свойство позволяет при-
менять термоперм для компенсации
температурных изменений магнит-
ного потока в системах, состоящих
из материалов с обычным отрица-
тельным температурным коэффици-
ентом намагниченности. Нафиг. 134
показана зависимость намагничен-
ности термоперма от температуры
при разных значениях поля (от 2 до
1000 эрстед) [745]. Помимо термо-
перма, для тех же целей применя-
ются сплавы железо—никель—мо-
л и б ден, железо—н и ке л ь—хром—
—медь.
В настоящее время известно
большое количество сплавов, по
составу и свойствам близких к пер-
маллоям; некоторые из этих спла-
вов приведены в табл. 93 (прило-
жение IV). Магнитные свойства
сплавов системы железо—никель
сведены в табл. 92 (приложение IV).
Фиг. 134. Зависимость намагниченности»
термоперма от температуры.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ—МОЛИБДЕН
Введение в железо-никелевые сплавы молибдена и хрома первоначально-
делалось с целью увеличения электросопротивления и тем самым уменьшения
потерь на вихревые токи. Однако вскоре было обнаружено, что добавление
этих элементов вызывает также повышение начальной проницаемости и позво-
ляет упростить термообработку, необходимую для получения высокой началь-
ной проницаемости. В промышленности в качестве элементов, легирующих
железо-никелевые сплавы, применяются также медь, марганец, кремний и алю-
миний. По имеющимся в нашем распоряжении данным, в лабораторных усло-
виях для легирования применялись титан, ванадий, вольфрам, олово, бериллий,
серебро и др. В тех случаях, когда необходимо постоянство проницаемости
в широком интервале полей, к железо-никелевым сплавам добавляется кобальт.
Влияние различных легирующих элементов будет рассмотрено ниже в том
порядке, в котором они здесь перечислены.
Структура. Диаграмма фазового равновесия рассматриваемой системы
Fe—Ni—Мо была частично построена Кестером [717], который уделил особое
внимание явлению дисперсионного твердения и магнитным свойствам.
На фиг. 135 показана большая часть диаграммы фазового равновесия
между Fe, Ni, NiMo и Fe3Mo21). Диаграмма, изображенная нафиг. 135, отно-
сится к сплавам, медленно охлажденным до комнатной температуры. В закален-
ных сплавах граница между магнитными и немагнитными сплавами, обозна-
ченная на фиг. 135 буквами ВС, при комнатной температуре значительно сме-
Фазовые области Mo-угла не показаны.—Прим. ред.
112
ГЛАВА V
щена по сравнению с ее положением для медленно охлажденных сплавов.
Это объясняется тем, что при закалке 6-фаза не успевает выделиться и линия
,4 В продолжается в область т4-0-фаз и заканчивается в точке D. Зависимость
точки Кюри железо-никелевых сплавов от содержания молибдена приведена
на фиг. 136, построенной по данным Элмена [514]. Эти данные согласуются
с линией АВ, изображенной на фиг. 135.
Сопротивление сплавов с 45, 56 и 78% Ni в зависимости от содержания мо-
либдена было исследовано в лабораториях фирмы Белл; результаты представ-
лены на фиг. 137. Исследованные сплавы содержали 0,3—0,5% Мп.
Фиг. 135. Диаграмма фазового равновесия системы Fe—Ni—Mo
при низкой температуре.
Магнитные свойства. Магнитные свойства тройных сплавов железо—ни-
кель—молибден, поданным исследований, проведенных в лабораториях фирмы
Белл, отражены на фиг. 138—140. При этих исследованиях применялись материа-
лы такого же качества, как и при изучении других сплавов типа пермаллоя.
Молибден вводился в виде высококачественного технического ферромолибдена.
Разливка, ковка, протяжка и прокатка производились обычным путем. Перед
магнитными испытаниями образцы (в виде полос толщиной 0,15 мм) подвер-
гались термообработке, которая завершалась охлаждением вместе с печью
или закалкой на воздухе. Как и следовало ожидать, при увеличении содер-
жания молибдена значение индукции в высоких полях при комнатной темпера-
туре равномерно убывает и примерно при 15% Мо приближается к нулю
(см. фиг. 138). Сплавы, содержащие менее 2,5 или 3% Мо, в результате двой-
ной обработки приобретают лучшие свойства (р.т и р.о имеют большую величину,
а /7С и Wh—меньшую), чем после однократного охлаждения вместе с печью
•от 1000° С. При увеличении содержания молибдена больший эффект дает охла-
ждение с печью.
Обширное исследование влияния термообработки было предпринято
Чегвидденом и Ашвортом—сотрудниками лаборатории фирмы Белл. Эта
работа, не опубликованная до настоящего времени, показала, что начальная
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
113
проницаемость сплава, содержащего 4% Мо, значительно возрастает, если
охлаждать его с некоторой средней скоростью, большей, чем скорость при
Фиг. 136. Влияние молибдена на точку
Кюри пермаллоев, содержащих 56 и 78% Ni.
Фиг. 137. Влияние молибдена
на удельное электросопротивле-
ние некоторых железо-никелевых
сплавов.
Фиг. 139. Максимальная прони-
цаемость сплавов Fe—Ni—Мо, со-
держащих около 78% Ni.
/—двойная обработка; 2—охлаждение
с печью.
Фиг. 138. Зависимость намагничен-
ности насыщения сплавов Fe—Ni—Мо
(при Н = 1500 эрстед) от содержа-
ния молибдена.
охлаждении вместе с печью, и меньшей, чем при двойной обработке. При охла-
ждении со скоростью от 20 до 70° С в 1 мин. (при 450° С) вынутого из печи
ящика с образцом в струе воздуха была получена начальная проницаемость
около 25 000. Начальная проницаемость имеет наибольшую величину, если
образец остывает со скоростью около 50° С в 1 мин. (при 450° С), тогда
8 р. Бозорт
114
ГЛАВА V
Содержание .молибдена, %
Фиг. 140. Начальная проница-
емость сплавов Fe—Ni—Мо, со-
держащих около 78% Ni.
/—двойная обработка; 2—охлажде-
ние с печью.
как при охлаждении с печью скорость охлаждения при этой температуре равна
1° С в 1 мин., а при двойной обработке 1000° С в 1 мин.
Было установлено, что при 3,8—4,0% Мо оптимальная скорость охла-
ждения, необходимая для получения высокой начальной проницаемости, зави-
сит от содержания никеля, как показано на
фиг. 141. В соответствии с этим были опреде-
лены значения р0, ?т и Нс при различном
содержании никеля после оптимальной для
данного сплава термообработки. Как видно из
фиг. 142, на которой приведены значения р-0
после отжига при двух различных температу-
рах, fi0 достигает значений порядка 30 000.
Если учесть другие магнитные свойства, то
оказывается, что оптимальное содержание ни-
келя в сплавах равно 79%.
Аналогичный цикл опытов был проделан
с серией сплавов с одинаковым содержанием
никеля (79%) и различным содержанием мо-
либдена (до 6%). Было обнаружено, что оп-
тимальная скорость охлаждения уменьшается
при увеличении количества молибдена в спла-
ве. Так, при 4% Мо наилучшие свойства
получаются при охлаждении со скоростью около 30° С в 1 мин., а при 5%
Мо—около 1,5° С в 1 мин.
Ряд исследователей [1486, 1489] изучал влияние скорости охлаждения
на магнитные свойства весьма чистых сплавов. Материал выплавлялся без
Фиг. 141. Влияние содержания
никеля в молибденовом пермал-
лое (3,8—4,0% Мо) на оптималь-
ную скорость охлаждения при
температуре около 450° С, необ-
ходимую для получения наиболь-
шей величины ро-
Фиг. 142. Влияние содержания ни-
келя в молибденовом пермаллое (3,8—
4,0% Мо) на начальную проница-
емость образцов, охлажденных с опти-
мальной скоростью.
/—отжиг при 1200° С; 2—отжиг при 1050° С.
применения какого бы то ни было раскислителя и подвергался многочасовому
отжигу при 1300° С в атмосфере очищенного сухого водорода. Опыт показал,
что при низкой индукции (В=20 гаусс) характер зависимости проницаемости
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
115
Скорость охлажЗения,°Св1час
Фиг. 143. Влияние ско-
рости охлаждения на вели-
чину проницаемости в сла-
бых полях (р. при В=
=20 гаусс) сплава Fe—Ni—
Мо (16% Fe, 79% Ni,
5% Мо).
1—образец выплавлен без при-
менения сильного раскислите-
ля и отожжен в чистом водоро-
де при 1300° С; 2 —образец
выплавлен с добавлением 0,3%
CaSi и прошел такую же об-
работку.
от скорости охлаждения одинаков как для очищенного, так и для неочищен-
ного материалов, однако в первом случае проницаемость значительно пре-
восходит любое из достигавшихся ранее значений. Влияние скорости охла-
ждения на величину проницаемости очищенных сплавов представлено кривыми
на фиг. 143. Кривые проницаемости типичных образцов даны на фиг. 147—149.
Применение высокотемпературного отжига в водороде к сплавам, выплав-
ленным обычным путем (с добавлением раскислителя), не дает большого эффекта
даже в том случае, когда соблюдается оптимальная скорость охлаждения.
Как известно из опубликованных данных, максимальная величина начальной
проницаемости для материала, выплавленного с до-
бавлением раскислителя, равняется 33 000 (Чиоффи
[1011]), а по новейшим сведениям она достигает
50 000. О характере влияния силикокальция можно
судить по приведенным на фиг. 143 кривым прони-
цаемости двух одинаковых сплавов, различающихся
способом изготовления. Кривая 1 относится к ма-
териалу, при изготовлении которого раскислитель
не применялся, кривая 2—к материалу, при изго-
товлении которого в качестве раскислителя было
добавлено 0,3% CaSi. Приведенный пример убеди-
тельно показывает, что для получения материала
с высокой проницаемостью следует избегать приме-
нения сильных раскислителей. Этот вывод был
подтвержден опытами, при которых после добав-
ления в плавку кремния не удавалось получить
материала с высокой проницаемостью. Действие
сильных раскислителей, обычно применяемых при
промышленном производстве, заключается в актив-
ном их соединении с содержащимся в расплаве
кислородом, благодаря чему последний не прони-
кает в твердый раствор. В свою очередь, это при-
водит к тому, что в процессе рафинирующего от-
жига ‘(при 1200—1300° С) не происходит соедине-
ния кислорода с водородом и в сплаве сохраня-
ются измельченные включения, вызывающие понижение проницаемости.
Добавление марганца, применяемого обычно для удаления серы, не сни-
жает магнитных свойств материала. Марганец весьма слабо связан с кисло-
родом и легко восстанавливается водородом.
Зависимость проницаемости от скорости охлаждения тесно связана с обра-
зованием сверхструктуры. При любой температуре ниже критической, равной
500° С для наиболее изученного сплава (5% Мо, 79% Ni), степень порядка,
соответствующая состоянию равновесия, и скорость процесса упорядочения
зависят от температуры. Предполагают, что при достижении определенной
степени порядка магнитострикция насыщения и магнитная анизотропия
материала значительно уменьшаются. К этому оптимальному состоянию можно
прийти двумя путями: или посредством выбора критической скорости охла-
ждения, или с помощью быстрого охлаждения до нужной температуры, меньшей
критической температуры упорядочения, и выдержке при этой температуре
в течение определенного времени с последующим быстрым охлаждением до ком-
натной температуры. На фиг. 144 показаны свойства материалов, обработан-
ных последним способом. Приведенные на этой фигуре кривые не противоречат
изложенным выше предположениям.
Промышленные сплавы. Молибденовый пермаллой. 4-79-молибденовый
пермаллой обладает высокой начальной проницаемостью и большим электро-
сопротивлением, благодаря чему он является одним из лучших магнитно-
мягких материалов. 4-79-молибденовый пермаллой применяется в трансфор-
8*
116
ГЛАВА V
маторах, преобразующих слабые токи звуковой и несущей частоты. На фиг.
145 дана кривая проницаемости промышленного 4-79-молибденового пермаллоя;
проницаемость в области малых полей представлена на фиг. 466. Кривые
Фиг. 144. Влияние продолжительности вы-
держки при различных температурах на величи-
ну начальной проницаемости (р при В=20 гаусс)
супермаллоя.
Образцы предварительно отжигались при 1300°. С и ох-
лаждались с большой скоростью от 600° С.
Фиг. 145. Кривая проницаемости
промышленного 4-79-пермаллоя
(Яс=0,04 эрстед).
обратимой проницаемости изображены на фиг. 146 и 517, а петли гистерези-
са—на фиг. 479 и 525. Механические свойства сплава таковы: предел проч-
ности при растяжении 60 кг/мм2, модуль упругости 21 000 кг/мм?, плотность
8,72 г!см3.
Фиг. 146. Обратимая проницаемость 4-79-пермаллоя при
зличных значениях смещающего поля Нъ (кривая, имеющая
форму бабочки).
Молибденовый пермаллой изготовляется примерно так же, как 45- и
78-пермаллой, однако для точного определения необходимого количества
добавляемого при плавке молибдена требуется известный опыт.
Прокатки молибденового пермаллоя осуществляется так же, как и про-
катка 78-пермаллоя. Прокатка хромистого пермаллоя представляет большую
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
117
трудность. Как было указано выше, молибденовый пермаллой не требует
сложной термообработки.
Супермаллой. Производство супермаллоя основывается на приобретенном
при разработке молибденового пермаллоя опыте отжига в водороде и охла-
ждения с регулируемой скоростью. Супермаллой имеет следующий состав:
около 79% Ni, 5% Мо, 15% Fe и 0,5% Мп. Такие примеси, как кремний, угле-
род, сера ит. п., содержатся в супермаллое в меньших количествах, чем в дру-
гих промышленных сплавах. Плавка супермаллоя ведется в индукционной
печи в вакууме, а разливка производится в атмосфере азота или гелия при
нормальном давлении. Слитки подвергаются горячей и холодной прокатке
обычными методами до толщины 0,006 мм. Лента супермаллоя свертывается
спирально, так что получаются тороидальные образцы. Для изоляции лента
может быть покрыта взвесью тонкого порошка окиси магния в четырех-
хлористом углероде. Изолирую-
щая пленка толщиной около
0,001 мм оседает на обеих сторо-
нах ленты. Описанным способом
изготавливаются сердечники для
трансформаторов. Термообработ-
ка супермаллоя состоит из отжи-
га при 1300° С в атмосфере чи-
стого сухого водорода и охлажде-
ния с оптимальной скоростью,
которая должна быть выдержана
в интервале температур от 600
до 300° С и определяется соста-
вом материала.
На фиг. 147 даны кривые про-
ницаемости типичных образцов су-
пермаллоя толщиной 0,36 мм,
молибденового пермаллоя и же-
Фиг. 147. Кривая проницаемости супермал-
лоя, молибденового пермаллоя и железа.
/—супермаллой (лента толщиной 0,36 мм) ;2—молиб-
деновый пермаллой; 3—железо.
Кривые 2 и 3 даны для сравнения.
леза. Отношение значений про-
ницаемости супермаллоя и мо-
либденового пермаллоя зависит
от индукции и изменяется при-
мерно от 5 при В=20 гаусс до 10
при В=3000 гаусс. При индукции около 7000—8000 гаусс проницаемость
супермаллоя значительно понижается и становится меньше, чем проницаемость
молибденового пермаллоя или железа. Индукция насыщения (Вв) супермал-
лоя равна 7900 гаусс-, максимальная наблюдавшаяся проницаемость дости-
гала 1 500 000. На фиг. 148 показана проницаемость в очень малых полях
типичных образцов супермаллоя и других материалов. Петли гистерезиса
супермаллоя и молибденового пермаллоя (для сравнения) приведены в статье
[1486]. Потери на гистерезис при Вт=5000 гаусс равны примерно 3—5 эрг!см3.
Нанесение изоляции на тонкую ленту до термообработки слегка изменяет
проницаемость материала в слабых полях. Однако, как видно из кривых,
изображенных на фиг. 149, максимальная проницаемость изолированной
ленты толщиной 0,025 мм значительно ниже проницаемости более толстого
образца. Изолированная лента толщиной 0,1 мм имеет в два раза большую
максимальную проницаемость, чем такая же лента толщиной 0,025 мм; таким
образом, ее проницаемость равна некоторой средней величине между прони-
цаемостями изолированной ленты толщиной 0,025 мм и неизолированной ленты
толщиной 0,36 лии. Средняя кривая на фиг. 149 представляет собой усредненные
результаты измерения партии в несколько тысяч сердечников из ленты тол-
щиной 0,025 мм, изготовленных на первых этапах разработки сплава. Электро-
сопротивление супермаллоя составляет приблизительно 65 мком-см.
118
ГЛАВА V
Существуют сплавы, получаемые присадкой молибдена к пермаллоям,
содержащим 45—50% Ni. К их числу относятся: монимакс (47% Ni, 3% Мо)
и 4-43-молибденовый пермаллой, а также монесил (44% Ni, 4% Мо), пред-
назначаемый для впайки в стекло. Два первых сплава были разработаны
во время второй мировой войны; они обладают большим электросопротивле-
нием, достаточно высокой индукцией насыщения и хорошей проницаемостью.
Оба сплава изготовляются в виде тонких полос или ленты (^0,1 мм) и приме-
няются в сердечниках катушек, работающих при высоких радиочастотах.
Фиг. 148. Кривая проницаемости су-
пермаллоя, сплава 1040 и молибденово-
го пермаллоя в весьма слабых полях.
/—супермаллой (лента толщиной 0,36 мм)-,
2—сплав 1040; 3—молибденовый пермаллой»
Кривые 2 V. 3 даны для сравнения.
Фиг. 149. Кривые проницаемости
супермаллоя (лента толщиной 0,025 мм,
покрытая изоляцией) для хорошего,
среднего и плохого образцов.
типа пермаллоя; наилучшие результаты "получаются после окончательного
отжига в водороде при 1100° С.
Прессованный порошкообразный молибденовый пермаллой. Создание этого
материала обусловлено строгими требованиями к качеству пупиновских
катушек, которые все шире применяются в телефонных цепях. Высокая прони-
цаемость, высокое электросопротивление и малые потери на гистерезис, при-
сущие молибденовому пермаллою, делают его наиболее подходящим материалом
для сердечников, изготовляемых методом прессовки смеси магнитного порошка
с изолирующей массой. Сердечники, изготовленные из молибденового пермал-
лоя, отличаются от сердечников, сделанных из других материалов, меньшими
размерами и меньшими потерями на гистерезис и вихревые токи; кроме того,
они вносят весьма малые искажения.
Предназначаемый для изготовления пресс-порошка 2-81-молибденовый
пермаллой [698,12161 содержит 2% Мо, 81% Ni и несколько сотых процента
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
119
серы; допускается присутствие следов марганца. Слитки весом до 90 кг сначала
проходят горячую прокатку до толщины 6,2 мм, а затем направляются в холод-
ную прокатку. Содержание серы, сообщающей материалу хрупкость, регули-
руется таким образом, чтобы сплав удовлетворительно деформировался при
горячей прокатке, но чтобы при холодной прокатке лента крошилась на мелкие
куски. Во время горячей прокатки образуются зерна, размеры которых близки
к желательным размерам частиц порошка. Вследствие этого • при холодной
прокатке первый же пропуск вызывает начало процесса дробления, который
затем продолжается в молотковых дробилках и дисковых мельницах. Дроб-
ление продолжается до тех пор, пока не произойдет разделение зерен металла,
слабо связанных прослойками сульфида. Полученный порошок после просеива-
ния отжигается при 850° С и снова измельчается. Затем к нему добавляется не-
сколько процентов тонкого керамического порошка, который служит изоля-
тором. Из смеси порошков прессуются тороидальные сердечники; прессовка
производится при давлении 15 000—22 000 кг! см2. Спрессованные образцы
отжигаются в водороде при 600—650° С. Отжиг снимает внутренние напря-
жения в материале и сообщает ему соответствующие магнитные свойства.
После нанесения изолирующего покрытия и просушки сердечники обма-
тываются необходимым числом витков медного провода.
Распределение частиц порошка по диаметрам дано на фиг. 150. На фиг. 151
показано соотношение между проницаемостью, плотностью, разбавлением
смеси и давлением при прессовке. При нормальном давлении прессовки и обыч-
ном содержании диэлектрика (около 2,5%) плотность материала равна 7,7 г/см3,
что составляет около 90% плотности сплошного материала, равной 8,65 г!см3.
При этих условиях предел прочности на растяжение готовых сердечников
колеблется от 21 до 28 кг!см2.
Описываемый материал обладает высоким постоянством проницаемости:
нестабильность s=(p0—р-г)/р-0 не достигает и 0,3%. Как показано на фиг. 152,
обратимая проницаемость почти не изменяется в значительном диапазоне
смещающих полей (120 эрстед).
Таблица 21
Нестабильность проницаемости и коэффициенты потерь для некоторых материалов
Материал Но S,% с-106 а.106 е -10»
80-пермаллой, порошкообразный (прессо- f 75 0,3 37 5,5 51
ванный) 1 26 0,15 108 11,5 27
125 0,25 30 1,6 19
2-81-молибденовый пермаллой, порошко- 60 0,20 50 2,5 10
образный (прессованный) 26 0,15 96 6,9 8
14 0,1 143 11,4 7
Изоперм (47% Ni), 0,05 мм 87 0,6 15 2,1 17
Изоперм (11% Си, 30% Ni) 54 0,9 32 4,6 240
Карбонильное железо, порошкообразное f 58 2,0 79 9,3 7
(прессованное) 1 13 0,3 60 5 1
Проницаемость и величина потерь порошковых материалов и сплавов
типа изоперм приведены в табл. 21, в которой указаны значения постоянных,
входящих в формулу на стр. 106. Порошкообразный 2-81-молибденовый пер-
маллой обладает лучшими свойствами, чем изоперм, и, повидимому, более
дешев в изготовлении [1216].
12-80-молибденовый пермаллой [1216] имеет точку Кюри около 70° С;
вследствие этого в области комнатных температур он обладает резкой темпера-
200
Фиг. 150. Кривая зернистости порошка 120 меш.
По оси абсцисс отложено относительное весовое количество ча-
стиц, размеры которых меньше значений, соответствующих про-
веденной кривой.
Фиг. 151. Зависимость проницаемости от плот-
ности сердечника, спрессованного под давлением
21 700 кг1см* из порошка 120 меш, с разным содер-
жанием изолирующей массы и зависимость величи-
ны давления от плотности при 2,5% изолирующей
массы.
Вертикальной пунктирной линией показана плотность чи.
стого 2-81-молибденового пермаллоя.
Фиг. 152. Часть петли обратимой проницаемости прес-
сованного порошкообразного молибденового пермаллоя.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
121
Фиг. 153. Влияние температуры
на начальную проницаемость 12-80-
молибденового пермаллоя.
8% Ni), жароупорные стали; из
турной зависимостью магнитных свойств. Этот сплав, так же как упомянутые
выше термоперм и сплав железа с никелем и хромом, может быть исполь-
зован для компенсации нежелательного влияния температуры на свойства
других материалов. 12-80-мол ибденовый
пермаллой применяется главным образом
в виде порошка в сердечниках, спрессован-
ных из порошкообразного 2-81-молибдено-
вого пермаллоя, к которому он добавляется
в количестве нескольких десятых процента.
Это позволяет получить нужную величину
и знак температурного коэффициента при
данной температуре. Температурный ход
начальной проницаемости 12-80-молибдено-
вого пермаллоя при нагревании и охлаж-
дении приведен на фиг. 153.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ—ХРОМ
Структура и магнитные свойства. Из
сплавов, содержащих в качестве основных
компонентов железо, никель и хром, на-
ибольшее значение имеют следующие ма-
териалы: хромистый пермаллой (3,8% Сг,
78% Ni), известный благодаря своим маг-
нитным свойствам; конструкционные стали
(например, 1,5% Сг, 3,5% Ni, 0,3% С),
нержавеющие стали (например, 18% Сг,
последних изготовляют, в частности, детали печей и элинвары, модуль упру-
гости которых отличается весьма низким температурным коэффициентом.
На фиг. 154 приведена диаграмма фазового равновесия этой тройной
системы, построенная с учетом как последних [1657], так и более ранних
работ [1157]. Сплошными и штрихпунктирными линиями обозначены границы
фазовых областей, соответствующие равновесию при температуре 650° С;
пунктирными—при температуре около 1200° С. Фаза а представляет собой хруп-
кую составляющую и, вероятно, характеризуется сверхструктурой, отвечающей
составу FeCr. При нагревании до 1000° С сверхструктура исчезает и а-фаза
переходите неупорядоченную а-фазу [1202]. На изображенных на фиг. 155 ча-
стях диаграмм состояния показаны фазовые соотношения, имеющие место в не-
ржавеющих сталях [1094].
Содержащие хром конструкционные стали являются магнитными, однако,
за редким исключением, их магнитные свойства не имеют значения. Индукция
насыщения этих сталей практически не зависит от термической и механической
обработки [301, 648] и равна приблизительно 20 000 гаусс.
Более дешевые марки жароупорных сплавов содержат около 35% Ni
и 15% Сг; для более высоких температур применяются сплавы, содержащие
до 80% Ni и 15—20% Сг. Точка Кюри конструкционных сталей находится
весьма близко к комнатной температуре, и поэтому они могут быть как ферро-
магнитными, так и неферромагнитными в зависимости от точного состава.
Жароупорные сплавы неферромагнитны, однако возможно, что при тем-
пературах, близких к абсолютному нулю, они приобретают магнитные
свойства.
Сплав элинвар первоначально содержал 36% Ni и 12% Сг [190], однако
впоследствии был найден сплав, обладающий лучшими упругими свойствами
и более простой в изготовлении. Улучшенный сплав [613] содержит 31—
33% Ni, 4—5% Сг, 1—3% W; кроме того, в его состав входят Мп, Si и С
по 0,5—2% каждого элемента. Точка Кюри сплава, содержащего 12% Сг,
122
ГЛАВА
лежит при 100° С, и, следовательно, он ферромагнитен при комнатной темпера-
туре. Улучшенный сплав при комнатной температуре неферромагнитен.
Ni
Fe, %
Фиг. 154. Диаграмма фазового равновесия системы Fe—Ni—Сг
при 600° С и 1200° С.
а—жароупорные сплавы для высоких температур; b—хромистый пермаллой;
с—нихром; d—жароупорные сплавы для низких температур; е—элинвар;
f—25-12-нержавеющая сталь; g-~ 18-12-нержавеющая сталь; h—18-8-нержа-
веющая сталь.
Нержавеющие стали обычно немагнитны. Сплав, содержащий 18% Сг
и 8% Ni, может находиться как в ферромагнитном, так и в неферромагнитном
состояниях. Немагнитный сплав получается при быстром охлаждении с 1200° С,
когда он находится, как говорят,
в «мягком» состоянии. Материал
остается немагнитным при охлаж-
дении до температуры жидкого азо-
та. Однако эта же сталь, получив-
шая наклеп в результате холодной
обработки, становится ферромаг-
нитной уже при комнатной темпе-
ратуре вследствие выпадения неко-
торого количества a-фазы, о чем
можно заключить на основании ди-
аграммы, приведенной нафиг. 154.
Чтобы перевести наклепанный ма-
Ф иг. 155. Влияние никеля на фазовое со-
стояние сплава железа с 18% Сг (слева) и
хрома на фазовое состояние сплава железа
с 8% Ni (справа).
териал в немагнитное состояние,
его следует нагреть до высокой
температуры и затем быстро охла-
дить. При низких температурах
сталь 18-8 слабо магнитна, так что
сила, действующая на образец в резко неоднородном поле мощного элек-
тромагнита, может ощущаться непосредственно рукой. Ниже приводятся зна-
чения максимальной проницаемости некоторых сплавов, прошедших холод-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
123
ную обработку с обжатием на 90% [1210]:
16,7% Сг,
16,6% Сг,
17,7% Сг,
9,3% Ni,
8,3% Ni,
10,6% Ni,
0,07% С,
0,15% С,
0,09% С,
^=>20
txm = 1 >4-
В качестве немагнитных материалов используется обширный класс
Фиг. 156. Влияние хрома на точки Кюри и темпера-
туру a-f-превращения в железо-никелевых сплавах.
/ — по данным Шевенара; 2—по данным Джексона и Рессела.
На фиг. 156 показаны точки Кюри сплавов с низким содержанием хрома;
кривые построены по данным Шевенара [341 ]. Пунктирные линии соответствуют
данным Джексона и Рессела [1039], которые исследовали сплавы, содержащие
0,3% Si. Добавление хрома способствует понижению точки Кюри железо-
никелевых сплавов. Этот эффект особенно велик при высоком содержании
никеля, благодаря чему хром широко применяется в производстве немагнит-
ных сталей специального назначения.
Значения плотности обратимых сплавов, содержащих свыше 15% Сг,
были определены Шевенаром [341]. Плотность сплавов, содержащих менее
30% Ni и 30% Сг, колеблется от 7,5 до 8,1 г/см.3 в зависимости от состава,
обработки и примесей. Плотность промышленной нержавеющей стали 18-8
в мягком состоянии равна 7,93 г/см3. Основные характеристики других про-
мышленных сплавов этого типа можно найти в соответствующих справочниках.
Плотности приведенных выше жароупорных сталей соответственно равны
приблизительно 8,0; 8,2 и 8,4 г/см3. Конструкционная сталь имеет плотность
около 7,85, а элинвар—около 8,0 г!см3. Некоторые другие физические свойства,
в том числе твердость и термическое расширение, описаны в работах Шевенара
[341] и Дина [455].
124
ГЛАВА V
На фиг. 157 дано электросопротивление сплавов, содержащих 45 и 78% Ni.
Кривые построены по данным Шевенара [341] и неопубликованных исследо-
ваний сплавов, содержащих некоторое количество марганца. Кроме того,
Фиг. 157. Влияние хрома на электросопротив-
ление некоторых железо-никелевых сплавов.
1—Fe:Ni=78:22, данные Нишина: 2—45%Ni, данные
лаборатории фирмы Белл; 3—78% Ni, данные лабора-
тории фирмы Белл; 4—78% Ni, данные Шевенара; 5—
45% Ni, данные Шевенара.
Фиг. 158. Намагниченность В—Н
некоторых сплавов Fe—Ni—Сг в по-
ле Я=1500 эрстед.
на фигуре приведены данные Нишина [895], исследовавшего сплавы, в которых,
помимо железа и никеля, взятых в отношении 22 : 78, содержался марганец
(0,5%), кобальт (0,5%) и кремний (1%). Дин [455] исследовал большое коли-
Ф и г. 159. Намагниченность В—Н
некоторых сплавов Fe—Ni—Сг, содер-
жащих 0,3% Si, в поле Я=30 эрстед.
чество тройных сплавов системы желе-
зо—никель—хром. В сравнимых слу-
чаях значения электросопротивления,
полученные Дином, несколько превы-
шают величины, приведенные на
фиг. 157. В качестве шихты Дин
Фиг. 160. Начальная проница-
емость сплавов Fe—Ni—Сг (78% Ni)
после двойной обработки (/) (закал-
ка на воздухе с 600° С) или охлаж-
дения с печью (2).
использовал электролитическое железо, кобальт и хром; о примесях известно
только то, что в его сплавах содержалось менее 0,1 % С.
На фиг. 158 показана намагниченность 45- и 78-процентных сплавов в высо-
ких полях (#=1500 эрстед). На фиг. 159 приводятся кривые для сплавов,
содержащих 0,3% Si [1039]; эти кривые получены в полях, не превосходивших
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
125
30 эрстед. Как видно, намагниченность насыщения линейно убывает при увели-
чении содержания хрома.
На фиг. 160 приведена начальная проницаемость рассматриваемых спла-
вов, которую они приобретают после обычных (для пермаллоя) термических
обработок: охлаждения вместе
с печью и двойной обработки.
Как видно из фигуры, при со-
держании хрома около 3% оба
способа обработки дают оди-
наковую проницаемость. От-
сюда ясно, что для получения
оптимальных свойств сплав
с 3,8% Сг должен подвергать-
ся более простой обработке,
чем 78-пермаллой, не содер-
жащий легирующих элемен-
тов. Кривые максимальной
проницаемости и коэрцитив-
ной силы хромистых сплавов
для этих двух видов обработ-
ки также пересекаются при-
близительно при 3% Сг.
Нишина [8951 исследовал
влияние небольших количеств
титана и олова на начальную
Фиг. 161. Кривые проницаемости 3,8-хромистого
пермаллоя.
/—лучший лабораторный образец; 2—промышленный
сплав.
проницаемость 3-80-хромисто-
го пермаллоя; по его данным, титан способствует увеличению начальной
проницаемости.
Промышленные сплавы. На фиг. 161 приведены кривые проницаемости
одного из лучших лабораторных образцов 3-80-хромистого пермаллоя и обыч-
ного промышленного материала. Кривые обратимой проницаемости промыш-
ленного сплава приведены на фиг. 162.
Фиг. 162. Петля обратимой проницаемости промышлен-
ного хромистого пермаллоя.
Изготовление 3-80-хромистого пермаллоя производится так же, как и
4-79-молибденового пермаллоя. Несмотря на то, что хромистый пермаллой
применялся в промышленности ранее молибденового пермаллоя и муметалла,
126
ГЛАВА V
однако в настоящее время он вытеснен последними. Хромистый пермаллой
использовался главным образом в трансформаторах, для сердечников которых
необходим материал с высокой начальной или обратимой проницаемостью.
Большое значение имеет также высокое электросопротивление, для получения
которого в сплав для сердечников высокочастотных катушек вводят
8% Сг.
Сплавы рассматриваемой тройной системы применяются также в тех слу-
чаях, когда необходимо иметь материал с резкой температурной зависимостью.
Джексон и Ресселл [1039, 1186] разработали специальный сплав, состоя-
щий из 35% Ni, 5% Сг и 0,3% Si (остальное железо) и предназначенный
для использования в реле, замыкающих или размыкающих контакты при
определенной температуре; кроме того, из него изготовляются сердечники
трансформаторов, управляющих работой небольших моторчиков или другого
оборудования. С повышением температуры индукция насыщения этого сплава
быстро падает от значений, превышающих 7000 гаусс (при 25° С), до нуля при
160° С (точка Кюри). Двойные сплавы железо—никель и никель—медь, обла-
дающие аналогичными свойствами, применяются для компенсации изменений
свойств магнитных систем, вызываемых изменениями температуры.
Промышленный материал, известный под названием муметалл, будет
описан в следующем разделе. Муметалл представляет собой сплав никеля
с железом, хромом и медью.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ—МЕДЬ
Сплавы железа с никелем и медью стали использоваться как магнитно-
мягкие материалы после изобретения муметалла [242], который содержал
первоначально около 5% Си и 75% Ni. Изоперм также часто содержит несколько
процентов меди при 40—50% Ni. Оба эти сплава можно рассматривать как
модификации пермаллоя. Сплавы, в состав которых входит около 30% Ni
и 60% Си, обладают способностью к дисперсионному твердению и относятся
к магнитно-жестким материалам. Термаллой [333], магнитные свойства кото-
рого обладают сильной температурной зависимостью, содержит 58—68% Ni,
2% Fe и остальное Си. Резкое изменение магнитных свойств этого сплава при
изменении температуры объясняется близостью его точки Кюри к комнатной
температуре. Из числа важных материалов, не обладающих особыми магнит-
ными свойствами, можно назвать медно-никелевые сплавы монель, адванс
и константан.
Структура и физические свойства. На фиг. 163 показаны границы фазовых
областей, характеризующие медленно охлажденные сплавы при комнатной тем-
пературе [1252]. Однофазная структура, характеризующаяся гранецентриро-
ванной -[-решеткой, распространяется на область от 35 до 100% Ni по оси желе-
зо—никель и на всю область медно-никелевых сплавов. В центральной части
диаграммы видна область существования двух -[-структур, к одной из которых
относятся сплавы с высоким содержанием меди, а к другой—сплавы с высо-
ким содержанием железа и никеля. Распад 7-сплавов на две фазы может быть
в значительной степени подавлен закалкой. При температуре 1000° С и вы-
ше не существует a-фазы (объемноцентрированный куб), а кривая ограничен-
ной растворимости 7-фазы распространяется только до 35% Ni. В процессе
изучения диаграммы равновесия в однофазной области было найдено большое
количество сплавов, имеющих непостоянный период решетки.
На диаграмме, представленной на фиг. 163, отмечена область нестабиль-
ности в районе состава FeNi3Cu4. Рентгеноструктурный анализ сплавов в этой
области [1354, 1394] показал, что непосредственно перед распадом на 7^ и 72-
фазы в исходной решетке имеет место периодическое чередование постоянных
решетки, т. е. появляется местный градиент концентрации, характеризуемый
периодом порядка 10"в см.
Ni
Fe. %
Фиг. 163. Диаграмма фазового равновесия сплавов Fe—Ni—Си
при комнатной температуре (после медленного охлаждения).
128
ГЛАВА V
На фиг. 164 даются линии равных точек Кюри. Сплошные линии соответ-
ствуют сплавам, которые находятся в равновесном состоянии при комнатной
температуре 1800]; крупным пунктиром обозначены линии для закаленных
сплавов. Показанные на этой фигуре границы фазовых областей (мелкий
пунктир) несколько отличаются от рассмотренных на предыдущей диаграмме.
Кестер и Даннель [800], а также Костинг [474] опубликовали результаты
измерения электросопротивления медленно охлажденных сплавов при 20° С.
При концентрациях, интересных в магнитном отношении, имеет место неболь-
шое увеличение электросопротивления, пропорциональное количеству меди,
добавляемой к железо-никелевому сплаву.
Магнитные свойства. Многочисленные измерения сплавов различных
составов в высоких полях были проведены Ауверсом и Нейманом [760].
На фиг. 165 показаны линии равной индукции в поле Я=10 эрстед.
В связи с отсутствием специальных данных приведенные величины являются
сплавов Fe—Ni—Си (В в килогауссах
при Я=10 эрстед).
Фиг. 166. Линии равной начальной
проницаемости сплавов Fe—Ni—Си после
закалки на воздухе с 625° С.
лучшим материалом, по которому можно судить о характере зависимости на-
магниченности насыщения от состава. Измерения проводились на кольцевидных
образцах, отштампованных из катанной полосы; выплавка производилась в ин-
дукционной печи; в качестве шихты использовался мондовский никель, древес-
ноугольное железо и электролитическая медь. Образцы проходили один из двух
видов термической обработки: или пермаллойную обработку, т. е. отжиг
в сухом водороде в течение часа при 900° С и закалку на воздухе с 625° С,
или отжиг в сухом водороде в течение 2 час. при 1100° С с последующим охлаж-
дением с печью. Различия в термообработке мало сказываются на индукции
образцов при Н—10 эрстед, однако заметно отражаются на величине их началь-
ной проницаемости. Первый вид термообработки дает большую начальную
проницаемость, как видно из кривых, приведенных на фиг. 166 и 167. Кривые
изображенные нафиг. 167, показывают влияние термообработки на величину р0
тройных сплавов. Сплавы фиг. 167 лежат на «хребтовой» линии пространствен-
ной диаграммы р0 в функции процентного содержаниям!, Fe и Си. Наибольшая
величина р0, достигаемая как при одном, так и при другом виде термообработки,
равна приблизительно 12 000.
Измерения показали, что закаленные сплавы имеют несколько меньшую
коэрцитивную силу, чем охлажденные медленно. Наименьшая коэрцитивная
сила, равная 0,025 эрстед, обнаружена у сплава, содержащего 27% Си и
60% Ni. Результаты Даля и др. [775] в основном совпадают с приведенными
выше данными.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
129
Куссман и Шарнов [400] опубликовали интересные данные, иллюстри-
рующие резкое возрастание коэрцитивной силы, происходящее при переходе
сплава от гомогенного к гетерогенному состоянию (фиг. 168). Перелом кривой
на фиг. 168 приблизительно при 16% Си согласуется с пределом раствори-
мости в Tj-фазе, указанным на фиг. 163.
Механическая обработка сплавов железо—никель—медь имеет большое
значение при изготовлении изопермов, часть из которых содержит до 15%Си.
На фиг. 169 показано влияние холодной прокатки (со степенью обжатия 97%)
на сплав, который до прокатки в течение 2 час.
отжигался в водороде при 900° С и затем был
медленно охлажден [720]. Этот материал по-
лучен путем присадки 9% Си к 45-пермаллою
и имеет по сравнению с последним более низ-
кую проницаемость и меньшие потери на ги-
стерезис. Проницаемость изоперма в меньшей
степени зависит от наложенных полей или
от магнитной истории образца. При отжиге
проницаемость изоперма снова возрастает, од-
нако при этом утрачиваются изопермические
свойства [656].
Магнитные свойства после холодной про-
катки, особенно остаточная индукция сплавов,
содержащих 10% и более меди, неожиданным
образом зависят от термообработки, предше-
ствующей обжатию [695]. На фиг. 170 приве-
дены кривые, иллюстрирующие влияние хо-
лодной прокатки на свойства сплава, содер-
жащего 13% Си.
По данным работы [695], которые здесь
не приводятся, свойства конечного продукта
(ленты или листа) зависят от направления
и определяются скоростью охлаждения при
термообработке, непосредственно предшество-
Содержание меди, °/о
Фиг. 167. Начальная проница-
емость сплавов Fe—Ni—Си (на-
ибольшие значения при указан-
ном содержании никеля).
/—после двойной обработки; 2—пос-
ле охлаждения с печью.
вавшей конечной прокатке, и степенью обжа-
тия, как было показано выше. Начальная
проницаемость применяемого изоперма, со-
держащего медь, обычно заключена в преде-
лах от 40 до 100. Характеристики потерь на
гистерезис для изопермов разных составов и
после различных обработок довольно подробно сообщаются в работе Даля
и др. 1638]. Основные данные изоперма, содержащего 11% Си, приводятся
в табл. 21, где для сравнения даются характеристики других материалов
того же назначения. Изоперм, содержащий медь, не имеет широкого промыш-
ленного применения, так как он обычно заменяется более дешевыми сортами,
содержащими только железо и никель.
Промышленные сплавы. Муметалл. Этот материал, выпускаемый в настоя-
щее время рядом фирм, содержит 5% Си, 2% Сг и долю процента марганца.
Приведенный состав выходит за пределы первоначально запатентованного,
так как патент [242] предусматривал не свыше 1% следующих элементов:
W, Cr, Si, V, Ti, Мо или А1. Иногда муметаллом называют сплав, который
был нами описан под названием 4-79-молибденового пермаллоя. Содержание
никеля в муметалле колеблется от 72 до 76%. Наиболее важными свойствами
этого материала являются его высокая начальная проницаемость, большое
электросопротивление (от 40 до 45 мком-см) и низкие потери в слабых полях.
Кроме того, муметалл легко поддается механической обработке. На некоторых
образцах достигалась начальная проницаемость порядка 30 000, однако среднее
9 р. Бозорт
130
ГЛАВА V
значение р0 равно 15 000—20 000 [982]. Нафиг. 171 даются кривые проницаемо-
сти типичных образцов сплавов, вырабатываемых в США и Англии [520, 982,
Фиг. 168. Увеличение коэрци-
тивной силы при появлении вто-
рой фазы.
Материал отожжен при 900° С. ВГспла-
ве отношение содержаний железа и
никеля равно 1:1.
Фиг. 169. Петли гистерезиса хо-
лоднокатанных сплавов, содержа-
щих и не содержащих медь.
Отношение содержаний железа и никеля
равно 55: 45. /—отожженный сплав
Fe—Ni—Си; 2—45-пермаллой (катанный);
3—45-пермаллой+9% Си (катанный).
избегать загрязнения муметалла примесями в процессе горячей прокатки
и термической обработки. По данным американского производства, наиболь-
ший эффект дает конечный отжиг в
сухом водороде при 1100—1200° С
точка росы: —70° С).
Свойства муметалла электро-
сопротивление—42 мком-см, отно-
сительное удлинение—25%, предел
текучести—31, 6 кг/лш2, предел проч-
ности при растяжении—49,2 кг/мм2,
твердость по Роквеллу В—30—40,
плотность—8,6 г/см3.
Муметалл получил широкое
распространение в качестве мате-
риала для сердечников трансфор-
маторов тока и дросселей, приме-
няемых в радиоаппаратуре. По-
скольку муметалл легко прокаты-
вается в тонкую ленту и имеет вы-
сокие значения начальной прони-
цаемости и электросопротивления,
он широко используется в аппара-
туре, работающей как при низких
Фиг. 170. Влияние холодного обжатия на
свойства некоторых сплавов Fe—Ni—Си.
Образцы сплава 40-пермаллой +13% Си предвари-
тельно отжигались при 1000° С в течение 2 час., затем
охлаждались с печью (?) или закаливались на воз-
духе (2). По оси абсцисс отложена степень обжатия
при холбдной прокатке.
частотах, так и при радиочастотах
до 100 000 гц и выше. Кроме того,
муметалл эффективно используется
для изготовления магнитных экра-
нов, а также может применяться для
пупинизации телеграфного кабеля.
Сплав 1040. Этот сплав содержит 14% Си, 3% Мо, 72% Ni, остальное
Fe [736]; допускается присутствие до 1% Мп. Он отличается высокой началь-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
131
ной проницаемостью, среднее значение которой равно примерно 40 000 (наиболь-
шее достигнутое значение составляет 51 000). Кривые обычной и обратимой
Фиг. 171. Кривые проницаемости образцов му-
металла по различным данным.
/—данные Рендала; 2—данные фирмы «Аллегс ни—Лудлум*
(отжиг в водороде в течение 4 час. при 1100° С); 5—дан-
ные фирмы «Гереус Вакуумшмельце»; 4—данные лабора-
тории фирмы Белл (отжиг в ящиках при 1050* С).
У образцов фирмы «Аллегени—Лудлум» р.о может
достигать 30 000 и р-ш—100 000.
проницаемостей сплава 1040 приведены на фиг. 172, а петля гистерезиса
показана на фиг. 173. Прочие свойства сплава 1040 таковы: Яс=0,015 эрстед,
Вг=2400 гаусс, В <.=6000 гаусс, IFft=0,013 вт/кг, р=56 мком-см, 0=290° С,
Фиг. 172. Обычная и обрати-
мая проницаемости сплава 1040.
Фиг. 173. Кривая намагничивания и петля
гистерезиса сплава 1040.
плотность—8,76 г/см3. Сплав изготовляется путем тщательной выплавки
в вакууме или под водородом и легко обрабатывается.
Другие промышленные сплавы этой системы приведены в приложении IV.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ—КОБАЛЬТ
Интерес к магнитным свойствам сплавов железо—никель—кобальт возник
после работ Элмена [346], который в 1921 г. обнаружил, что многие из сплавов
этой системы обладают замечательным сочетанием незначительных потерь
на гистерезис, высокой проницаемости при малых индукциях и своеобразной
формы петли гистерезиса при более высоких индукциях. Сплавы этого типа
получили название перминваров в связи с тем, что они отличаются постоян-
ством проницаемости при малых индукциях; указанное свойство всегда связано
9*
132
ГЛАВА V
с низкими потерями на гистерезис. Перминвар обычно содержит 25% Со.
45% Ni и остальное Fe (45-25-перминвар), однако состав его может варьиро-
ваться в довольно широких пределах; иногда для увеличения сопротивления
перминвар легируется молибденом или хромом.
Ряд сплавов железо—никель—кобальт благодаря своим физическим свойст-
вам используется в качестве немагнитных материалов. К числу таких материа-
лов относятся ковар [488] и фернико [1266], коэффициент термического рас-
ширения которых весьма близок к коэффициенту расширения некоторых
сортов стекла, что позволяет применять эти сплавы для изготовления впаев.
Ковар и фернико имеют следующий состав: около 15% Со, 31% Ni, осталь-
ное Fe. Для изготовления впаев иногда применяется и феррихром, который,
впаивается в специальные сорта стекол [707]. Этот сплав содержит, кроме Fe,
25% Со, 30% Ni и 8% Сг. Сплав Fe с 31% Ni и 4—6% Со обладает весьма
низким коэффициентом расширения; этот сплав известен под названием супер-
нильвар [534]. Для изготовления нитей накала электронных ламп применяется
конель [550], который содержит около 20% Со, 70% Ni, 2,8% Ti и осталь-
ное Fe.
Структура и физические свойства. Всестороннее исследование сплавов
рассматриваемой тройной системы было проведено Казе [312], который зани-
мался термическими, магнитными и дилатометрическими измерениями, а также
измерениями твердости и изучением микроструктуры. В качестве шихты им
использовалось железо армко, мондовский никель (гранулированный, содер-
жащий 0,4% С) и гранулированный кобальт. Содержание примесей (за исклю-
чением углерода) в исходных материалах не превышало 0,1 % каждого элемента.
Поверхности ликвидус и солидус определялись на сплавах, которые были
очищены электролитическим осаждением и отжигом в водороде. На фиг. 174
сплошными линиями показана температура начала фазового превращения
при охлаждении, а пунктиром—точки Кюри.
В рассматриваемой системе, так же как и в двойном сплаве железо—никель,
a-фаза имеет объемноцентрированную, а у-фаза гранецентрированную
кубическую решетку. Фаза s, так же как в кобальте, представляет собой
гексагональную плотную структуру. Следует иметь в виду, что диаграмма,
приведенная на фиг. 174, построена на основании исследований только одного
автора, который работал в то время, когда не было известно существование
сверхструктуры в системах железо—никель [1138] и железо—кобальт [1152,
1259]. Вследствие этого надо полагать, что диаграмма фазового равновесия
будет видоизменена в свете указанных, а, возможно, также и других, еще
не учтенных фактов. Кайя и Накаяма [1131] обнаружили сверхструктуру
в сплавах, содержащих 20—25% Fe и 0—75% Со. Установлено, что при
Таблииа 22
Плотность некоторых сплавов Fe—Со—Ni
Состав, % Плотность, г/см
Fe Со Ni Мп
10,3 10,2 79,3 0,5 8,80
9,9 20,2 69,4 0,4 8,79
20,5 14,8 64,6 0,3 8,63
10,4 28,4 61,2 0,2 8,75
15,1 24,8 60,1 0,3 8,70
10,4 38,7 50,8 0,3 8,74
24,6 25,0 50,3 0,3 8,57
49,6 10,2 40,2 0,3 8,31
Ni
Fe, %
Фиг. 174. a-7-превращения и точки Кюри, наблюдаемые при
охлаждении сплавов Fe—Со—Ni.
/—начало a-т-превращения при охлаждении; 2—точки Кюри; 5—фазовое
и магнитное превращение.
Фиг. 175. Электросопротивление отожженных сплавов
Fe—Co—Ni (в мком-см).
Фиг. 176. Сплавы, исследованные в двух основных работах
по системе Fe—Со—Ni.
/—данные Элмена; 2—данные Масумото.
Фиг. 177. Намагниченность В—Н при Я=1500 эрстед отож-
женных сплавов Fe—Со—Ni.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО-НИКЕЛЬ
135
увеличении содержания кобальта степень упорядоченности, которая опреде-
лялась по температурному ходу удельной теплоемкости, постепенно убывает.
Коэффициент термического расширения [534] и твердость (по Шору)
были определены Кюльвейном.
Плотность некоторых сплавов приведена в табл. 22 [964]. Плотность
перминвара, содержащего 7,5% Мо (25% Со, 45% Ni), равна 8,66 г!см?\ плот-
ность сплава ковар равна 8,36 г! см\
При построении линий равного электросопротивления (фиг. 175) были
учтены результаты нескольких исследований [303, 534] и в том числе не-
опубликованные данные лаборатории фирмы Белл, полученные на сплавах,
содержащих 0,3—0,7% Мп.
В литературе имеются некоторые данные относительно влияния термо-
обработки на электросопротивление и твердость [574], а также удельную
теплоемкость [1131] сплавов.
Магнитные свойства. Наиболее полное описание магнитных свойств
рассматриваемых сплавов было дано Элменом [346, 390]. Почти одновременно
с этими работами было опубликовано обширное исследование Масумото [405].
На фиг. 176 показаны составы сплавов, которые были ими изучены. Элмен
наиболее подробно занимался тройными сплавами в области 45-25-перминвара,
а Масумото—сплавами вблизи границы между а- и у- и между у- и е-фазами.
Основным практически важным результатом является открытие Элменом
типичных перминварных свойств, описанных нами ранее. Перминварные
свойства, в той или другой степени, могут быть получены у всех сплавов,
состав которых не выходит за пределы области, ограниченной кривыми линиями
на фиг. 176.
Для изготовления сплавов Элмен применял железо армко, электролити-
ческий никель и высококачественный технический кобальт. Плавка и прокатка
материала были описаны выше. Перминвар характеризуется следующим
химическим составом (в процентах):
Fe............. 24,3
Со............. 26,0
Ni............. 49,4
Мп.............. 0,5
Si............. 0,06
С.............. 0,02
S ............. 0,02
Р.............. 0,01
Al, Mg, As, Сг, Cu<0,01.
Для перминвара неизвестны значения намагниченности насыщения как
таковой, так как Элмен и Масумото ограничились полями до 1500 эрстед.
При построении линий (В—Н), приведенных на фиг. 177, использованы дан-
ные обоих авторов. Измерения индукции производились при комнатной тем-
пературе на образцах, которые отжигались в течение часа при 1000° С в ящи-
ках (Элмен) или в водороде (Масумото). Охлаждение производилось вместе
с печью (скорость охлаждения около 100° С в 1 мин. при 500° С). Для всех
сплавов (кроме высококобальтовых) практически было достигнуто насыщение.
Значения начальной проницаемости рассматриваемых материалов сооб-
щаются в работах Элмена. На фиг. 178 приведена начальная проницаемость
сплавов, получаемая в результате медленного охлаждения после отжига
(охлаждение вместе с печью от 1000 °C); а на фиг. 179 дается начальная про-
ницаемость, получаемая при быстром охлаждении (закалка на воздухе от
600° С). Для построения обеих диаграмм были использованы результаты
измерений многих сотрудников лаборатории фирмы Белл. На фиг. 178 видны
два максимума на оси железо—никель и один—на оси железо—кобальт;
минимальную проницаемость имеют чистые металлы и сплав, состоящий из
25% Ni и 75% Fe. Для быстро охлажденных сплавов распределение максиму-
мов и минимумов имеет аналогичный вид; исключением является особенно
Ni
Фиг. 179. Начальная проницаемость сплавов Fe—Со—Ni после
закалки на воздухе.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО-НИКЕЛЬ
137
высокий максимум в области 79-пермаллоя. Действие быстрого охлаждения
наиболее заметно на сплавах, лежащих в области, совпадающей, грубо говоря,
с областью перминварных сплавов на фиг. 176.
На фиг. 180 дается максимальная проницаемость отожженных сплавов.
Общий характер диаграммы приблизительно такой же, как для начальной
проницаемости, но абсолютные величины, разумеется, значительно выше.
Несколько значений максимальной проницаемости закаленных сплавов, при-
веденных в табл. 23, показывают, что в результате закалки ?т повышается
сильнее, чем р.о. Из имеющегося ограниченного экспериментального материала
видно, что отношение значений для двух типичных обработок сплавов наи-
более велико для 45-25-перминвара.
Таблица 23
Максимальная проницаемость некоторых сплавов типа перминвар
Состав, % V-tn Температура закалки, °C
Fe Со Ni после медленного охлаждения после закалки
30 15 55 2800 12 400] 700
30 20 50 2400 19 500 725
25 20 55 2500 18 200 725
25 40 35 1200 5 400 810
30 25 45 2000 25 000 725
30 35 35 1300 8 400 770
35 20 45 4200 22 300 700
35 25 40 2400 25800 715
35 30 35 2000 13 800 725
40 25 35 3800 7 700 670
40 1 20 1 40 4700 10 100 650
У того же сплава коэрцитивная сила и потери на гистерезис (при Вт=
=5000 гаусс) после закалки ниже, чем после отжига (фиг. 181).
Основными признаками перминвара являются постоянство проницаемости
в низких полях и специфическая форма петли в полях средней напряжен-
ности (например, Ят=10 эрстед). В наибольшей степени эти свойства разви-
ваются после длительного низкотемпературного отжига сплава. Термообра-
ботка должна производиться при наименьшей температуре, при которой еще
имеет место изменение свойств материала. Эта температура колеблется в пре-
делах 400—450° С; термообработка обычно состоит из 24-часовой выдержки
при 425° С. На фиг. 182 приведены кривые проницаемости 45-25-перминвара
после трех видов термообработки—отжига с охлаждением в печи, воздушной
закалки и низкотемпературного длительного отжига. В последнем случае
образцы приобретают значительное постоянство проницаемости; кривая для
такого образца приведена на фиг. 183 в увеличенном масштабе. У отдельных
образцов перминвара изменение проницаемости не обнаруживается даже при
применении пермеаметра переменного тока [237], в котором колебание напря-
женности может превосходить 1 эрстед. При увеличении напряженности
максимального поля от 0 до 1,5 или 2 эрстед проницаемость обычно изме-
няется примерно на 1%.
На основании столь малых изменений проницаемости можно заключить,
что потери на гистерезис также должны быть весьма малы. Типичные образцы,
прошедшие длительный отжиг, характеризуются потерями порядка 0,01 эрг!см3
Фиг. 180. Максимальная проницаемость отожженных спла-
вов Fe—Со—Ni.
Фиг. 181. Коэрцитивная сила отожженных сплавов Fe—
Со—Ni.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО —НИКЕЛЬ
139
за цикл (при В=500 гаусс)’, иногда потери бывают еще ниже. Это значение
можно сопоставить с потерями при Вто=10 ООО гаусс, составляющими свыше
2500 эрг! см3.
При возрастании Нт от 2 до 3 эрстед петля гистерезиса становится заметно
шире. Полное развитие «перетянутой» петли гистерезиса получается при Нт,
Фиг. 182. Зависимость проницаемости 45-25-перминвара (30%
Fe, 25% Со, 45% Ni) от термообработки.
I—закалка на воздухе; 2—отжиг; 3—низкотемпературный длительный отжиг.
Фиг. 183. Проницаемость в малых
полях 45-25-перминвара после низко-
температурного длительного отжига.
равном 4 или 5 эрстед, как показано на фиг. 184. При высоких значениях
максимального поля петля приобретает почти обычные очертания. На фиг. 185
показана зависимость величины потерь на гистерезис от максимальной индук-
ции (Вто) в образцах, подвергавшихся отжигу или длительному отжигу при
низкой температуре. Как видно из фиг. 185,
закон П7Л=-»]В1.6 в данном случае непри-
меним.
Кюльвейн [528, 630] показал, что, из-
меняя состав и термообработку сплавов
типа перминвара, можно получать разно-
образные формы петель гистерезиса. На
фиг. 186, а изображены восемь различных
петель гистерезиса, характеризующих ряд
сплавов, которые по химическому составу
располагаются на фиг. 176 от границы пер-
минварной области до ее центра. На
фиг. 186,6 представлены три петли не-
обычной формы, полученные на различных
сплавах с помощью термообработки в маг-
нитном поле (см. ниже). Как можно заме-
тить, на фиг. 186, а основная кривая намагничивания частично проходит
вне петли гистерезиса.
Характерная для перминвара стянутая форма петли гистерезиса исчезает
при повышении температуры. Как видно из фиг. 187, на которой предста-
влены петли гистерезиса [589], это превращение имеет место в довольно узком
интервале температур между 500 и 600° С. Указанное обстоятельство не являет-
ся неожиданным, если учесть, что для сообщения перминвару наиболее резко
В, гаусс
Фиг. 184. Петли гистерезиса 45-25-перминвара при различных зна-
чениях максимального поля.
Характерной особенностью материала являются весьма малые потери на гисте-
резис при низких индукциях и «перетянутая» петля гистерезиса при высоких
индукциях.
/ — образец, обработанный закалкой на воздухе; 2—образец, подвергавшийся
длительному отжигу.
Фиг. 185. Зависимость потерь на гистерезис от
величины максимальной индукции в образцах
45-25-перминвара.
1—рассчитано по формуле W^ri Bl,в; 2—эксперимен-
тальные данные для образца после низкотемпературного
длительного отжига; 3—экспериментальные данные для
образца после отжига.
Как видно из кривых, правило Штейнмеца не выпол-
няется.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
141
выраженных свойств необходимо подвергнуть его длительной выдержке при
температуре ниже 500° С. Повидимому, свойства перминвара связаны с явле-
ниями упорядочения. Измерения коэрцитивной силы и остаточной индукции
Фиг. 186. а—изменение формы петли гистерезиса сплавов Fe—Со—Ni
в зависимости от химического состава и термообработки (без магнит-
ного поля).
/—отжиг при 900° С; 2—отжиг при 1000° С.
б—петли гистерезиса некоторых сплавов после термообработки
в магнитном поле.
при разных температурах [589] показали, что при нагревании выше 500° С
последняя резко возрастает. Увеличение остаточной индукции (перед ее падет
нием вблизи точки Кюри) перминвара отличает его от других «нормальных»
Фиг. 187. Петли гистерезиса сплава состава 30% Fe, 25% Со, 45% Ni,
измеренные в интервале температур от 450 до 605° С.
Очевидно, что в этом интервале температур петля гистерезиса теряет первона-
чальную «перетянутую» форму.
показано, что в этом же интервале температур почти полностью исчезают
прямолинейные участки в начале кривой намагничивания.
Под влиянием натяжения 1528} петля гистерезиса изменяется так же, как
и при нагревании (фиг. 189). При нагрузке около 5 кг/мм2 петля гистерезиса
приобретает обычную «неперетянутую» форму.
142
ГЛАВА V
Нишина [895] описывает сплав «суперперминвар», в котором с помощью
холодной протяжки достигнуто увеличение пределов постоянной проницае*
Фиг. 188. Кривые намагничивания 45-25-перминвара, изме-
ренные при различных температурах (до 800° С).
Характерный прямолинейный участок в начальной части кривой исчезает
примерно при 550° С.
мости, в ущерб ее величине. После протяжки с уменьшением диаметра на 87%
проницаемость, равная 93, практически не меняется до поля 77=7 эрстед
(В=650 гаусс). Суперперминвар со-
держит 23% Со и 9% Ni.
Термообработка в магнитном по-
ле. Перминвары также чувствитель-
ны к термообработке в магнитном по-
ле, как и пермаллои, содержащие
55—80% Ni [715, 776]. В самом деле,
Фиг. 189. Петли гистерезиса перминва-
ра (35% Fe, 30% Со, 35% Ni) при различ-
ных натяжениях.
Видно, что при средних натяжениях петля утра-
чивает «перетянутую» форму.
указанные сплавы по своему составу
также относятся к перминварной об-
ласти. На фиг. 190, а приведены пет-
ли гистерезиса 45-25-перминвара, из-
меренные параллельно (7) и перпенди-
кулярно (2) к полю, наложенному при
термообработке [776]. На фиг. 190, б
дается кривая проницаемости, изме-
ренная в направлении, перпенди-
кулярном к полю при термообра-
ботке.
Большинство опытов [762] по тер-
момагнитной обработке перминваров
было произведено на 20-60-пермин-
варе (20% Ni, 60% Со, 20% Fe), вы-
бранном благодаря тому, что его точ-
ка Кюри лежит около 880° С, т. е.
значительно выше температуры наи-
более эффективной термообработки
(450° С). В результате обработки в маг-
нитном поле максимальная проницае-
мость возрастает примерно в 10 раз, коэрцитивная сила несколько уменьшается,
а форма петли гистерезиса изменяется таким образом, что в интервале от 20 000
до 25 000 гаусс ее ветви располагаются вертикально (см. фиг. 191, а). Нижняя
Фиг. 190. а—петля гистерезиса перминвара (30% Fe, 25% Со, 45% Ni) после термооб-
работки в магнитном поле.
/—поле при измерении направлено параллельно полю при обработке; 2—поле при измерении
направлено перпендикулярно к полю при обработке.
б—кривая проницаемости, измеренная в направлении, перпендикулярном к направле-
нию поля, приложенного при термообработке.
Фиг. 191. а—некоторые свойства сплава 20% Fe, 60% Со, 20% Ni после охлаждения
в магнитном поле, которое включалось при температуре, указанной на оси абсцисс.
ДВ—высота вертикального участка петли гистерезиса; р-m и ДВ измерялись при комнатной темпера
туре; В при Я=10 эрстед измерялось при указанной температуре.
б—максимальная проницаемость образца, при охлаждении которого магнитное поле
включалось при 950° С и выключалось при указанной на оси абсцисс температуре.
144
ГЛАВА V
кривая (фиг. 191, б) показывает, что магнитное поле, приложенное в процесс6
термообработки, только тогда оказывает некоторое влияние, когда образец
находился при температуре 500—800° С, однако полный эффект может быть
получен, если образец охлаждается в поле до 400° С. О продолжительности
Фиг. 192. Участки петли гистерезиса, снятой при
480° С.
Цифры на кривых указывают, через какие интервалы времени
(в минутах), считая с момента включения поля, производились
измерения»
выдержки в поле, необхо-
димой для получения пол-
ного эффекта при темпе-
ратуре 480° С, можно су-
дить по фиг. 192, на кото-
рой изображены нисходя-
щие ветви петель гистере-
зиса, измеренные при этой
температуре через различ-
ные промежутки времени
после приложения поля.
Почти полный эффект до-
стигается после 15-минут-
ной выдержки.
Некоторые свойства
перминваров после термо-
обработки в магнитном
поле приведены в табл. 24
[776] и на фиг. 193 со-
гласно неопубликованным
измерениям Гертц. На
фиг. 194 даны кривые про-
ницаемости, снятые на од-
ном и том же материале
после разных обработок.
Важное значение имеет
большая величина проницаемости перминвара, а также большая величина
индукции, при которой имеет место максимум проницаемости (см. фиг. 193).
Магнитные свойства сплавов Fe—Ni—Со
Таблица 24
Состав, % После отжига без магнитного поля После отжига при нало- жени магнитного поля
Fe Со Ni Нс эрстед Нт Нс> эрстед Нт
10 20 70 1,16 1 490 0,28 И 600
10 39 51 2,54 2 440 0,69 7 100
11 50 30 3,86 1 ПО 2,28 5 300
11 78 11 3,56 1730 2,54 4 100
25 15 60 2 680 0,052 166000
25 20 55 2 550 0,055 165 000
30 15 55 2 770 0,042 257 000
30 25 45 0,90 2 000 0,090 115 000
30 44 26 2,90 1 150 0,74 12 500
34 23 43 2 380 0,033 427 000
35 25 40 2 390 0,039 311000
35 30 35 2 030 0,077 176000
40 60 0 3 300 0,53 31000
45 10 45 0,69 7 550 0,44 18 300
48 52 0 0,70 11000 0,55 22 400
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
145
Эти свойства указывают на то, что в момент приложения внешнего поля про-
исходит быстрое и полное магнитное насыщение материала.
Грубо говоря, к сплавам, чувствительным к термообработке в присутствии
поля, можно отнести все сплавы (фиг. 176), которые, будучи обработаны
обычным способом, обладают перминварными свойствами. У сплавов, вхо-
дящих в узкую овальную область, расположенную на фиг. 176 между точ-
ками 25% Fe, 15% Со, 60% Ni и 35% Fe, 30% Со, 35% Ni, обнаружено силь-
ное увеличение максимальной проницаемости после термообработки в магнит-
Ф и г. 193. Кривые проницаемости некото-
рых сплавов Fe—Со—Ni после термообра-
ботки в магнитном поле.
Химический состав образцов: /—30% Fe, 20%Со,
50% Ni; 2—34% Fe, 23% Со, 43% Ni; 3—30% Fe,
20% Со, 50% Ni; 4—30% Fe, 15% Co, 55% Ni;
5—35%Fe, 25%Co, 40% Ni; 3—25%Fe, 30% Co,
45% Ni.
Фиг. 194. Проницаемость перминвара
(25% Fe, 30% Co, 45% Ni) после нагре-
вания и охлаждения в магнитном поле (/)
и после отжига (2).
понятными необычные изменения обратимой проницаемости, имеющие место
при увеличении наложенного поля. На фиг. 195 приведена типичная кривая,
характеризующая изменение обратимой проницаемости [346]. В отношении
технического применения наиболее неудачным свойством этого материала
является расхождение между значениями начальной проницаемости (точка а)
и обратимой проницаемости при остаточной индукции (точка 6), т. е. большая
величина нестабильности s=(p<0—Нг)/Но- Эт° указывает на то, что характе-
ристика трансформатора, предназначаемого для преобразования слабых
сигналов и работающего в точке а, будет, резко изменена, если он подвергнет-
ся мгновенному действию сильного магнитного поля. В этом случае прони-
цаемость увеличится на 75%, а потери возрастут еще больше.
Для уменьшения нестабильности были испробованы различные методы
и достигнуты определенные успехи. Одна из первых попыток заключалась
в термообработке материала, после того как последний был намагничен и маг-
нитное поле снято, т. е. он сохранял остаточную индукцию. Этот метод стаби-
лизирует проницаемость только по отношению к небольшим магнитным «толч-
кам». Значительное повышение стабильности проницаемости может быть
достигнуто с помощью довольно сложной обработки, осуществленной Гулдом.
Ю Р. Бозорт
146
ГЛАВА V
Процесс состоит в первоначальной термообработке в несильном магнитном
поле; затем поле снимается и образец нагревается без поля; окончательное
нагревание ведется при пониженной температуре в отсутствие магнитного
поля. В результате такой обработки изменение проницаемости после магнит-
ного «толчка» снижается с 75. до 0,5%.
Промышленные сплавы. Несмотря на то, что основное внимание было уде-
лено 45-25-перминвару (см. фиг. 182—195), едва ли этот сплав может быть
Фиг. 195. Обратимая проницаемость 45-25-перминвара
(25%Со, 45% Ni) после низкотемпературного длительного от-
жига.
отнесен к числу промышленных материалов, так как до сих пор он использо-
вался в довольно редких случаях. Большее практическое применение получил
7-70-перминвар, который обладает высокой начальной проницаемостью р.о
и дешевле 45-25-перминвара, так как содержит 7% (вместо 25%) наиболее
дорогостоящего компонента. На фиг. 196 приведена кривая проницаемости
7-70-перминвара. Обработка этого сплава слагается из отжига при 1000° С
и охлаждения до комнатной температуры со скоростью, меньшей 5° С в 1 мин.
Колебания начальной проницаемости, которая равна 850, не превосходит 1%
Фиг. 196. Типичная кривая проницаемости
7-70-перминвара (23% Fe, 7% Со, 70% Ni).
при индукциях до В=600 гаусс
(Нт=0,5—1,0 эрстед). Коэрци-
тивная сила после воздействия
сильного внешнего поля равна
0,5 эрстед, а электросопро-
тивление составляет 17 мком-см.
Такой материал, будучи отож-
жен с последующим медленным
охлаждением, применяется для
изготовления сердечников транс-
форматоров, к которым предъ-
является требование низкой мо-
дуляции. Материал чувствите-
лен к магнитным толчкам, так
что после приложения сильного поля он нуждается в размагничивании для
восстановления свойств в малых полях.
Из десяти элементов, которые Элмен и его сотрудники в лаборатории
фирмы Белл испытали в качестве присадки к перминвару, наилучшие резуль-
таты дает молибден. Сплав, выбранный для технического применения [781],
состоит из 7,5% Мо, 45% Ni, 25% Со, остальное Fe. Этот материал обозначается
как 7,5-45-25-молибденовый перминвар. Его сопротивление равно 80 мком-см.
Этот сплав был применен в опытном образце глубинного морского теле-
фонного кабеля. После 24-часовой выдержки при 425° С начальная проницае-
мость сплава равна 420; в поле напряженностью 1 эрстед проницаемость
увеличивается только на 1 %. После охлаждения с печью с 1100° С начальная
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
147
проницаемость р.о==100, максимальная проницаемость р.т=4500, коэрци-
тивная сила Яс=0,5 эрстед и остаточная индукция Вг=7500 гаусс. После
закалки с 600° С ро=3500.
Гумлих и др. [347] определили начальную проницаемость и коэрцитив-
ную силу двух сплавов, содержащих по 50% Ni, 8% Со и 2 и 4% Мп. На этих
сплавах наибольшая начальная проницаемость (2060) и наименьшая коэр-
цитивная сила .(0,12 эрстед) были получены в результате быстрого охлаж-
дения.
Марки и примерный состав различных магнитных материалов, состоящих
из железа, никеля и других элементов, приводятся в табл. 91 приложения IV.
В табл. 92 того же приложения даются магнитные свойства многих железо-
никелевых и иных сплавов.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ СИСТЕМЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
Сплавы железо—никель—марганец. О структуре этих сплавов имеется
очень мало сведений. Структура сплавов железо—марганец [862] осложнена
наличием аллотропических превращений, имеющих место у обоих элементов
в твердом состоянии. В сплавах с большим содержанием железа марганец
ведет себя примерно так же, как никель, сильно подавляя т-а-превращение.
Никель-марганцевые сплавы образуют сверхструктуру Ni3Mn [1236] и, воз-
можно, сверхструктуру NiMn, однако о последней определенных данных нет.
Как никель, так и марганец сильно замедляют фазовые превращения в бога-
тых железом сплавах в твердом состоянии, вследствие чего построение диа-
граммы фазового равновесия затруднено.
Имеется два промышленных сплава системы Fe—Ni—Мп (см. фиг. 200),
однако широкого распространения они, повидимому, не получили. Другие
сплавы этой системы также не имеют большого практического значения, за
исключением немагнитных аустенитных стаЛей, содержащих 5—15% Мп,
около 1% С и иногда 3—5% Ni.
Сплавы, по своему составу находящиеся между Ni3Mn и Ni3Fe, были
подробно исследованы японскими физиками [1380], которые определили
сопротивление, намагниченность насыщения и удельную теплоемкость после
закалки с различных температур и после старения, обусловливающего наи-
большее развитие упорядоченной структуры. В результате старения тройной
сплав, содержащий около 10% Мп, приобретает наибольшую индукцию насы-
щения (Bs13 000 гаусс), которая превосходит индукцию насыщения как
Ni3Fe (Bs=12 100 гаусс), так и Ni3Mn (Bs=11 300 гаусс) в том же состоянии.
Энергия упорядочения, оцениваемая по площади, ограниченной кривой удель-
ной теплоемкости1), также имеет максимум при 10—15% Мп. В рассматри-
ваемой области (вдоль линии Ni3Fe—Ni3Mn) точка Кюри мало зависит от со-
става; для других тройных сплавов точка Кюри не была определена.
Марганец значительно повышает электросопротивление железо-никеле-
вых сплавов, как показано на фиг. 197. Наиболее сильно зависит от термо-
обработки сопротивление сплава, содержащего 78% Ni. Треугольная диа-
грамма сопротивления для сплавов, содержащих 50—100% Ni и 0—25% Мп,
была построена Ауверсом [842] по результатам предшествовавших работ [656].
Даль [5741 изучал влияние отжига на величину электросопротивления и твер-
дости по Бринелю закаленных сплавов, содержащих 74% Ni и 0,5—12% Мп.
Он нашел, что наибольший эффект достигается при температуре около 500° С,
которая близка к критической температуре упорядочения.
На фиг. 198 приведены линии намагниченности насыщения (В—И),
построенные по Куссману и др. [656] для медленно охлажденных сплавов.
На фиг. 199 показано изменение индукции насыщения в результате закалки;
*) Как Функции температуры. —Прим. ред.
10
148
ГЛАВА V
значительный эффект, который дает термообработка сплавов данного состава
(78% Ni), объясняется изменением степени упорядочения.
В данном случае зависимость начальной проницаемости от состава быстро
охлажденных сплавов, содержащих 78% Ni, иная, нежели в других сплавах.
Кривая р.о для медленно охлажденных сплавов имеет такой же характер,
как для сплавов с молибденом и хромом. При добавлении марганца происходит
постепенное уменьшение коэрцитивной силы.
45% Ni; 2—60% Ni (двойная обработка); 5—60% Ni (мед-
ленное охлаждение); 4—78% Ni (двойная обработка); 5—78%
Ni (охлаждение с печью); 5—78% Ni (медленное охлаждение).
Нафиг. 200 даны кривые проницаемости [465] промышленных сплавов1 мега-
перма 4510 (45% Ni, 10% Мп) и мегаперма 6510 (65% Ni, 10% Мп); сопроти-
вление этих сплавов соответственно равно 97 и 58 мком-см. Недостающие
сведения можно почерпнуть в работе Кейната [529].
Сплавы железо—никель—алюминий. При введении алюминия в железо-
никелевый сплав получается ценный материал для постоянных магнитов.
Сплав, который был предложен Мишима [601], содержит около 25% Nin 13% Al.
С целью улучшения свойств сердечников для пупиновских катушек в железо-
никелевые сплавы типа изоперма вводился алюминий до 5% и больше [638],
а также и кремний. Кроме того, исследовалось влияние обоих этих элементов
на магнитные свойства и электросопротивление 78-пермаллоя. В данной си-
стеме не найдено ни одного немагнитного сплава, который нашел бы значи-
тельное применение в технике.
Вследствие того, что сплавы Fe—Ni—Al служат материалом для постоян-
ных магнитов, диаграмма фазового равновесия этой системы помещена в гл. IX.
В результате рентгеновских исследований [1002] было установлено, что
сплавы Fe—Ni—Al имеют значительно более сложную структуру, чем пола-
гали до тех пор; усложнения обусловлены наличием сверхструктуры в каждой
из двойных систем. На фиг. 393 (гл. IX) указаны границы областей, в кото-
рых образуются устойчивые сверхструктуры. Расположение границ, предло-
женное Бредли и Тейлором, возможно, нуждается в исправлении с уче-
Ni
Fe,%
Фиг. 198. Индукция насыщения Bs (в гауссах) медленно охлаж-
денных сплавов Fe—Ni—Мп.
Фиг. 199. Зависимость индукции
насыщения некоторых сплавов Fe—
Ni—Мп от скорости охлаждения.
/—медленное охлаждение; 2—закалка с
450°С (кружки—данные Куссмана, Шарнова
и Штейнхауза; треугольники—неопублико-
ванные данные Келсалля).
Фиг. 200. Кривые проницаемо-
сти для мегаперма разного состава.
/—мегаперм 4510 (45% Ni, 10% Мп);
2—мегаперм 6510 (65% Ni, 10% Мп).
150
ГЛАВА
том сверхструктуры, возникающей в двойных сплавах железо—никель [1138].
Образование этой сверхструктуры в медленно охлажденных сплавах в настоя-
щее время может считаться твердо установленным.
Начальная проницаемость рассматриваемых сплавов, прошедших обычную
термообработку, приведена на фиг. 201 и 202.
Фиг. 201. Влияние алюми-
ния на величину начальной
проницаемости сплавов, со-
держащих 78% никеля.
/—двойная обработка; 2—охлаж-
дение с печью.
Фиг. 202. Влияние кремния
на величину начальной про-
ницаемости сплавов, содержа-
щих 78% никеля.
/—двойная обработка, 2—охлаж-
дение с печью.
На фиг. 203 показана зависимость основных свойств сплавов типа изо-
перма от содержания алюминия [638]. Для сплавов с 3% А1была также иссле-
от степени обжатия при холодной
прокатке.
Сплавы железо—никель—кремний.
Изучением указанных сплавов занима-
лись Грейнер и Джетте [1358], кото-
рые построили диаграмму равновесия
этой системы при 600° С. Диаграмма
охватывает сплавы, содержащие до
40% Ni и Si. С помощью рентгенострук-
турного анализа было установлено,
что, помимо a-фазы на основе железа,
в системе имеются еще четыре других
фазы.
Фиг. 203. Некоторые свойства сплавов
Fe—Ni—Al в слабых полях.
р—сопротивление в мком-см; ио—начальная
проницаемость; s—коэффициент нестабильности
(/ — после охлаждения с печью, 2 —после закал-
ки); Л—коэффициент потерь на гистерезис
в ом* см] ампервиток* генри.
Отношение содержаний никеля и железа равно
40:60. Конечная обработка—холодное обжатие
на 90%.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
151
Даль [574] изучал 74-пермаллой с присадкой 0,5—2% Si. Он измерил
изменение сопротивления этих сплавов в зависимости от температуры отпуска,
следовавшего за закалкой с 950° С. После отпуска при 500° С в сплаве с 1 % Si
сопротивление падает примерно на 5%; несколько меньший эффект имеет
место в сплаве, содержащем 2% Si.
Как сообщается в литературе [895], суперпермаллой, представляющий
собой сплав Fee77% Ni, 1% Si и 0,5% Мп, имеет начальную проницаемость
(л0=12 400 при /7=0,001 эрстед и ро=14 000 при /7=0,01 эрстед. Сопро-
тивление этого сплава равно 26 м ком-см. Термообработка «суперпермаллоя 1»
заключается в одночасовом отжиге при 1000° С, медленном охлаждении и за-
калке на воздухе с 580° С.
В сплаве синимакс, который содержит 3—3,5% Si и 43% Ni, остальное Fe,
кремний добавляется для увеличения электросопротивления двойного сплава.
По остальным свойствам этот материал весьма близок к 45-пермаллою.
Даль, Пфаффенбергер и др. [638, 668] произвели серию опытов по введе-
нию кремния в железо-никелевые сплавы, содержащие 40 и 71% Ni.
В Японии [1517] изучались богатые железом сплавы, содержащие
0—25% Ni и 0—20% Si. Особое внимание было обращено на сплав, состоящий
из 73% Fe, 15% Ni и 12% Si, который получил название сенперм. Этот мате-
риал обладает высоким электросопротивлением, поддается термообработке
в магнитном поле и после длительного отпуска при относительно низкой тем-
пературе (около 500° С) приобретает перминварные свойства: постоянство
проницаемости и перетянутую петлю гистерезиса. Полагают, что эти свойства
связаны с образованием сверхструктуры.
Фиг. 204. Диаграмма фазового равновесия системы Fe—Ni—W
приблизительно при комнатной температуре.
Сплавы железо—никель, содержащие титан, ванадий, тантал или воль-
фрам. Структура и магнитные свойства этих систем весьма мало исследо-
ваны. Структура системы железо—никель—вольфрам изучена лучше других.
Диаграмма фазового равновесия этой системы, заимствованная в основном
из работ Винклера и Фогеля [621], приведена на фиг. 204. Однако магнитные
152
ГЛАВА V
и физические свойства вольфрамовых сплавов исследованы довольно слабо,
основные из них включены в табл. 25.
Таблица 25
Магнитные свойства некоторых железо-никелевых сплавов, содержащих
ванадий, вольфрам, титан или тантал *
Состав, % p, MKOM-CM вЯ=50 н-0 V-m
65 Ni, 6 V 90 1 140
45 Ni, 6 V 91 630
80 Ni, 7 V 92 12 000 38 000
65 Ni, 6 W 51 1855
78 Ni, 2 W 25 10100 6100 37 000
78 Ni, 0,4Ti 21 10 700 9 200
78 Ni, l,5Ta 22 10 400 1 700 35 000
♦ По данным работы [718], а также неопубликованных работ Элмена, Келсалля и др.
(лаборатория фирмы Белл).
Схематическая диаграмма системы железо—никель—ванадий была пред-
ложена Маршем [1062]. Его работа опирается на исследования Штермера,
результаты которых были опубликованы Кюльвейном [718], а также на иссле-
дования бинарных систем железо—ванадий [495] и никель—ванадий [157].
О системе железо—никель—титан данные практически отсутствуют. Исследо-
вание двойных сплавов с малым содержанием титана [862] показало, что
7-область со стороны железа замыкается примерно при 1% Ti. В сплавах с
2—20% Ti точка Кюри понижается примерно до 690° С. ДальиПфаффенбергер
[695] вводили от 1 до 4 % Ti к сплавам типа изоперма.
Фиг. 205. Электросопротивле-
ние некоторых сплавов Fe—Ni—V.
Фиг. 206. Точка Кюри некоторых спла-
вов Fe—Ni—V.
Довольно подробное исследование магнитных свойств сплавов, содер-
жащих до 20% V, было опубликовано Кюльвейном [718]. Его результаты
в сочетании с данными лаборатории фирмы Белл позволили построить кривые
сопротивления, точки Кюри и индукции насыщения, приведенные на фиг.
205—207.
В качестве шихты Кюльвейн использовал шведское древесноугольное
железо, мондовский никель и технический феррованадий. Образцы прокаты-
вались до толщины 0,35—0,50 мм и обычно отжигались в течение часа при
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ
153
900° С в водороде. Кроме приведенных здесь сведений, в статье Кюльвейна
•даны значения плотности, определенные на основании рентгеноструктурного
анализа, и результаты измерений некоторых других свойств сплавов, содер-
жащих до 40% V.
Начальная проницаемость рассматриваемых сплавов изменяется под
влиянием термообработки в общем так же, как и у других тройных спла-
вов 1718]. Зависимость величины
Фиг. 207. Индукция некоторых сплавов Фиг. 208. Коэрцитивная сила неко-
Fe—Ni—V в поле Я=10 эрстед. торых сплавов Fe—Ni—V после тер-
мообработки при 900° С.
Магнитные свойства некоторых сплавов, содержащих ванадий, вольфрам,
титан или тантал, приведены в табл. 25. Ни один из этих сплавов не предста-
вляет особого теоретического или практического интереса. Йенсен 1197]
производил присадки титана (до 1%) к различным железо-никелевым сплавам,
однако он не определял количества неокисленного титана, оставшегося
в конечном продукте.
Сплавы, содержащие серебро или бериллий. Как серебро, так и бериллий
отличаются малой растворимостью в железо-никелевых сплавах, а, следова-
тельно, добавление небольшого количества одного из этих элементов придает
сплавам способность к дисперсионному твердению. Кролль 1401] исследовал
сплавы с небольшим содержанием Ni, в состав которых входит 1,3% Be. Прей-
зах [820] испытывал действие различных термообработок на 55-пермаллой,
содержащий 0,5% Be. Даль и Пфаффенбергер [695], исследуя изопермы,
применяли в качестве присадки бериллий, наряду с медью и алюминием.
Позднее на одном из сплавов (39% Fe, 1,5% Be) Даль [850] изучал процессы
дисперсионного твердения, измеряя электросопротивление и твердость по Бри-
нелю после различных термообработок.
Было исследовано [465] влияние скорости охлаждения на величину
начальной проницаемости и коэрцитивную силу сплавов, содержащих 67—
79% Ni и до 5% Ag. Ни одна из цитированных работ не дала сколько-нибудь
значительных результатов.
ГЛАВА VI
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ
Повидимому, наиболее интересной особенностью железо-кобальтовых
сплавов является высокая индукция насыщения (24 300 гаусс), превышающая
на 13% индукцию насыщения чистого железа при комнатной температуре.
Это свойство железо-кобальтовых сплавов было впервые обнаружено Прей-
сом [133] и Вейссом [139] в 1912 г. при изучении сплава, состав которого
приблизительно выражается формулой Fe2Co. Дальнейшие исследования пока-
зали, что сплав, содержащий 50% Fe и 50% Со, имеет более высокую магнит-
ную проницаемость при высокой индукции и почти такое же насыщение, как
и Fe2Co. Сообщение об этом весьма ценном сплаве впервые было опубликовано
Эллисом 1303] в 1927 г., позднее он был разработан Элменом [391], который
назвал его пермендюром.
В 1932 г. Уайт и Валь [622] взяли патент на сплав с добавкой ванадия,
который поддается холодной обработке давлением. Сверхструктуру в железо-
кобальтовых и ,в железо-кобальт-ванадиевых сплавах впервые определенно
обнаружили в 1939 г. [1152, 1259, 1260]. Упомянутые сплавы применяются
только как магнитные материалы.
Структура и физические свойства. После опубликования монографии
Хансена 1862] о двойных сплавах Эллис и Грейнер [1259] составили диаграмму
равновесия сплавов железо—кобальт. На фиг. 14 изображена диаграмма,
составленная этими исследователями; учтены также ранее опубликованные
данные. Температура превращения из упорядоченного состояния в неупоря-
доченное имеет максимум 730° С при 50% Со, т. е. в сплаве с наилучшими маг-
нитными свойствами. Превращение из неупорядоченного состояния в упоря-
доченное не наблюдается в сплавах, содержащих менее 30 или более 70% Со,
а также в сплаве любого состава при быстром охлаждении от температуры
выше 800° С.
Точка Кюри a-фазы возрастает с увеличением содержания кобальта;
при 17% Со кривая пересекает границу а+7-области. Форма кривой, изо-
бражающей зависимость магнитного насыщения от температуры для сплавов,
содержащих 20—75% Со- (см. фиг. 214), показывает, что виртуальные точки
Кюри для этих а-сплавов расположены выше температур а-у-превращения.
Форрер [461] экстраполировал кривые BS(T) и определил виртуальные точки
Кюри (названные им ферромагнитными точками Кюри). Последние мы можем
рассматривать как температуру, при которой сплавы утратили бы свои ферро-
магнитные свойства, если бы не было превращения a-фазы, имеющей струк-
туру объемноцентрированного куба, в 7-фазу со структурой гранецентриро-
ванного куба.
На фиг. 209 показана плотность сплавов различных составов, непосред-
ственно измеренная Вейссом и Форрером [434] и рассчитанная Эллисом и Грей-
нером [1259] по величине периода решетки, которая определилась рентгено-
графическим методом. Периоды решеток для железо-кобальтовых сплавов
(до 85% Со) приведены на фиг. 210. Как видно из кривой, при упорядочении
Фиг. 209. Плотность и коэффициент расширения железо-кобаль-
товых сплавов.
/—значения плотностей, определенные Эллисом и Грейнером; 2—значения
плотностей, определенные Вейссом и Форрером; 3—значения плотностей для
сплавов с упорядоченной структурой; 4—коэффициент расширения а.
Фиг. 210< Период решетки железо-кобальтовых сплавов.
156
ГЛАВА VI
Фиг. 211. Электросопротивление
при разных температурах (сплошные
кривые) н температурный коэффи-
циент электросопротивления (пунк-
тирная кривая) железо-кобальто-
вых сплавов.
имеет место расширение решетки1), тогда как в большинстве других сплавов
при упорядочении период решетки уменьшается. На фиг. 209 показаны также
значения коэффициентов расширения для сплавов различных составов на осно-
вании данных Файна и Эллиса [1534]. Значения электросопротивления при
разных температурах и температурного коэффициента электросопротивления
при 20° С приведены на фиг. 211. При построении этих кривых использованы
данные, полученные Куссманом и др. [590], и результаты опытов, проведен-
ных в лабораториях фирмы Белл. Минимум на кривых, показывающих зави-
симость электросопротивления от состава
сплава, имеющий место при содержании
кобальта около 50%, сначала был обна-
ружен при комнатной температуре [183].
В дальнейшем Эллис [303] показал,
что этот минимум сохраняется даже до
столь высоких температур, как 900° С.
После открытия сверхструктуры в
сплавах системы железо—кобальт каза-
лось логичным объяснить минимум электро-
сопротивления наличием сверхструктуры,
при образовании которой в других спла-
вах, как известно, сопротивление пони-
жается. Однако такое толкование не объяс-
няет существования минимума электросо-
противления в железо-кобальтовых спла-
вах при температурах, превышающих бо-
лее чем на 100° С температуру перехода из
упорядоченного состояния в неупорядо-
ченное. Сохранение ближнего порядка вы-
ше температуры превращения вряд ли яв-
ляется причиной низкой величины сопро-
тивления при таких высоких температурах,
как 900° С. Данных об изменении электро-
сопротивления в зависимости от скоро-
сти охлаждения для интервала темпера-
тур, в котором a-фаза стабильна, пока не
имеется.
Ширакава [1156] изучал влияние маг-
нитного поля (до /7=1600 эрстед) на
электросопротивление железо-кобальтовых
сплавов различных составов при темпе-
ратурах от—195 до 1150° С. Данные, ка-
сающиеся модуля нормальной упругости, модуля сдвига и теплопроводности
этих сплавов, были опубликованы Хонда [183].
Следует отметить, что изготовление железо-кобальтовых сплавов с высо-
кими магнитными свойствами требует большой тщательности. Впервые маг-
нитные свойства железо-кобальтовых сплавов были измерены на литых образ-
цах эллипсоидальной формы, обточенных после отливки. Эллис [303] показал,
что ряд сплавов можно успешно ковать горячим способом и штамповать.
Он также установил, что после такой обработки сплавы, содержащие до 30% Со
и от 80 до 100% Со, могут быть протянуты в проволоку холодным способом.
Элмен проводил свои исследования на прутках диаметром 3,2 мм, полученных
горячей ковкой материала, изготовленного из железа и кобальта, раскислен-
ных с помощью углерода. Для предотвращения красноломкости содержание
серы в сплаве не должно превышать 0,05%. Сплавы, которые исследовал
!) Увеличение объема сплава. — Прим. ред.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ
157
Элмен, содержали около 0,02% S, 0,04% С, 0,08% Si и 0,3—0,4% Мп.
Такие сплавы можно прокатывать горячим способом. Наилучшие резуль-
таты получаются при прокат-
ке, начинающейся при темпе-
ратуре 1000° С или выше (в
области у-фазы) и заканчи-
вающейся при температуре ни-
же 950° С (в области а-фазы),
причем обжатие при прокатке
составляет 50% по толщине.
Магнитные свойства. Маг-
нитные свойства в сильных
полях (до //=17 000 эрстед)
в интервале температур от 90° К
до точки Кюри изучались
Прейсом [133] и Вейссом и
Форрером [434]. Магнитное на-
сыщение при температуре 0° К
определялось экстраполяцией;
соответствующие величины по-
казаны пунктирной кривой
на фиг. 212. Приведенные здесь
значения В—Н, выраженные в
оригинале величиной магнит-
ного момента на 1 г, получены
путем пересчета.
При пересчете плотность
определялась экстраполяцией
от комнатной температуры до
0° К (плотность возрастает
приблизительно на 0,05 г/см3).
Максимальное значение вели-
чины В—Н, равное 24 600 гаусс,
для сплава, содержащего 35%
Со, является наивысшей для
всех магнитных материалов.
На фиг. 213 приведены значе-
ния магнитного насыщения,
выраженные в магнетонах Бо-
ра. Вторая кривая [434] на
<фиг. 212 представляет зависи-
мость величины В—Н от со-
става сплава при комнатной
температуре и /7=17 000 эр-
стед и, по существу, показы-
вает изменение Bg. Наивысшее
значение насыщения для маг-
нитных материалов при ком-
натной температуре имеет ме-
сто для сплава, состав которо-
го выражается формулой Fe2Co.
Помимо приведенных резуль-
Ф и г. 212 Намагниченность В—Н отожженных
железо-кобальтовых сплавов при различных на-
пряженностях поля.
Фиг. 213. Числа магнетонов Бора для железо-
кобальтовых сплавов.
По оси ординат отложено число магнетонов Бора по
на атом при насыщении.
татов, имеется ряд других
данных о величине насыщения рассматриваевых сплавов при комнатной тем-
пературе [161, 183, 405, 590]. Наиболее интересными являются результаты
работ Вильямса [160], который для образцов, выплавленных в вакууме,
158
Г Л AB A VI
Фиг. 214. Зависимость намагниченности
В—Н при насыщении от температуры для
сплава, содержащего 40% Fe и 60% Со.
после горячей ковки получил магнитное насыщение, равное 25 800 гаусс.
Образец, полученный Вильямсом от Вейсса, был им переплавлен и вновь
прокован, после чего насыщение возросло от 22 000 до 25 600 гаусс. В обоих
случаях измерения проводились одним и тем же методом. Эти величины мож-
но сравнить с полученным Вейссом и Форрером [434] значением насыщения
(24 300 гаусс), приведенным на фиг. 212. Образцы Вейсса и Форрера выпла-
влялись при атмосферном давлении1), и свойства их определялись в более
сильных полях. Однако в дальнейшем подтверждений этих высоких свойств,
не последовало.
Остальные кривые на фиг. 212 показывают значения величины В—Н
в зависимости от состава сплава при различных значениях Н по данным Элмена
и других сотрудников лаборатории
фирмы Белл; кривые подобной фер-
мы могут быть получены также на
основании данных Масумото [405].
Влияние 7-е-превращения, имеющего
место при 200° С, в сплаве, содержа-
щем 95% Со, легко обнаружить по
кривым для Н—1500 эрстед и мень-
ше. Наличие максимума вблизи 50 % Со
очевидно; его смещение от 35 к 50%Со
имеет место при Н = 100 эрстед. Мак-
симум остается в этой точке при мень-.
ших напряженностях поля.
Влияние температуры на на-
магниченность в сильных полях ис-
следовал Прейс [133, 435]. Резуль-
таты этой работы иллюстрируются
кривой, приведенной на фиг. 214,
причем на этой же фигуре дана
кривая, представляющая собой экстраполяцию к виртуальной точке Кюри
[461]. Резкое уменьшение насыщения при температуре а-^-превращения,
составляющей 980° С у сплава, содержащего 60% Со, отчетливо видно
также на кривых для сплавов, содержащих 30—70% Со.
В сплаве, содержащем 50% Со, Форрер [515] наблюдал особое влияние
температуры, связанное, вероятно, с превращением из упорядоченного состоя-
ния в неупорядоченное. Он определял значения коэрцитивной силы в зависи-
мости от температуры при быстром нагревании и охлаждении и вновь при
тех же температурах, но при медленном нагревании и охлаждении. При этом
он обнаружил заметную разницу в результатах в интервале температур 500—
800° С.
Для установления равновесия при превращении из упорядоченного со-
стояния в неупорядоченное необходимо некоторое время, что, вероятно,
является причиной магнитной вязкости железо-кобальтовых сплавов, обна-
руженной Вейссом и Фрейденрайхом [167].
Температура превращения упорядоченного состояния в неупорядоченное
была определена Ашвортом (не опубликовано) магнитным методом в образцах
толщиной 2,5 мм, содержащих 48,5% Со и 0,7% Мп. На фиг. 215 показана
магнитная проницаемость этого сплава в переменном поле частотой 200 гц
и напряженностью 0,12 эрстед, измеренная Ашвортом с помощью пермеа-
метра Келсалля [237]. Образец сначала прокатывался горячим способом
до требуемого размера, затем во время измерений нагревался до 830° С, охла-
ждался до комнатной температуры и вновь нагревался до 830° С. Горячая
прокатка являлась, повидимому, причиной ясно выраженного неупорядоченного
*) В воздушной среде.—Прим. ред.
Фиг. 215. Зависимость проницаемости на частном цикле же-
лезо-кобальтового сплава (50,6% Fe, 48,5% Со, 0,8% Мп)
от температуры.
Видно превращение из упорядоченного состояния в неупорядоченное
при температуре около 720°С. Поле Яд, равное 0,12 эрстед, меняется
с частотой 200 гц. А —охлаждение; В—нагревание; С—горячекатанный
материал.
Фиг. 216. Начальная и максимальная проницаемости железо-
кобальтовых сплавов.
Наивысшее значение |хт имеет сплав, содержащий около 50% Со, после
отжига при более низкой температуре.
160
ГЛАВА VI
состояния, которое сохранялось при достаточно быстром охлаждении пос-
ле прокатки. При медленном охлаждении во время опыта упорядоченное
состояние устанавливалось при 720° С и проницаемость возрастала при пони-
жении температуры. Аналогичные кривые получаются при повторном мед-
Ф и г. 217. Проницаемость железа и сплава,
содержащего 50% Со.
/—сплав, содержащий 50% Со, после отжига при
850° С в течение 26 час.; 2-~отожженное железо;
3 —сплав, содержащий 50% Со, после отжига при
1000° С в течение 1 часа.
Фиг. 218. Кривые проницаемости пермен-
дюра и железа.
/—пермендюр, выплавленный в водороде и отож-
женный при 94 0°С; 2—пермендюр, отожженный
при 850°С; 3—железо.
ленном нагревании и охлаждении.
Изменения fi0, Нс и Вг в зависи-
мости от температуры изучались
также Кюльвейном [589].
Элмен [391] первым измерил
начальную проницаемость железо-
кобальтовых сплавов и нашел, что
ее величина выше начальной про-
ницаемости железа. Более поздние
измерения, проведенные в лабора-
ториях фирмы Белл, показали, что
сплав, содержащий 50% Со (пер-
мендюр), после отжига при 850
или 1000° С имеет очень высокое
значение как начальной, так и
максимальной проницаемостей
(фиг. 216). На фиг. 217 приведены
кривые проницаемости для харак-
терных образцов пермендюра, отож-
женных при температурах 850 и
1000° С и охлажденных вместе с
печью. Для сравнения приведена
аналогичная кривая для отожжен-
ного железа. Как видно из фигу-
ры, кобальтовые сплавы характе-
ризуются высокой проницаемостью
при высоких индукциях. Система-
тических исследований для опре-
деления наилучшей температуры
отжига или скорости охлаждения
для этих сплавов проведено не бы-
ло. Установлено, что температуры
отжига 850 и 950° С являются
наилучшими для получения высо-
ких значений и р.т в сплавах,
содержащих 30—60% Со. Йенсен
[161] нашел, что отжиг сплавов
при 900° С приводит к лучшим ре-
зультатам, .чем отжиг при темпе-
ратуре 1100° С.
Чиоффи провел ряд опытов с
материалами, выплавленными в во-
дороде [781]. В его экспериментах
слитки, изготовленные из очищен-
ного кобальта и электролитиче-
ского железа, прокатывались горячим способом на листы, которые затем
отжигались в течение 18 час. при температуре 940° С в водороде. Образцы
имели следующие магнитные свойства: р.т=37 000, р.0= 1000 (до 1400), Яс=
=0,20 эрстед и ^=5000 при В=21 000 гаусс. На фиг. 218 приведена кривая
проницаемости этих образцов. Там же для сравнения приведены кривые
проницаемости железа.и пермендюра, изготовленного и термически обрабо-
танного обычным способом.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ
161
При термообработке в магнитном поле максимальная проницаемость воз-
растает, а коэрцитивная сила уменьшается. Об этом уже упоминалось в гл. V;
некоторые данные приведены в табл. 24. Другие данные о свойствах железо-
кобальтовых сплавов после термообработки в магнитном поле были получены
Либшем и др. [1710]. Эти исследователи изготовляли образцы методами по-
рошковой металлургии и добивались получения материала с прямоугольной
петлей гистерезиса. На образцах сплава, содержащего 50% Со, они получали
следующие свойства: В3=22 400 гаусс, Вг= 19 000 гаусс, Яс=0,68 эрстед
и резкое изменение индукции в поднимающейся-круто вверх части петли ги-
стерезиса (ДВ=35 000 гаусс).
Пермендюр применяется в магнитных цепях электромагнитов и постоян-
ных магнитов, где индукция превышает 10 000 гаусс (до 15 000 гаусс). Хотя
количество используемого таким образом материала и невелико, однако умень-
шение размеров и веса приборов, которое Достигается при применении этого
сплава, является существенным техническим усовершенствованием.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ, ЛЕГИРОВАННЫЕ ДРУГИМИ
ЭЛЕМЕНТАМИ
Наиболее подробные исследования железо-кобальтовых сплавов, леги-
рованных другими элементами были проведены Элменом и другими сотруд-
никами лаборатории фирмы Белл. Исследователи изучали влияние несколь-
ких процентов каждого из более чем десяти элементов на электросопротивле-
ние и магнитные свойства сплавов, содержащих приблизительно равные коли-
чества железа и кобальта. Наиболее полно были исследованы сплавы системы
железо—кобальт—ванадий. Результаты некоторых работ о строении железо-
кобальтовых сплавов, содержащих молибден, вольфрам, титан и другие эле-
менты, будут приведены при описании материалов для постоянных магни-
тов (см. гл. IX).
На фиг. 219 приведены значения электросопротивления легированных
некоторыми элементами сплавов, содержащих равные количества железа
и кобальта, после отжига при температуре 1000° С. Для большинства образ-
цов не было известно, преобладает ли а- или 7-фаза. Электросопротивление
возрастает тем круче, чем выше валентность легирующего элемента (содер-
жание указано в вес. %).
Электросопротивление сплавов, содержащих молибден и вольфрам, сначала
возрастает, а затем уменьшается при содержании легирующего элемента,
равном 0,5—1%, что указывает на переход сплава из гомогенного состояния
в гетерогенное.
Индукция насыщения этих сплавов была измерена с относительно невысо-
кой точностью. Все добавляемые элементы уменьшают магнитное насыщение,
которое в пределах точности измерений является линейной функцией состава
сплава. Приближенные значения Bs для сплавов, содержащих 2% легирую-
щего элемента, приведены в табл. 26.
Сплавы железо—кобальт—ванадий. Эти сплавы, с практической точки
зрения, являются наиболее важными тройными сплавами железа и кобальта,
характеризующимися высокой проницаемостью. Они исследованы более под-
робно, чем другие сплавы. Данные о диаграмме фазового равновесия были
опубликованы Кестером и Лангом [1043]. В некоторых отношениях эти дан-
ные не согласуются с неопубликованными данными Грейнера и Эллиса, при-
веденными на псевдобинарной диаграмме для сплавов, содержащих равные
количества железа и кобальта (фиг. 220). В последующих работах было уста-
новлено, что температура упорядочения, равная для железо-кобальтового спла-
ва 725° С, слегка понижается при добавлении ванадия. При этом рентгеногра-
фическим исследованием равновесных сплавов показано, что растворимость
11 Р. Бозорт
162
ГЛАВА VI
Таблица 26
Приближенные значения Bs для сплавов Fe—Со, содержащих 2% легирующего
элемента (при равных количествах Fe и Со)
Легирующий элемент гаусс Легирующий элемент гаусс
Без легирующего эле- Ti * 23 300
мента •24 000 Nb* . . 23 200
W 23 700 V . 23 000
Мп 23 500 Сг* 21600
Ni 23 500 С* 21 600
Мо 23 400
* Значения получены экстраполяцией.
ванадия в неупорядоченной a-фазе и в упорядоченной а'-фазе, характеризую-
щейся объемноцентрированной кубической решеткой, имеет наибольшую
величину при температуре упорядочения или при температурах, близких к ней.
Фиг. 219. Влияние различных легирующих элементов
на электросопротивление железо-кобальтового сплава,
содержащего равные количества Fe и Со.
Несбит (неопубликованная работа) рентгенографическим путем установил,
что сплавы, содержащие 50% Со и 8% V, после холодной обработки не содер-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ
163
Фиг. 220. Квазибинарная диаграмма
фазового равновесия сплавов системы
Fe—Со—V, содержащих равные количе-
ства Fe и Со.
/—данные Грейнера и Эллиса; 2—данные Кестера
и Ланга; 3—температура упорядочения а-фазы.
жат у-фазы при комнатной температуре. Это указывает на то, что граница
между областями а'- и а'4-7-фазы сдвигается вправо при температурах ниже
500° С.
Результаты исследований Несбита указывают на желательность дальней-
шего изучения растворимости в этой системе.
Сплавы, содержащие ванадий, технологически проще, чем двойные сплавы,
содержащие 30—80% Со. Уайт и Валь [622] взяли патент на поддающийся
холодной обработке сплав, содержа-
щий 1,5—4% V и приблизительно
равные количества железа и кобальта.
Сплав, содержащий 2% V, получил
широкое распространение. Слитки
обжимаются при 1000—1200° С и вто-
рично нагреваются, когда темпера-
тура становится ниже 1000° С—тем-
пературы а-7-превращения. Мате-
риал подвергается горячей прокатке
на листы толщиной около 2,5 мм, за-
тем отжигается в течение небольшого
промежутка времени при температуре
850—1000° С и закаливается в холод-
ной соленой воде. Далее листы под-
вергаются холодной прокатке до лю-
бой желательной толщины и после
штамповки отжигаются в течение часа
при 850° С. Скорость охлаждения от
температуры 850° С не должна быть
ни слишком большой, ни слишком
малой.
Описанный процесс можно объ-
яснить, пользуясь приведенной на
фиг. 220 диаграммой, составленной
Грейнером и Эллисом. После холод-
ной прокатки и отжига 2-процентный
сплав имеет структуру упорядочен-
ной а'-фазы при условии, что охлаж-
дение сплава производилось доста-
точно быстро, чтобы избежать выде-
ления у-фазы. Таким образом, а'-фаза,
повидимому, стабильна только в уз-
ком интервале температур, приблизи-
тельно 650—700° С. Очевидно, охлаж-
дение ниже 700° С должно быть до-
статочно медленным для получения упорядоченной структуры, но не на-
столько медленным, чтобы допустить выделение у-фазы.
Существование температуры превращения из упорядоченного состояния
в неупорядоченное вблизи 700° С подтверждается кривыми, полученными
Ашвортом (фиг. 221). Эти кривые показывают влияние температуры на про-
ницаемость -(при /7—0,12 эрстед) сплава, содержащего 49% Со. Величина,
проницаемости совершенно нормально возрастает от значений проницаемост»
для холоднокатанного материала (точка 1) до максимума и затем падает до нуля
в точке Кюри. При охлаждении от точки Кюри, равной 810° С (точка 2), кри-
вая при температуре около 700° С отклоняется от обычного хода и проходит
через второй максимум (точка 5). При повторном нагревании от комнатной
температуры (точки 4, 5, 6, и 7) критическая точка снова отчетливо заметна.
Очевидно, упорядочение в этих сплавах имеет место при температурах • 700—L
11*
.ш
ГЛАВА VI
730° С и увеличивает их проницаемость в слабых полях. На фиг. 222 показаны
значения проницаемости (fi0 и рт) и коэрцитивной силы (Яс) в зависимости
от количества кобальта в сплавах, содержащих 2% V. Скорость охлаждения
Фиг. 221. Зависимость проницаемости
на частном цикле 2У-пермендюра от тем-
рературы. Видно превращение из упоря-
доченного состояния в неупорядочен-
ное при температуре около 720° С.
Напряженность поля Яд, равная 0,12 эр-
стед, меняется с частотой 500 гц.
Л—нагревание; В—охлаждение; С—образец
после холодной прокатки.
Фиг. 222. Некоторые магнитные свой-
ства железо-кобальтовых сплавов, содер-
жащих 2% V, после нагревания до 850—
860° С с последующим охлаждением вме-
сте с печью или закалкой с этой темпе-
ратуры.
/—начальная проницаемость ио', 2—макси-
мальная проницаемость р.щ образца, охлаж-
денного вместе с печью; 3—р.щ образца после
закалки; 4—коэрцити ная сила Нс>
с температуры отжига (850° С) мало влияет на максимальную проницаемость,
как это видно из кривых на фиг. 222, которые обнаруживают отчетливый ма-
ксимум при 50% Со. Оптимальная температура отжига (850° С) установлена
Фиг. 223. Влияние температуры от-
жига на магнитные свойства 2У-пермен-
дюра.
<7/1—^максимальная проницаемость цт после
«быстрого охлаждения; 2—р.т после медленного
«охлаждения; 3—коэрцитивная сила Нс после
• <т быстрого охлаждения.
Фиг. 224. Характерные кривые нор-
мальной проницаемости и проницае-
мости на частном цикле для 2У-пермен-
дюра (49% Fe, 49% Со, 2% V).
Напряженность поля Ят= 0,04 эрстед ме-
няется с частотой 1000 гц. Наивысшее зна-
чение pm равно 6800, наинизшее—3000.
на. основании данных, приведенных на фиг. 223. Очевидно, эта температура
является оптимальной потому, что выделение 7-фазы начинается при несколько
более высоких температурах. В результате отжига при температуре 1000° С
сроДства образцов ухудшаются, в особенности если образцы охлаждаются
быстро,-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ
165
Фиг. 225. Типичные петли гистерезиса
2У-пермендюра.
только величина нормальной проницае-
По мере добавления ванадия к двойному сплаву железа и кобальта маг-
нитные свойства сплава непрерывно ухудшаются. Добавление 2% V к сплаву,
содержащему равные количества железа и кобальта, вызывает следующие
изменения наиболее важных магнитных свойств (при возможной точности
измерений): уменьшается на 25%, —на 50%, Нс возрастает на 10%,
Bs уменьшается на 4% (до 23 000 гаусс). Электросопротивление и предел
упругости немного увеличиваются. Выбор сплава, содержащего 2% V, в каче-
стве промышленного материала, известного под названием 2У-пермендюр,
является компромиссом, так как
при увеличении количества вана-
дия в сплаве, с одной стороны, по-
степенно ухудшаются его магнит-
ные свойства, а с другой—облег-
чается изготовление сплава, улуч-
шаются механические свойства и
повышается электросопротивление.
Для телефонных мембран, где
главным образом применяется этот
сплав, необходим материал с вы-
сокой нормальной проницаемо-
стью, большим значением прира-
щения проницаемости при высоких
индукциях и с соответствующими
механическими свойствами. Ха-
рактерные значения проницаемо-
сти 2У-пермендюра приводятся
на фиг. 224, а на фиг. 225—петли
гистерезиса. Для материалов, ко-
торые используются в обычных
электромагнитах, имеет значение
мости при высоких индукциях. В этом отношении 2У-пермендюр хуже, чей
двойной сплав, что, однако, компенсируется его лучшими технологическими
свойствами.
Другие железо-кобальтовые сплавы. Кестер и его сотрудники, изучая
дисперсионно-твердеющие сплавы для постоянных магнитов, исследовал»
также некоторые тройные сплавы железа, кобальта и третьего элемента. При-
близительные диаграммы фазового равновесия, охватывающие сплавы всех
исследованных составов, были опубликованы для систем, содержащих хром;
[593, 802], молибден [591, 595], вольфрам [592, 595], тантал [1132], марга-
нец [658, 802] и сурьму [1120]. Части диаграмм фазового равновесия были
составлены для сплавов с бериллием [1133] и алюминием [657]. Слитки весом:
в 1 кг выплавлялись в высокочастотной печи из исходных материалов, содер-
жащих менее 0,05% С, часто с добавлением 0,5% Мп. Затем снимались кривые
нагревания и охлаждения и отмечались критические точки. Использовались
также результаты микроисследования шлифов и в некоторых случаях данные
дилатометрических измерений и измерения электросопротивления.
Диаграмма фазового равновесия системы железо —кобальт —молибден
[591, 595] приведена на фиг. 226. На диаграмме показаны границы между
фазовыми областями, определенные при 20° С и при 1300° С.
Эта диаграмма приводится в качестве примера диаграмм фазового рав-
новесия для ряда тройных сплавов, полученных указанным выше методом.
Тип диаграммы для всех этих сплавов одинаков; в сплавах присутствуют
а-, 7-, 0- и s-фазы, хотя последняя на фиг. 226 не показана. Области а, в
и а Ч-у-J- в имеют длинную и узкую форму. При повышении температуры
а+т + О' и а-области сдвигаются влево (см. пунктирные линии), а а-область
может совсем исчезнуть.
166
ГЛАВА VI
После закалки сплавов с 1100° С и отпуска при различных температурах
до 800° С измерялась их твердость по Бринелю, магнитное насыщение, оста’
точная индукция и коэрцитивная сила. Эти сплавы подробно рассматриваются
при обсуждении материалов для постоянных магнитов.
Для системы железо—кобалып—хром была составлена диаграмма фазо-
вого равновесия [593]. Для а-сплавов были измерены кривые изменения
электросопротивления с температурой [802]. Для нескольких сплавов были
определены твердость по Бринелю, Br, Bs и Hs в зависимости от характера
Фиг. 226. Диаграмма фазового равновесия сплавов системы
Fe—Со—Мо при 20 и 1300° С.
Границы фазовых областей: 2—при 20°С; 2—при 1300°С.
термообработки. В сплаве с 50% Со a-фаза при комнатной температуре содер-
жит около 1 % Сг.
Масумото [7281 измерял тепловое расширение сплавов, содержащих до
20% Сг, и установил, что минимальное тепловое расширение имеет сплав,
содержащий 9% Сг и 37% Fe. Этот сплав он назвал нержавеющим инваром
вследствие его высокой коррозионной устойчивости. Масумото опубликовал
также кривые индукции и магнитострикции в зависимости от напряженности
поля. Магнитострикция составляет 6-10"® при /7=1400 эрстед.
Стенлей и Йенсен [1507, 1582] вводили хром в сплав железа с 35% Со,
имеющий высокое насыщение, и получили пластичный материал, который
можно прокатывать на тонкие листы. Этот материал после отжига имеет высо-
кую проницаемость при высокой индукции. Используется он для тех же целей,
что и ванадиевый пермендюр. Состав этого сплава, который называется гиперко,
следующий: 35% Со, 0,5% Сг, остальное Fe. Гиперко выплавляется из очень
чистого технического железа и такого же кобальта, к которым добавляется
0,1% С (для улучшения ковкости). Раскисление сплава производится кремнием
и титаном. Слитки прокатывают в горячем состоянии; полученные полосы
закаливают с 910° С и прокатывают в холодном состоянии до толщины 0,62 мм.
СПЛАВЫ- ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ
167
В лабораторных условиях изготовляются полосы толщиной 0,025 мм. Листы
отжигают при температуре 875—925° С. Температура отжига должна быть
ниже температуры фазового превращения (950° С). Во время отжига умень-
шается содержание углерода (желательно, чтобы содержание углерода не пре-
вышало 0,005%).
Были получены образцы со следующими свойствами (Вт—15 000 гаусс):
Bs = 24 000 гаусс,
f»0 — 650,
10000,
/7с = 0,63 эрстед,
Br = 11 500 гаусс,
р = 20 мком-см.
Фиг. 227. Петли гистерезиса сплава гиперко (64% Fe,
35% Со, 0,5 Сг).
/—Втп=15 000 гаусс, Но=0,63 эрстед, эрг/см^, 2—Вт=
= 10 000 гаусс, Нс—0,56 эрстед, W7i=1640 эрг/см^', З—Вщ—
=20 000 гаусс, #$=0,65 эрстед, W7i=3320 эрг!см^.
Петли гистерезиса для сплава гиперко показаны на фиг. 227. При изме-
нении напряженности поля от Н = 10 эрстед до //=400 эрстед проницае-
мость меняется от 1800 до 61.
Ниже приводятся данные, характеризующие структуру, физические
и магнитные свойства железо-кобальтовых сплавов, содержащих некоторые
элементы.
Алюминий. Эдвардс [1260] рентгенографически исследовал сплавы,
содержащие менее 50 атомн. % А1 и закаленные с температуры 800° С. Боль-
шая область однофазных а-сплавов, имеющих объемноцентрированную куби-
ческую решетку, простирается от чистого Fe до 70% Со и до 30% А1 и вклю-
чает соединение СоА1 (31,4% А1). В фазах Fe3Al, FeAl , CoAl и FeCo, как
указывалось выше, наблюдается сверхструктура. В двухфазной области
между а-сплавами и имеющими гранецентрированную решетку 7-сплавами
(включая чистый кобальт) появляется новая фаза—а'-фаза с кубической
гранецентрированной решеткой. Кестер [657] определил точки Кюри и пришел
к заключению, что их значения резко падают при добавлении алюминия.
Сплав становится немагнитным при комнатной температуре приблизи-
тельно при 20% А1 в железо-алюминиевой системе и при 27% А1 в кобальт-
алюминиевой.
168
ГЛАВА VI
Сурьма. Геллер [1120] составил диаграмму фазового равновесия при
20° С сплавов Fe—Со—Sb на основании данных термического и дилатоме-
трического анализа и микроисследования, а также построил поверхности
ликвидус и солидус. Никаких данных о точках Кюри и о магнитных свой-
ствах не опубликовано.
Бериллий. Диаграмма фазового равновесия для сплавов с бериллием [1133]
составлена до соединений СоВе и FeBe2. Магнитное насыщение и значение
точки Кюри быстро уменьшается при добавлении бериллия. Например, зна-
чение Bs в сплаве с 25% Со уменьшается с 20 000 до 13 000 гаусс при увели-
чении содержания бериллия от 0 до 4%. Для сплавов, закаленных с 1100° С,
и в сплавах, закаленных и отпущенных при температурах 700—800° С, зна-
чения Ва немного отличаются от упомянутых выше.
Марганец. Сплавы, содержащие марганец, также были исследованы Ке-
стером [6581. Он определил границы между фазовыми а-, -у- и 7-, s-областями
(гексагональная фаза) и значения электросопротивления [802] для сплавов,
содержащих до 50% Мп. Для определения периода решетки и уточнения
положения границ между областями использовался рентгенографический метод.
В работах Кестера приведены также значения некоторых магнитных свойств,
включая точку Кюри. Уайт и Валь [622] установили, что добавление несколь-
ких процентов марганца к двойному сплаву, содержащему 50% Со, подобно
добавлению ванадия, способствует обрабатываемости этого сплава в холод-
ном состоянии.
Тантал. Диаграмма фазового равновесия тройного сплава с танталом
подобна диаграмме сплавов системы железо — кобальт — молибден. Согласно-
работам Кестера и Беккера [1132], вершина угла треугольной а+ ? +fl-
области, соответствующая наименьшему количеству тантала, расположена
вблизи 22% Fe. Никаких специфических данных о магнитных свойствах
в указанной работе не приводится.
Вольфрам. Система, содержащая вольфрам [592, 595], также подобна
системе железо — кобальт — молибден. Границы между фазовыми областями
и коноды проведены при температурах 20 и 1300° С. Вершина угла а-1-7 4-в-
области, соответствующая малому содержанию вольфрама, приходится на
сплав с 38% Со.
В указанных работах приводятся некоторые дацные о твердости, элек-
тросопротивлении, плотности, Bs, Вг и Нс этих сплавов. Измерения Bs, Вг,
Нс, плотности, проводимости, твердости и модуля упругости были прове-
дены Роджерсом [669] для 20 сплавов. Результаты его работ, так же как
и результаты работ Кестера, рассматриваются специально при изучении
постоянных магнитов и дисперсионного твердения. В табл. 92 (приложение
IV) приводятся наиболее известные железо-кобальтовые сплавы.
ГЛАВА VII
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА,
ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
Кроме сплавов железа с кремнием, никелем и кобальтом в настоящее время
не существует других двойных сплавов на основе железа с высокими значе-
ниями проницаемости и имеющих большое техническое значение. Попытки
промышленного использования железо-алюминиевых сплавов не дали поло-
жительных результатовх). Железо-углеродистые сплавы раньше имели важное
значение для постоянных магнитов, и некоторые сложные сплавы на этой
основе используются до сих пор (см. гл. IX).
В настоящей главе дается краткое описание хорошо известных двойных
систем, рассматриваются фазовое состояние, структура, физические и магнит-
ные свойства, а также даются рекомендации для дальнейших исследований.
В общем случае точка Кюри и намагниченность насыщения железа пони-
жаются при добавлении другого элемента, но ванадий повышает точку Кюри
примерно на 45° С. Выделение второй фазы происходит почти всегда, когда
добавлено достаточное количество легирующего элемента. Часто бывает
важно знать, при каком составе сплава имеет место выделение второй фазы
и как изменяется этот предельный состав с изменением температуры. Выде-
ляющаяся фаза главным образом является немагнитной, но некоторые хими-
ческие соединения и упорядоченные фазы известны как ферромагнитные,
например:
Fe3Al Fe2Ce
Fe2B Fe3P
FeBe2 FeS
FeBe6 FeSn2
Систематическое изучение изменений точки Кюри и магнитного насыще-
ния в зависимости от состава было произведено Фалло [858] для большого
числа сплавов. Обширный обзор магнитных свойств железных сплавов был
опубликован Ауверсом [842]. Гаутон [1327, 1407] составил библиографию
статей по диаграммам фазового равновесия.
Железо—алюминий. Магнитные свойства этих сплавов исследовались
еще в 1900 г. Барреттом и др. [42], которые изучали три сплава с содержа-
нием алюминия до 5,5%. Исследование сплавов производилось с целью выяс-
нения возможности использования их для сердечников трансформаторов,
но предпочтение было отдано железо-кремнистым сплавам, очевидно, в силу
более низкой их стоимости и благодаря лучшим технологическим свойствам.
Более поздние исследования показали, что, несмотря на определенные
преимущества—более высокие пластичность и электросопротивление,—техно-
логические недостатки железо-алюминиевых сплавов ограничивают их про-
мышленное использование в производстве трансформаторного материала.
Когда горячий металл находится на воздухе, происходит интенсивное обра-
!) В последнее время появились сообщения [Journ. Appl. Phys., 25, 307 (1954)], что
сплавы Fe—Al (16% Al) приобрели промышленное значение как материалы с высокой
проницаемостью.—Прим. ред.
170
ГЛАВА VII
зование оксидной алюминиевой пленки; частицы окиси алюминия, обладая
высокой твердостью, вызывают преждевременный износ металлообрабаты-
вающих инструментов, используемых для обработки трансформаторного
материала. Ограниченное применение этих сплавов может иметь место в том
случае, когда сплавы выплавляются в контролируемой атмосфере и отжи-
гаются уже после того, как пластическая обработка (холодная прокатка или
волочение) в основном завершена.
Оксидная пленка, образующаяся на горячем металле, в известной мере
предохраняет его от дальнейшего окисления [627]; железо-алюминиевые сплавы
Содержание алюминия, атомн. °/о
Содержание алюминия, °/о
О и г. 228. Диаграмма фазо-
вого равновесия сплавов желе-
зо-алюминий.
Пунктиром показаны линии маг-
нитного превращения неупорядо-
ченных (/) и упорядоченных (2)
сплавов.
используются как материал с высоким сопро-
тивлением и для изготовления электронагрева-
тельных элементов, причем обычно к ним добав-
ляется некоторое количество хрома.
Диаграмма фазового равновесия системы
железо—алюминий (фиг. 228) показывает, что
7-область замыкается возле 1,0% А1. Точка
Кюри снижается по мере добавления алюми-
ния, и сплавы, содержащие более 16—18% А1,
становятся немагнитными при комнатной тем-
пературе. Установлено, что точка Кюри сни-
жается до 0° К при содержании алюминия
около 19—20%.
В области твердого раствора (0—32% А1)
образуется два типа упорядоченных фаз: Fe3Al
и FeAl (13,9 и 32,6 вес. % А1). Как видно из
фиг. 229, в структуре фазы Fe3Al атомы алю-
миния не располагаются непосредственно рядом
друг с другом. Они занимают, чередуясь с же-
лезными атомами, центры малых кубов, соот-
ветствующих элементарной ячейке чистого же-
леза (объемноцентрированный куб). Восемь
таких малых кубов составляют элементарную
ячейку структуры Fe3Al. В структуре FeAl
центры каждого из этих малых кубов заняты
атомами алюминия, так что плоскости (100) по-
переменно заняты или атомами железа, или ато-
мами алюминия. При этом каждый атом алю-
миния окружен восемью атомами железа; на несколько большем расстоянии от
него расположено шесть атомов алюминия. Бредли и Джей [566] исследовали
изменение расположения атомов в зависимости от состава.для медленно охла-
жденных и закаленных сплавов. Их данные приведены в подписи к фиг. 229.
Прежде всего упорядочение обнаруживается в медленно охлажденных образ-
цах сплава, содержащего 10 вес. % А1 (примерно 18 атомн. %), и, как видно
из фиг. 230, сопровождается слабо заметной зависимостью периода решетки
от скорости охлаждения. Упорядоченная структура FeAl в сплаве, содер-
жащем 50 атомн. % А1, отмечается даже после закалки от 1000° С. В других
сплавах, близких к этому составу, также не наблюдалось беспорядочного
расположения атомов.
Диаграмма фазового равновесия на фиг. 228 взята из работы Бредли
и Тейлора [1002] и основана на более ранней диаграмме Агеева и Вер [444],
рентгенографических исследованиях Бредли и Джея [566] и исследовании
фазовых превращений, выполненном Сайксом и Эвансом [750, 828].
Влияние алюминия в тройной системе Fe—Al—С подобно влиянию
кремния, т. е. алюминий также способствует графитизации. Диаграмма Fe—
Al—С предложена Морралом [732]. Некоторые данные о магнитных свойствах
тройных сплавов приведены в работе Леберга и Шмидта [1057].
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
171
На фиг. 231 приведены значения плотности, подсчитанные из данных
рентгеноструктурного анализа Бредли и Джея и хорошо согласующиеся
с результатами непосредственных определений Сайкса и Бемпфилда [751].
Термическое расширение, согласно измерениям Шульце [373], очень слабо
1—атомы алюминия; 2—атомы железа; 3—атомы железа
в FegAl и атомы алюминия в FeAl.
Расположение атомов алюминия определяется следующей
таблицей:
Термическая обработка Содержание алюминия, атомн. % Положение атомов алюминия
0-18 Беспорядочно в /, 2,3
18-25 Преимущественно в /
Медленное охлажде-' 25 Почти все в 1
ние 25-38 Большинство в 1, некото-
рые в 3
38-50 В 1 и 3 поровну
50 В 1 и 3 полностью
Закалка от 600—700°С Г 0-25 Беспорядочно в 1, 2, 3
25 — 50 В 1 и 3 поровну
возрастает при увеличении содержания алюминия (фиг. 232). Сайкс и Эванс
[750, 828] обнаружили слабо выраженную аномалию в термическом расши-
рении сплавов вблизи состава FesAl при температурах между 500 и 600° С.
Авторы объяснили этот эффект процессом упорядочения, который происходит
при температурах, лежащих около 550° С.
Электрическое сопротивление резко возрастает с увеличением содержа-
ния алюминия (фиг. 233) и при содержании алюминия 12% и выше зависит
от скорости охлаждения [750, 828, 1431], что связано с процессами упорядо-
чения. Температурный коэффициент электросопротивления [176] резко сни-
жается с увеличением содержания алюминия.
Механические свойства важны в связи с возможным промышленным
использованием сплавов. Йенсен и Гатворд [173], измерявшие предел проч-
ности и другие свойства, показали, что добавление алюминия к железу при-
172
ГЛАВА VII
водит к повышению прочности, пропорциональному содержанию алюминия,
и не увеличивает хрупкость, по крайней мере, в сплавах, содержащих до 6%
А1, если содержание углерода и других примесей достаточно мало (фиг. 234).
Содержание алюминия°/а
Фиг. 230. Период решетки железо-алюми-
ниевых сплавов в отожженном состоянии (/)
и в состоянии закалки от 700° С (2).
Фиг. 231. Значения плотности железо-алюми-
ниевых сплавов, рассчитанные по рентгеновским
данным.
/—после отжига; 2—после закалки.
Фиг. 232. Термическое рас-
ширение железо-алюминиевых
сплавов.
/—стлав с 0,5% А1; 2—сплав с 7,6%.
А1; 3—сплав с 10,5% А1; 4—сплав с
11,8% А1; 5—сплав с 12,2% А1.
Отсутствие повышения хрупкости при увеличении содержания алюминия
противоположно влиянию кремния, который приводит к сильному возра-
станию хрупкости при содержании выше 4,5%. Сайкс и Бемпфилд [751] уста-
Фиг. 233. Электросопротивление и температурный коэф-
фициент электросопротивления железо-алюминиевых спла-
вов.
1—электросопротивление после закалки от -700°С; 2—темпера-
турный коэффициент сопротивления после медленного охлаж-
дения (скорость 30° Св 1 час.); 3—температурный коэффициент со-
противления (Р).
Фиг. 234. Механические свойства железо-алюминие-
вых сплавов.
/—уменьшение поперечного сечения; 2—удлинение; 3—предел
прочности; 4—предел упругости.
174
ГЛАВА VII
новили, что железо-алюминиевые сплавы поддаются холодной деформации
при содержании до 5% А1; сплавы, содержащие до 16% А1, могут подвер-
гаться горячей деформации. После определенной термической обработки
можно протянуть в проволоку сплавы, содержащие 12% А1.
Магнитное насыщение при комнатной температуре, согласно данным
Фалло [858], сначала линейно уменьшается с повышением содержания алю-
миния, затем обнаруживает некоторое незакономерное изменение вблизи
состава Fe3Al и, наконец, падает до нуля при 18% А1 (фиг. 235). Подобный
Фиг. 235. Индукция насыщения при 20° С (Bs)
к число магнетонов Бора при 0° К (и0) для же-
лезо-алюминиевых сплавов.
же ход имеет и кривая числа
магнетонов Бора п0, которое
получено из величины намагни-
ченности насыщения путем экс-
траполяции к 0° К. Верхняя пун-
ктирная линия на фиг. 235 пока-
зывает изменение и0, которое
следовало ожидать, если бы алю-
миний при введении в сплав дей-
ствовал просто как разбави-
тель, не изменяя магнитного
момента атома железа. На фиг.
235 видно, что магнитный мо-
мент атома железа начинает за-
метно изменяться только тогда,
когда становится возможным
упор ядочение, соответствующее
структуре Fe3Al. Саксмит [1166]
нашел, что в некоторых спла-
вах и0 имеет различные значе-
ния для отожженного и для за-
каленного состояний. Это разли-
чие для сплава, содержащего
12% А1, составляет примерна
3%, причем для закаленного
(неупорядоченного) состояния
магнитный момент на атом имеет
большую величину, чем для
упорядоченного состояния.
В 1902 г. Барретт и др. опубликовали измерения проницаемости и гисте-
резисные кривые образцов, содержащих 2,25 и 5,5% А1. Они нашли, что при
2,25% А1 сплав имеет преимущества по сравнению с лучшим из известных
в то время железо-кремнистых сплавов. Эти результаты, а также результаты
более поздних исследований приведены в табл. 27. Однако широкое практи-
ческое применение получили не алюминиевые, а кремнистые сплавы. Это»
отчасти объясняется тем, что кремний примерно в 17 раз дешевле алюминия.
Гораздо более высокие значения максимальной проницаемости и более
низкие потери на гистерезис были получены в исследовании Йенсена и Гат-
ворда [173]. Важным результатом этой работы явился вывод, что в сплавах,
содержащих 1—6% А1, магнитные свойства незначительно ухудшаются с уве-
личением содержания алюминия, тогда как электросопротивление заметно'
возрастает, а эффекты старения, характерные для технического железа, пра-
ктически устраняются. Результаты работы Гумлиха [176] показывают, что р.о,
так же как и постепенно снижается с увеличением количества алюминия.
Это, вероятно, связано с высокой магнитострикцией сплавов.
В исследованиях, проведенных в лаборатории фирмы Белл [1189], было
найдено, что путем холодной прокатки или протяжки можно достичь анизо-
тропии свойств. Это приводит к существенному увеличению йроницаемости
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
175
Таблица 27
Некоторые свойства железо-алюминиевых сплавов, полученные разными исследователями
Автор ♦ и способ эбработки V-m эрстед р. при В= = 10 000 гаусс И при В= = 14 000 гаусс Литера- тура
Барретт, Браун и (1902) Хадфильд 6 000 1,0 1700 1000 [49
Гумлих (1918) . - 6 000 0,8 3 000 1200 [176]
Йенсен и Гатворд (1917): отжиг при 1100° С 20 000 0,4 1000 (2 000) [173]
Бозорт, Вильямс (1940): отжиг при 1000 ° и Моррис С** ... 25 000 0,3 21 000 12 000 [1189,
отжиг при 1330 ° С 20 000 0,08 300 600 1314]
* В скобках после фамилий авторов указан год, к которому относится работа.
♦♦ Измерения на образце, имеющем форму стержня в направлении протяжки.
при высоких значениях индукции по сравнению с данными предшествовавших
работ. Указанная особенность, а также высокая пластичность и отсутствие
старения дают возможность использовг
магнитной аппаратуре (например, для
намагничивания образцов, выре-
занных из прутка или листа, хо-
лодно деформированных с обжа-
тием 70% и затем отожженных
при 1000° С. Для листа проницае-
мость имеет большую величину в
направлении прокатки и под углом
90° к этому направлению. Следо-
вательно, образец в виде квадрат-
ной рамки, стороны которой па-
раллельны указанным направле-
ниям, должен характеризоваться
высоким значением проницаемости.
В различных участках кольцевого
образца магнитный поток имеет все
направления по отношению к на-
правлению прокатки, поэтому сред-
няя проницаемость такого образ-
ца много ниже, как видно из
фиг. 236, и приблизительно сов-
падает с данными, полученными
ть рассматриваемые сплавы в электро-
реле). На фиг. 236 приведены кривые
Фиг. 236. Кривые намагничивания образ-
цов сплава с 3,5% А1, текстурованных за
счет холодной деформации и отжига при 1000°С
в течение 1 часа.
Образцы вырезаны из прутка или листа,
/—образец в виде стержня (Нс=0,30 эрстед);
2—образец в виде квадратной рамки (Нс=0,40
эрстед); 5—образец в виде кольца, вырезанный^ из
листа (Нс=0,35 эрстед).
для горячекатанного листа.
На фиг. 237 даны кривые проницаемости тех же образцов. Некоторые
характерные свойства образцов, изготовленных из слитка весом 100 кг, при-
ведены в табл. 28.
Влияние кристаллической текстуры сильнее всего проявляется после
отжига холоднодеформированного материала при 1200° С; при увеличении
температуры отжига эффект уменьшается. О кристаллической текстуре можно
судить по измерениям крутящего момента, действующего на образец, имеющий
176
ГЛАВА VII
Таблица 28
Характерные свойства горячекатанных н холоди окатанных железо-алюминиевых сплавов
Форма образца и обработка pL ПрИ 3= = 14 000 гаусс нс. эрстед Wh при Вт= =10 000 гаусс, эрг [см*
Горячекатанный лист, отожженный при 1000° С 13000 1600 0,4
Холоднокатанный лист *, отож- женный при 1000°С 14 000 5000 0,4 1200
Холоднотянутый стержень *, отожженный при 1000° С . . . 16000 7000 0,4 800
Холоднотянутый стержень *, отожженный при 1330° С . . . 20 000 600 0,1 350
* Измерения производились вдоль направления деформации.
форму диска, в магнитном поле 2000 эрстед. После холодной прокатки
(до отжига) направление легкого намагничивания составляет угол 45° с напра-
влением прокатки, как это видно из положения наиболее крутой части нис-
падающей ветви кривой на фиг. 238. Отжиг при 600—1400° С изменяет напра-
вление легкого намагничивания, а именно: оно составляет углы 0 и 90° с напра-
влением прокатки. В обоих этих направлениях намагничивание идет при-
близительно с одинаковой «легкостью», что подтверждается сравнением значе-
ний крутящего момента, которые соответствуют этим углам. Влияние темпе-
ратуры отжига определялось измерениями крутящего момента под углом 20°
Фиг. 237. Проницаемость образцов сплава с 3,5%
А1, текстурованных за счет холодной деформации и
отжига при 1100° С в течение 1 часа.
/—стержень диаметром 6,4 jkjk; 2—кольцо толщиной
2,7 мм; 5—квадратная рамка толщиной 2,7 мм.
к направлению прокатки после отжига в течение 1 часа при различных темпе-
ратурах от 600 до 1400° С. Судя по результатам измерений, приведенным
на фиг. 239, текстура возрастает до максимума и затем стремится к нулю,
когда температура отжига приближается к температуре плавления. Текстура
может быть также почти полностью нарушена путем отжига в течение- не-
скольких часов при 1300° С.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
177
механической и термической обработок.
/—холодная прокатка; 2—холодная прокатка и отжиг при
1000° С; 3—горячая прокатка и отжиг при 1000° С.
По оси абсцисс отложен угол между направлением поля и на-
правлением прокатки.
и начальной проницаемостей, коэрцитивной силы и остаточной индукции
изменяются с изменением скорости охлаждения, особенно в сплавах, содер.
жащих 14—16% А1. Наивыёшие значения
проницаемости были получены в сплаве,
содержащем около 16% А1, который по-
лучил название алыгерм. После прокатки
и закалки этого материала от температуры
600° С он характеризуется следующими
свойствоми: = 55 000, р0 = 3100, Нс =
= 0,04 эрстед, Вг = 2100 гаусс, Wh —
= 41 эрг/см3 (для Вт = 3000 гаусс). Отно-
сящийся к той же группе сплав альфер,
содержащий 13% А1, имеет высокую маг-
нитострикцию (гл. XIII).
Железо — сурьма. Подобно системе
Fe —As, эта система имеет замкнутую f-
область, распространяющуюся примерно
до 2% Sb. Эвтектика, содержащая фазу
FeSb (е), образуется при температуре 1000° С
и содержит 50% Sb. При этой темпера-
туре в твердом растворе находится 8—
10% Sb; при комнатной температуре рас-
творимость сурьмы в железе уменьшает-
ся до 6 — 7%. Химическое соединение
FeSb имеет структуру, подобную Fe As [862].
12 р. Бозорт
Фиг. 239. Крутящий момент на
единицу объема диска из сплава, со-
держащего 4,1% А1, в однородном
магнитном поле.
Магнитная анизотропия с увеличением
температуры отжига сначала возрастает,
затем уменьшается.'
178
ГЛАВА VII
Точка Кюри, повидимому, не изменяется с содержанием сурьмы как в
области твердого раствора, так и в двухфазной а-ре-области.
Согласно старой работе Вейсса [35], магнитная индукция, измеренная
в поле 500 эрстед, падает от 1000 гаусс при 50% Sb до 10 гаусс при 60%
Sb; следовательно, фаза FeSb (68% Sb) может рассматриваться как немаг-
нитная.
Бургесс и Астон [86], а также Даль и др. [774] измеряли потери в
листовом материале, содержащем 1% Sb. Потери на гистерезис оказались
значительно больше, чем для железа, так же как и общие потери, хотя
1400
Жидкая фаза
1300
1000\
600 -
§.1200
I
Й 1100
0001-
OL
Содержание мышьяка, атомн %
,„„0 10 20 30 40 50
1600--------1------1------11----------г-
1535°
1500
OL + Жидк.
Жидк.+ Fe2As
FeAs
a + Fe,As z FeAs
1 1г , N I
10 20 30 40 50 60
Содержание мышьяка, °/o
Фиг. 240. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов железо—мышьяк.
1030°-^
Жидк. + РеЛ$>
1004*
Жидк.+l;
919г
введение сурьмы приводит к уве-
личению электросопротивления.
Электросопротивление сплава, со-
держащего 1% Sb, составляет около
20 мком • см, после отжига при 1000°С
коэрцитивная сила Нс — 4 эрстед
[86].
Железо—мышьяк. Эта система
имеет замкнутую 7-область, прости-
рающуюся до 1,5% As (фиг. 240).
Эвтектика, включающая фазу Fe2As,
содержит 30—31% As и плавится
при 827° С. При этой температуре
растворимость мышьяка составляет
7 или 8%; надежных данных о тем-
пературном изменении растворимо-
сти нет. Точка Кюри существенным
образом не понижается при добав-
лении мышьяка и, повидимому, не
изменяется вплоть до состава, соот-
ветствующего соединению Fe2As (40 %
As). Это соединение имеет тетраго-
нальную кристаллическую решетку
[395]; о его ферромагнитности све-
дений нет. Соединение FeAs содер-
жит около 57% As и имеет ромби-
ческую структуру.
Сплавы, содержащие приблизи-
тельно до 3% As, могут подвергаться
горячей деформации, но при количестве мышьяка, превышающем 1,5%, сплав
становится хрупким уже при комнатной температуре [1311. Предел прочности
возрастает от 30 до 43 кг!мм? при 2,5% As и затем снижается. Листы с содер-
жанием мышьяка до 3,5% изготовлялись Далем и др. [774] путем отжига
листов железа (толщиной 0,36 мм), на которые наносился порошкообразный
мышьяк. Отжиг производился сначала при 500° С, чтобы закрепить мышьяк
700 L
Fe
на поверхности, после чего листы отжигались в течение нескольких часов
при более высокой температуре (например, 4 часа при 1100° С) для вырав-
нивания состава по сечению за счет диффузии.
Электросопротивление возрастает с содержанием мышьяка [774] и при
4% As оно составляет 40 мком-см (фиг. 241).
Относительно индукции насыщения сплавов железа с мышьяком данных
нет. На фиг. 242 показано изменение индукции в зависимости от содержания
мышьяка при различных значениях напряженности поля (300, 100, 50,
25, 10, 5 эрстед) по определениям Даля и др. [774]. Начальный подъем
кривых может быть связан с повышением температуры а-7-превращения
(за счет увеличения содержания мышьяка) или с раскисляющим действием
мышьяка.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
179
Бургесс и Астон [98] еще в 1910 г. обнаружили, что мышьяк благотворно
влияет на величину потерь на гистерезис. Лидгенс [131] обнаружил, что
при увеличении содержания мышьяка до 3,5% происходит небольшое увели-
чение максимальной проницаемости и уменьшение коэрцитивной силы, и под-
твердил снижение потерь на
гистерезис, которые, однако,
по его данным, были всего
лишь на 25% ниже, чем для
железа (при Нт=300 эрстед).
Общие потери (в листе толщи-
ной 0,36 мм для Вт=10000
гаусс, f=50 гц), согласно
Фиг. 241. Электросопротив-
ление железо-мышьяковистых
сплавов.
Фиг. 242. Магнитная индукция железо-мышьяко-
вистых сплавов при различных значениях напряжен-
ности поля.
результатам Даля и др., приведенным на фиг. 243, уменьшаются почти
в 2 раза при содержании в железе 1—3,5% As. Для этих сплавов потери
имеют примерно ту же величину, что и в сплаве железа с 3—4% Si.
Железо—бериллий. Система в области содержания бериллия примерно*
до 25% (фиг. 244) была исследована Вефером и Мюллером [498]. Эвтектика»
содержащая 9% Be и образующаяся
при 1155° С, состоит из соединения 2fli---------------------------
FeBe2 (24,4% Be) и твердого раствора
бериллия в a-железе. Максимальная 1,8-----------------------------
растворимость бериллия в а-железе
при 1155° С составляет 6,5%; при
понижении температуры растворимость
уменьшается и составляет при комнат-
ной температуре всего 1 или 2%.
Максимальная растворимость берил-
лия в ^-железе равна 0,5%. Точка
Кюри резко снижается до 650° С при
2% Be, после чего остается неизмен-
ной в двухфазной области a-|-FeBe2.
Соединение FeBe2 имеет гексаго-
g «6
О Q5 10 (5 2Р 85 80 Й
Содержание мышьяка, °/q
нальную структуру типа MgZn2 и яв-
ляется ферромагнитным ниже 520° С
[814], обладая сильной магнитной ани-
зотропией. Другое соединение, FeBe6
(44,7% Be), имеет кубическую струк-
Ф и г. 243. Общие потери в железо-
мышьяковистых сплавах при Вт=10 000»
гаусс, частоте f=50 гц и толщине листан
0,36 мм.
туру и является ферромагнитным при температурах жидкого воздуха. Рент-
геновский анализ этих двух соединений произведен Мишем [814].
Сплавы с содержанием бериллия до 4% могут коваться при температу-
рах 900—1000° С и имеют крупное зерно. Размер зерна может быть уменьшен
12*
180
ГЛАВА VII
введением никеля 1877]. Мазйнг [360] и Кролль [401] обнаружили эффект
упрочнения сплавов, содержащих более 2% Be. Бериллий является энергич-
Температура, °C
Ф и г. 244. Диаграмма фазового равновесия
сплавов железо—бериллий.
ным десульфуратором железа.
Сельесетер и Роджерс [614]
наблюдали некоторое магнитное
твердение в сплаве, содержащем
1,4% Be, и значительное твердение
в сплавах, содержащих 2,8 и 5,2%
Be (после закалки и наклепа Нс
для этих сплавов соответственно
равно 42 и 63 эрстед).
Ауверс [381] измерил магнит-
ные свойства некоторых сплавов с
содержанием бериллия до 4% пос-
ле отжига в течение часа в водо-
роде и медленного охлаждения с
печью. Его результаты, приведен-
ные в табл. 29, показывают, что
при увеличении количества берил-
лия проницаемость определенным
образом снижается. Коэрцитивная
сила резко возрастает при концент-
рации бериллия, равной примерно
4%, что соответствует пределу
растворимости при температуре от-
жига. Кролль также обнаружил
уменьшение проницаемости; кроме
того, он нашел линейное увели-
чение электросопротивления до
57 мком-см при 2,4% Be..
Железо—бор. Согласно диаг-
рамме фазового равновесия (фиг.
245), построенной Вефером и Мюл-
лером [499], соединение Fe2B и т-фа-
за образуют эвтектику, содержа-
щую 3,8% В и плавящуюся при
1174° С. Как в 7-железе, так и в a-железе бор имеет весьма небольшую раст-
воримость, которая составляет приблизительно 0,15% при эвтектической
Таблица 29
Некоторые магнитные свойства железо-бериллиевых сплавов*
Содержание Be,% В для высоких Н, гаусс Нт НС, эрстед вг. гаусс р. МКОМ - см
0,5 16 400 2600 1,6 8500 19
1 12 000 1200 2,5 5700 49
1,5 14 200 1000 2,5 5300 46
2,0 17 800 900 4,8 7800 48
3,0 10 800 540 4,3 4700 65
4,0 13 300 230 23,3 7600 54
* По данным Ауверса [381]»
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА. ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
181
температуре, 0,1% при температуре, лежащей чуть выше точки а-у-превра-
щения, и 0,15%—ниже этой точки. При малых содержаниях бора темпера-
тура а-?-превращения несколько повышается (от 910 до 915°С). Точка Кюри
изменяется весьма слабо и затем остается постоянной до соединения, содер-
жащего 8,9% В (FeaB). Сплавы, содержащие до 15% В, известны как
ферромагнитные 1123]. Магнитный характер соединения FeB (16,2% В) не
установлен, но если это соединение и ферромагнитно, то при комнатной
температуре оно лишь слабо магнитно.
Фиг. 245. Диаграмма фазовЪго равновесия сплавов железо—бор.
Бине дю Жассоне [123] установил, что соединение Fe2B ферромагнитно,.
Вейсс и Форрер [434] измерили намагниченность насыщения при комнатной
температуре и при температурах ниже комнатной; путем экстраполяции они
определили, что число магнетонов Бора на атом железа составляет 1,91.
Намагниченность на 1 г составляет 165 при 0° К и 160 при комнатной тем-
пературе в поле 17 000 эрстед.
Йенсен [162] нашел, что при введении бора в малых количествах магнит-
ная мягкость железа вначале несколько возрастает, причем наибольшая про-
ницаемость получается, когда в железе присутствуют следы бора. Этот эффект
связан с действием бора как раскислителя. Увеличение содержания бора
до 0,05% и более приводит к определенному повышению коэрцитивной силы
и потерь на гистерезис; при 0,5% В Нс возрастает до 2 эрстед (вместо 0,3).
При наибольшем исследованном содержании бора, равном 0,45%, электро-
сопротивление достигает 12,2 мком-см\ предел прочности и удлинение при
растяжении после отжига при 1100° С имеют примерно ту же величину,
что и для нелегированного железа.
Железо—церий. Как температура a-f-превращения, так и точка Кюри
повышаются приблизительно на 20° при добавлении 10—12% Се (предел
растворимости церия в железе при этих температурах) и затем остаются по-
стоянными до содержания 50% Се. При более высоких содержаниях церия
образуется соединение Fe2Ce (56% Се), точка Кюри которого, согласно Фоге-
182
ГЛАВА VII
лю [172], составляет 116° С (фиг. 246). Однако Кларк и др. [1351] нашли, что
сплавы, содержащие свыше 85% Се, имеют точку Кюри 2° С, а сплавы с
80% Се—точку Кюри 2Q2° С. Фогель нашел, что сплавы ферромагнитны вплоть
до 100% Се; однако Ла Бланшете [1430] указывает, что церий высокой чи-
стоты не является ферромагнетиком, но его магнитные свойства сильно изме-
няются в присутствии малых количеств железа (0,01%).
Fe Ю 20 30 40 50 60 70 80 90 Се
Содержание церия, %
Фиг. 246. Диаграмма фазового равновесия сплавов железо—церий.
Железо—хром. Хром используется в различных железных сплавах с угле-
родом или без углерода с целью улучшения механических свойств и увели-
чения сопротивляемости окислению и коррозии при атмосферных и более
высоких температурах. Хромистые стали используются для изготовления
инструмента, а также в тех случаях, когда большое значение имеет коррозион-
ная стойкость (например, сталь 18-8). В присутствии углерода хром улучшает
качество постоянных магнитов, а в отсутствие углерода увеличивает прони-
цаемость сплавов с большим содержанием никеля.
Двойные железо-хромистые безуглеродистые сплавы не нашли какого-либо
применения как специальные магнитные материалы. Однако эта система имеет
некоторые необычные и интересные особенности. При комнатной температуре
эти сплавы ферромагнитны до 70% Сг.
Диаграмма фазового равновесия, уточненная Куком и Джонсом [1352],
показывает, что 7-область, имеющая своеобразную форму (фиг. 247), замы-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
183
Содержание храма, атомн °/о
гоооО 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
1800
1600
™0
ti 1200
1000
В
с:
кается при 12% Сг в безуглеродистых сплавах и при 23% в сплавах, содер-
жащих 0,25% С. Сплавы, содержащие большее количество хрома, образуют
непрерывный ряд твердых растворов, если охлаждение от 900° С совершалось
с достаточной скоростью. При очень медленном охлаждении возникает хруп-
кая a-фаза неизвестной структуры1), ста-
бильная вблизи концентрации 50% Сг,
в области, указанной на диаграмме.
Точка Кюри при добавлении хрома сна-
чала немного повышается, затем посте-
пенно падает до 0° С при 70% Сг и, со-
гласно Адкоку 1504], по крайней мере,
до —200° С при 80% Сг; о-фаза не являет-
ся ферромагнитной.
Введение хрома приводит к умень-
шению пластичности, однако сплавы
остаются способными к горячей ковке
. до 60—70% Сг, а в некоторой степени
и до более высоких содержаний хрома.
Упрочнение обусловлено получением
мартенситной структуры в сплавах, со-
держащих углерод; в сплаве с 13% Сг
и 0,4% С термической обработкой до-
стигается предел прочности, равный
175 кг!мм2.
По данным рентгеновских измере-
ний, хром нелинейным образом увели*
чивает период решетки железа, что отражается на зависимости плотности от
состава [426, 504, 540] (фиг. 248). Данные о термическом расширении и тепло-
проводности различных промышленных сплавов приведены в работе [1342].
800
600
400
гоо
о
гоо
Fe 10 20 30 40 50 60 70 80 90 Сг
Содержание хрома, °/о
Фиг. 247. Диаграмма фазового рав-
новесия сплавов железо—хром.
Фиг. 248. Плотность (&) и период решетки (d1Oo) железо-хроми-
стых сплавов.
Электросопротивление возрастает с увеличением концентрации хрома
(фиг. 249) и проходит через максимум (53 м ком -см) около 60% Сг [504].
Магнитное насыщение хромистых сплавов при комнатной температуре
определялось Штеблейном [426] и Фалло [858]. Полученные ими результаты
приведены на фиг. 250. Насыщение при 0° К было вычислено Фалло. Найден-
ные им значения, выраженные в числах магнетонов Бора на атом, приве-
дены на той же фигуре в зависимости от концентрации хрома в атомных про-
*) По последним данным, a-фаза имеет строение р-урана.—"Прим. ред.
184
ГЛАВА VII
центах. Хром, повидимому, уменьшает атомный момент несколько в большей
степени, чем в том случае, если бы он действовал только как разбавитель.
Измерения Уэбба [554] показывают, что проницаемость железа пони-
жается наиболее интенсивно при увеличении содержания хрома приблизи-
тельно до 10%. Дальнейшее увеличение
концентрации хрома вызывает незна-
чительный рост проницаемости до
слабо выраженного максимума около
Фиг. 250. Индукция насыщения при 20° С
(Bs) и число магнетонов Бора (л0) железо-
хромистых сплавов.
Фиг. 249. Электросопротивление
железо-хромистых сплавов.
20% Сг [460, 554]. Фишер [460] связывает этот максимум с низкой магнито-
стрикцией сплавов такого состава. Значения индукции при различной напря-
женности поля показаны на фиг. 251 [554].
Железо—медь. Эти сплавы характеризуются ограниченной растворимостью
компонентов в твердом состоянии даже в области температур 833—1094° С,
когда оба компонента имеют гранецен-
трированную кубическую решетку. До
сих пор остается спорным вопрос, суще-
ствует ли полная растворимость ком-
Содержание меди, агпомн. %
Fe Ю 20 30 40 50 60 70 80 SO Си
Содержание меди, °/о
Фиг. 252. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов железо—медь.
Фиг. 251. Магнитная индукция железо-
хромистых сплавов при различных значениях
напряженности поля.
понентов в жидком состоянии. В течение долгого времени на диаграмме
(фиг. 252) наносилась область, где стабильны две несмешивающиеся жидкости,
но в двух работах последнего времени [888, 1038] установлено, что компонент^
не смешиваются только в присутствии углерода; если же содержание углерода
ниже 0,02%, то имеет место полная растворимость.
Максимальная растворимость меди в железе составляет около 10% при
температуре 1477° С. Сплав этого состава интересен в том отношении, что
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
185
он частично расплавляется при нагревании до 1094° С, затем становится снова
совершенно твердым выше 1400° С; при дальнейшем нагревании сплав полно-
стью .переходит в жидкое состояние при температуре около 1500° С. Раство-
римость меди в железе в твердом состоянии понижается с понижением темпе-
ратуры, меняясь скачком при температуре а-т-превращения и снова посте-
пенно уменьшаясь при дальнейшем понижении температуры. При 600° С
согласно Нортону [816], растворимость меди составляет 0,3%. Растворимость
железа в меди уменьшается от 4% при температуре 1094° С до 0,1 % при 600° С.
При комнатной температуре
растворимость железа в ме-
ди ничтожна.
Точка Кюри железа при
добавлении меди снижается
примерно на 10° С при кон-
центрации, близкой к преде-
лу растворимости меди в же-
лезе; при дальнейшем увели-
чении содержания меди точ-
ка Кюри остается неизмен-
ной вплоть до концентрации
99,5%. Вопрос о магнетизме
меди, содержащей следы же-
леза, обсуждается ниже.
Фиг. 253. Период решетки железо-медных
сплавов.
На фиг. 253 показано изменение периода решетки в зависимости от
концентрации для твердых растворов меди в железе [816] и железа
в меди [1343].
В обоих случаях при добавлении второго компонента происходит увели-
чение периода решетки твердого раствора. Плотность железа при добавлении
более тяжелых атомов меди уменьшается незначительно, тогда как плотность
меди существенно уменьшается при добавлении железа. Можно ожидать,
что закаленные сплавы с большим содержанием меди будут иметь меньшую
плотность, чем те же сплавы, но медленно охлажденные. В двухфазной области
теоретически рассчитанное изменение плотности в зависимости от концен-
трации представляется в виде прямой линии; экспериментальных данных
в литературе нет. Коэффициент термического расширения сплавов имеет про-
межуточное значение между коэффициентами термического расширения чистых
металлов (меди и железа). Коэффициент термического расширения линейно
возрастает в интервале 20—800° С; согласно измерениям Симпсона и Банни-
стера [905], произведенным при 800° С, относительное удлинение при этой
температуре составляет 0,013.
Электросопротивление сплавов заметно меняется в зависимости от терми-
ческой обработки. Электросопротивление сплава с 50% Си, наиболее полно
изученного Шумахером и Сауденом [906], изменяется более чем в 2 раза. Как
и следовало ожидать, образец после закалки имеет более высокое сопроти-
вление, чем после наклепа и старения. На фиг. 254 показано изменение электро-
сопротивления ряда железо-медных сплавов после медленного охлажде-
ния [142].
Все сплавы системы медь—железо при определенных условиях мо-
гут подвергаться как горячей, так и холодной пластической деформации.
Предел прочности сплава, содержащего 50% Си, может быть повышен до
140 кг!мм2 путем наклепа или закалкой и старением [905, 906]. Дисперси-
онное твердение изучалось в сплавах, содержащих 5% Си [478] и 2,4%
Си [1200].
Индукция насыщения медленно охлажденных сплавов, измерявшаяся
Куссманном и Шарновым [400], изменяется почти линейно с изменением
состава и доходит до нуля при 100% Си. Незначительное отклонение от линей-
186
ГЛАВА VII
ности имеет место только для узкой области малых содержаний меди, где
сплавы представляют собой твердые растворы (фиг. 255).
Намагниченность сплавов, содержащих малые количества железа, имеет
большое значение при исследовании растворимости железа в меди при низких
температурах. Эти измерения с успехом были проведены Тамманом и Ольсе-
ном [494]. Сплавы, содержащие до 5% Fe, отжигались в течение нескольких
часов при различных температурах, после чего измерялась намагниченность
на 1 г в сильном поле (8300 эрстед). Зависимость а от концентрации для
данной температуры отжига представляется прямой линией (фиг. 256). Точка
пересечения этой прямой с осью абсцисс соответствует предельной раство-
римости железа при данной температуре при условии, что температура отжига
достаточно высока, чтобы в сплаве установилось равновесие путем диффузии.
Фиг. 254. Электросопротивление железо-
медных сплавов после медленного охлаждения
в зависимости от состава (1) и значения со-
противления сплава с 50% Си после закал-
ки (2), наклепа (3) и старения (4).
Ф’и г. 255. Индукция насыщения
железо-медных сплавов при комнатной
температуре.
Намагниченность холоднодеформированных сплавов изменяется подобным же
образом (пунктирная линия на фиг. 256), но пересечение с осью абсцисс про-
исходит в точке, очень близкой к нулю. Это показывает, что под действием
деформации все оставшееся незначительное количество железа уходит из
твердого раствора. Наличие железа подтверждается появлением слабого
ферромагнетизма. Описанное явление, имеющее большое значение при опре-
делении диамагнитной восприимчивости меди, исследовано Константом и др.
[1353]. Оно учитывалось в работе Биттера и Кауфмана, применявших описан-
ный метод [1104]. Дриго и Пиццо [1618] предполагают, что в этом случае
примеси железа ведут себя как однодоменные частицы.
В 1909 г. Бургесс и Астон опубликовали кривые намагничивания сплавов,
содержащих от 0 до 7% Си. Они нашли, что проницаемость понижается при
больших содержаниях меди, причем понижение происходит особенно резко
при увеличении содержания меди выше 4%. При 1—2% Си проницаемость
уменьшается в 2 -раза, а коэрцитивная сила в 2 раза увеличивается. Это явле-
ние подробно исследовано Куссманном и Шарновым [400], которые связали
повышение коэрцитивной силы с повышением твердости и с изменением ра-
створимости. Изменение коэрцитивной силы и твердости (по Роквеллу В) в зави-
симости от состава сплавов после медленного охлаждения от 800° С показано
на фиг. 257. Обе кривые идут вверх при переходе через предел растворимости.
Твердость быстро достигает своего максимального значения,тогда как кривая
изменения Нс имеет широкий максимум при содержании меди около 50%.
Куссманн и Шарнов приходят к выводу, что возрастание Нс связано не только
с одновременным выделением двух фаз, но и с различием коэффициентов тер-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
187
мического расширения обеих составляющих структуры. Позднее Кестер [479]
высказал предположение, что изменение Нс в зависимости от состава сплава
и термической обработки определяется как коэффициентами расширения, так
и величиной частиц. Недавние иссле-
дования подтвердили, что величина
частиц может влиять на коэрцитив-
ную силу.
Железо—гадолиний. Об исследо-
ваниях этой системы сведений в ли-
тературе нет. Поскольку гадолиний
является ферромагнетиком при тем-
пературе ниже 16° С, то любой из его
сплавов с железом может быть ферро-
магнитным. Соединение Fe2Gd имеет
кубическую структуру типа MgCu2
11397].
Железо—германий. Предваритель-
ное исследование диаграммы фазово-
го равновесия [1228] показало, что
в этой системе сплавов при темпера-
туре 1125° С образуется эвтектика.
Она состоит из железа и соедине-
ния Fe2Ge и соответствует 35% Ge.
Область ^-фазы, как сообщалось [437],
совершенно замкнута. Граница 7-фа-
зы соответствует, повидимому, все-
го лишь нескольким процентам гер-
мания [1228]. Предел растворимо-
сти германия в железе в твердом
Содержание железа, %
Фиг. 256. Намагниченность на 1 а (а при
Я=8300 эрстед ) для железо-медных спла-
вов, богатых медью, после отжига при тем-
пературах 1070, 930 и 805° С, а также после
холодной деформации (пунктирная линия) и
после холодной деформации и отжига в те-
чение 12 час. при 250—600° С (верхняя
кривая).
Пересечение линий с осью абсцисс показывает
количество железа, удерживаемого в твердом
растворе при данной температуре.
состоянии не определен, но, пови-
димому, можно сказать, что величина растворимости значительно меньше
35%. Данные относительно точек Кюри в литературе отсутствуют.
Джаффи и др. [1464] приготови-
ли трансформаторный лист толщиной
0,36 мм из сплава, содержащего 2,1% Si
и 0,5% Ge, и сравнили его с образцами
кремнистого сплава (2,1% Si). Добавле-
ние германия привело к некоторому
улучшению свойств материала после
отжига при 900° С; так, коэрцитивная
сила кремнисто-германиевого сплава
составляет 0,65 эрстед (для Вт=
= 10000 гаусс) по сравнению с 0,82 эр-
стед для кремнистого сплава. После
отжига при 1200° С различие в значе-
ниях Нс практически исчезает.
Железо—водород. Изменение раство-
римости водорода в железе в зависи-
мости от температуры уже иллюстри-
ровалось фиг. 24. Количество абсорби-
рованного водорода возрастает с повы-
шением температуры. Измерения про-
изводились при 0° С и давлении 1 атм.
Фиг. 257. Коэрцитивная сила Нс и
твердость по Роквеллу В для железо-
медных сплавов, богатых железом.
В точке а-т-перехода и при температуре плавления происходит скачкооб-
разное увеличение растворимости (так, в точке плавления растворимость
увеличивается в 2 раза), в точке 7-8-перехода растворимость несколько
188
ГЛАВА VII
падает. Растворимость пропорциональна величине давления в степени х/2.
Присутствие нескольких процентов никеля существенно увеличивает раство-
римость. Обзор этих данных был сделан Дешменом 11615].
Железо—марганец. Эти сплавы стали использоваться более 100 лет назад,
но до сих пор их структура не вполне ясна. В 1888 г. Хадфилд сообщил о заме-
чательных свойствах углеродсодержащих марганцевых сплавов (около
12%Мп, 1,2% С), обладающих большим сопротивлением истиранию. Сплавы,
не содержащие углерода, не нашли практического применения.
Двойная система, содержащая марганец, подобна системе железо—никель
в том отношении, что область 7-фазы расширяется и доходит до низких тем-
Содержание марганца, %
Фиг. 258. Диаграмма фазового
равновесия железо-марганцови-
стых сплавов.
ператур, а превращения сильно замедля-
ются. На фиг. 258 показана часть диаграм-
мы по данным Трояно и Мак-Гуира 11389].
До настоящего времени неясно, является ли
е-фаза (гексагональная компактная структура,
Фиг. 259.
а—температура а-у-превращения при охлаждении (/)
и нагревании (2) железо-марганцовистых сплавов.
б—индукция насыщения железо-марганцовистых
сплавов.
с/а=1,61) стабильной [862, 1389]. Эта фаза образуется при различных усло-
виях и способствует твердению сплавов, содержащих 10—25% Мп.
Как 7-, так и s-фаза не обладают ферромагнитными свойствами. У многих
сплавов температура потери ферромагнитных свойств определяется темпера-
турой, при которой a-фаза переходит в 7- или е-фазу. В сплавах а-области
точка Кюри снижается на 10—15° С на каждый процент марганца. Точка Кюри1)
сплавов, охлажденных довольно медленно и поэтому содержащих а- и 7-фазы
в неизвестных соотношениях, приведены на фиг. 259 по данным Гумлиха [176].
Сплавы, содержащие более 16% Мп, немагнитны.
Сплавы на железной основе, содержащие до 40% (или несколько более)
Мп, являются ковкими; при содержании марганца приблизительно до 30%
сплавы могут подвергаться как холодной (после ковки), так и горячей про-
катке [1340, 1454]. При содержании марганца более 70% сплавы становятся
очень хрупкими.
Плотность, термическое расширение и электросопротивление исследова-
лись многими авторами. Однако эти свойства столь сильно зависят от терми-
ческой обработки, что трудно дать сводку результатов. Практический смысл
х) Фактически речь идет не только о точках Кюри, а также и о температурах алло-
тропического а-у-превращения. —Прим. ред.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
189
этих результатов невелик. Однако значения периода решетки точно опреде-
лены и могут быть использованы для подсчета плотностей, если известно
количественное соотношение фаз. Шмидт [427] измерил период решетки спла-
вов, содержащих от 0 до 100% Мп. При этом исследовании он впервые обнару-
жил существование е-фазы. Наличие е-фазы было также независимо устано-
влено работами Ишивара [472].
Вальтере с сотрудниками- [839] также измерил период решетки, электро-
сопротивление и термическое расширение в зависимости от температуры.
Результаты изучения структуры, механических и других физических свойств
были опубликованы в ряде статей [1340]. Межплоскостные расстояния в ре-
шетках а-, 7- и е-фаз увеличиваются с увеличением содержания марганца.
Электросопротивление медленно охлажденных сплавов быстро растет с уве-
личением содержания марганца до 50 мком-см при 10% Мп [176], после
чего рост замедляется. Превращение а-у сопровождается возрастанием электро-
сопротивления и уменьшением объема.
Магнитное насыщение при комнатной температуре измерялось Гумли-
хом [176]; полученные им данные приведены на фиг. 259. Содержание угле-
рода в сплавах составляло около 0,1%, измерения проводились на медленно
охлажденных образцах. Резкое изменение хода кривой при 7% Мп, вероятно,
связано с а-у-превращением. Содержание 14% Мп является практическим
пределом ферромагнитности.
Насыщение при 0° К подсчитано Садроном [611] для,трех сплавов, содер-
жащих менее 4% Мп. В этой области концентраций, где имеется наверно
только ферритная a-фаза, магнитный момент на атом изменяется слабо,
причем марганец, повидимому, ведет себя как разбавитель. При более высо-
ких содержаниях марганца магнитный момент падает гораздо быстрее, однако
это, повидимому, связано с присутствием немагнитной у- или е-фазы.
В сплавах, содержащих около 0,1% С, как Гумлих, так и Хадфилд [308]
наблюдали, что при увеличении содержания марганца коэрцитивная сила
возрастает сначала медленно, затем более быстро в связи с твердением сплавов
за счет образования новых фаз. Проницаемость соответственно снижается при
добавлении марганца; по данным Гумлиха, уменьшается от 3400 до 1000 при
введении 2% Мп. Высокие значения коэрцитивной силы имеют место в спла-
вах, содержащих значительные количества углерода (см. гл. IX).
Железо—ртуть. Железо обладает столь малой растворимостью в ртути,
что предел растворимости указать затруднительно. Однако уже исследования,
выполненные десятки лет назад, установили, что амальгамы способны к на-
магничиванию и имеют высокую коэрцитивную силу (370 эрстед [34] для
амальгамы, содержащей 2,3% Fe). В настоящее время считают, что так назы-
ваемые амальгамы представляют собой коллоидные растворы железа в ртути.
Иногда частицы железа имеют столь малые размеры, что способны фильтро-
ваться через кожу; в одном случае было найдено, что содержание железа
в таком коллоидном растворе составляло 0,0014%. Из более концентриро-
ванных смесей можно выделить частицы твердого железа путем воздействия
сильного неоднородного поля.
Бейтс и Иллслей [931] измерили магнитную восприимчивость такого рода
амальгам, приготовленных электроосаждением железа на ртути и содержащих
0,001—0,02% Fe. Восприимчивость оказалась пропорциональной концен-
трации железа, за исключением области очень малых концентраций, и близкой
к значениям, которые можно было ожидать, если предполагать, что намагни-
ченность насыщения железа равна ее обычной величине. Измерения производи-
лись в поле напряженностью до 7100 эрстед, наибольшая величина объемной
восприимчивости составляла около 30-10-®.
Высокая коэрцитивная сила амальгам может быть связана с малой вели-
чиной железных частиц и имеет то же происхождение, что и коэрцитивная
сила промышленных постоянных магнитов, получаемых прессованием тонких
190
ГЛАВА VII
железных частиц. Действительно, первые такие магниты были получены
Дином и Девисом [1258] путем электролиза железа на ртути и последующего
отделения частиц железа от ртути. Была достигнута коэрцитивная сила
500 эрстед} эта работа рассматривается в гл. IX. Антик и Кубышкина [687]
впервые исследовали намагничивание и
Содержание молибдена, атомн. °/о
1700*
1600
1500
1400
1300
^1200
I
ё иоо
I
1000
900
800
700
600
10 20 30 40 50 60
Содержание молибдена, °/о
гистерезис жидкой железной амаль-
гамы. Они нашли, что мелкие же-
лезные частицы ведут себя как от-
дельные домены и имеют высокую
коэрцитивную силу, поскольку иск-
лючены процессы движения границ
между доменами (см. гл. XVIII).
Из этой работы можно заключить,
что коэрцитивная сила равна
Фиг. 261. Значения максимальной
проницаемости железо-молибденовых
сплавов после отжига при температуре
1000° С в течение 1 часа в атмосфере
водорода с охлаждением в печи.
1—охлаждение без наложения магнитного'
поля; 2—охлаждение в магнитном поле, на-
ложенном при 600° С.
Фиг. 260. Диаграмма фазового равновесия
сплавов железо—молибден.
напряженности поля, необходимой для
насыщения в направлении трудного
намагничивания, а именно составляет
около 500 эрстед.
Железо—молибден. Часть диаграммы фазового равновесия по Греггу
[580] показана на фиг. 260. Область 7-фазы замыкается при 2,7% Мо. Раство-
римость молибдена в a-железе возрастает от 5% при комнатной температуре
до 35—40% при температуре эвтектики (1440° С). Точка Кюри снижается
от 770 до 760° С в области твердого раствора (которая при этой температуре
распространяется до 8% Мо) и затем остается постоянной до концентрации,
соответствующей соединению Fe3Mo2. Это соединение (53% Мо) немагнитно-
и имеет тригональную структуру [331].
Период решетки феррита слабо возрастает с добавлением молибдена [1348].
Электросопротивление также медленно возрастает и для сплава, содержащего
10% Мо, составляет 40 мком-см.
Измерения Такея и Мураками [432] показали, что насыщение слабо-
снижается при введении молибдена. При 8% Мо оно составляет 20 000 гаусс.
При 18%Мо величина намагниченности насыщения зависит от скорости охлажде-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА» ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
191
1800
400
Ее
16OO
800
600
& 1400
^1200
§юоо
Диаграмма фазового равновесия
10 20 30 40 50 60
Содержание ниобия, °/о
Фиг. 262.
сплавов железо—ниобий.
и Янус [777] в одном из этих сплавов
ния (как и следует ожидать, исходя из диаграммы равновесия) и изменяется
от 11 500 до 17 000 гаусс. Подобная зависимость от скорости охлаждения
имеет место и при более высоких содержаниях молибдена; при содержании
молибдена около 50% насыщение падает до нуля.
Проницаемость сплавов a-области, отожженных в течение 1 часа при
1000° С, возрастает при увеличении содержания молибдена до 4,5%, а затем
быстро падает, как показано на фиг. 261, взятой из неопубликованных данных
Вильямса и Бозорта. Начиная примерно от той же критической концентрации,
соответствующей пределу раство-
римости при низких температурах,
коэрцитивная сила быстро возра-
стает. В сплаве с 23% МоСелье-
сетер и Роджерс [614] наблюдали
коэрцитивную силу свыше 200 эр-
стед (см. фиг. 36). Меськин и Со-
мин [889] в железо-молибденовых
сплавах получили коэрцитивную
силу 300 эрстед1). Анизотропия
магнитных свойств в сплавах, со-
держащих менее 5% Мо, может
быть достигнута путем холодной
прокатки и отжига. При этом
направление легкого намагничи-
вания, соответствующее особой
ориентации кристаллитов в мате-
риале, устанавливается параллель-
но направлению деформации; про-
ницаемость в этом направлении
при высоких значениях индукции
существенно больше, чем в горя-
чекатанном материале.
Железо — неодим. Дрожжина
наблюдали коэрцитивную силу 4600 эрстед (для 7 = 0). Фазовое состояние
сплава не было определено, но можно предполагать, что одна из фаз пред-
ставляла собой железо или твердый раствор неодима в железе. О составе
сплава и магнитном насыщении нельзя сказать ничего определенного ввиду
того, что изложение работы дано очень кратко. Высокое значение коэрци-
тивной силы дает основания предполагать, что одна из фаз сплава присут-
ствует в мелкодисперсном состоянии.
Железо — ниобий. При введении 4% Nb температура а-7-превращения
повышается от 900 до 965°С. Область 7-фазы ограничена, и максимальная
растворимость ниобия в 7-железе составляет около 2% при температуре
1220° С. При более высоких содержаниях ниобия выделяется е-фаза, Fe3Nb2
(53% Nb). Область S-фазы расширяется так, что при температуре эвтекти-
ческого превращения (1350°С) S-фаза содержит 12% Nb. Точка Кюри замет-
ным образом не меняется в области твердого раствора и остается постоян-
ной в двухфазной а + е-области, которая распространяется при этой темпе-
ратуре от 2 до 47% Nb. На фиг. 262 дана диаграмма Эггерса и Петера
[1025], которая в некоторых деталях для сплавов, богатых железом, уточ-
нена Гендерсом и Гаррисоном [1123].
При содержании ниобия, большем 0,5%, наблюдалось дисперсионное
твердение [1339]. В сплаве с 1,9%Nb, закаленном с 1100°С и отпущенном
при 600 650°С, твердость по Роквеллу С превышает 25 единиц, а предел
т) Этот результат был получен в работе О. Н. Альтгаузен и Б. Г. Лившица [Каче-
ственная сталь, 4, 50 (1934)] и цитируется в работе [889].—Прим. ред.
192
ГЛАВА VII
ползучести при 500° С достигает почти 35 кг/мм2. Необычно высокое сопро-
тивление ползучести наблюдалось Паркером [1225] в сплаве с 3% Nb.
Упрочнение, как можно заключить на основании диаграммы фазового рав-
новесия, имеет двойственную природу: оно обусловлено как j-a-превраще-
нием, так и изменением растворимости ниобия в a-железе. Еще более
высокие значения твердости получаются при добавлении углерода. Кроме
определений точек Кюри, данных относительно магнитных свойств в лите-
ратуре нет.
Железо — азот. Среди сплавов, богатых железом, рентгенографически
обнаружены соединения Fe4N (5,9% N), FesN (7,7% N) и Fe2N (11,1% N), из
которых соединение Fe4N известно как’ фер-
1 2 3 4 5 6 7 3
Содержание азота, %
Фиг. 263. Диаграмма фазового
равновесия системы железо—азот.
ромагнетик.
Нитриды образуются при прохождении
смеси чистого водорода и аммиака над порош-
кообразным железом при различных темпе-
ратурах. Поскольку азот растворяется в же-
лезе, последнее сначала приобретает гране-
центрированную кубическую структуру с
азотом в междоузлиях (Fe4N), после чего
возникает структура, близкая к гексагональ-
ной плотноупакованной (FesN), причем азот
снова располагается в междоузлиях регуляр-
ным образом. В недавно выполненной работе
Джек [1545] подтвердил данные о располо-
жении железных атомов в нитридах, полу-
ченные другими авторами, и определил рас-
положение атомов азота в соединениях Fe4N
и Fe2N; последнее соединение имеет орто-
ромбическую структуру.
Общий характер диаграммы фазового
равновесия этой системы виден из фиг. 263,
взятой из работы Параньпе и др. [1725].
Взаимодействие Fe3N и Fe4N с другими фа-
зами еще не вполне ясно. Различные авторы
[862] приводят различные цифры предела
растворимости азота в a-железе: при тем-
пературе около 400° С —от 0,3 до 0,02%; такое расхождение, возмож-
но, объясняется различием в степени чистоты железа. Для технически
чистого железа, согласно Кестеру [480], предел растворимости при 100°С
равен 0,001%; данные Кестера представлены кривой на фиг. 38, которая
свидетельствует о быстром увеличении растворимости с повышением тем-
пературы. Согласно данным Параньпе, в чистом железе растворимость имеет
несколько меньшую величину при температуре ниже 300° С и большую —
при высоких температурах. Максимальная растворимость азота в а-железе
при температуре эвтектоидного превращения (590° С), по этим данным,
составляет 0,10%. Фазовое состояние сплавов при температурах выше точки
a-7-превращения железа практически неизвестно. Диаграмма показывает,
что азот сильно расширяет ^-область.
к* । Изменение точки Кюри железа за счет растворения азота не было уста-
новлено. Соединение FesN, согласно Крево и Гийо [1461], имеет точку
Кюри 388° С. Крево и Гийо измерили также атомный момент и наш-
ли, что он равен 2,22 магнетона Бора на атом железа, т. е. имеет ту же
величину, что и в a-железе. Индукция насыщения при комнатной темпера-
туре составляет Bt = 17500 гаусс. Измерения индукции производились при
температуре от 77° К до 85°С [1457]. (^ледует отметить, что для насыщения
необходимы особо сильные поля. Поскольку в состав сплавов, содержащих
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
193
О —8%N, входят Fe и Fe4N, сплавы в этой области концентраций являются
ферромагнитными.
Обзор термодинамических свойств и реакций железа с NHS дан Кел-
леем [962]. Практически Fe4N образуется в атмосфере NHS и Н2 при 550 —
800°С [507, 1461]. Упругость диссоциации Fe4N при 420° составляет
свыше 4000 атм.
Структура сплавов тройной системы железо —азот —углерод также
изучалась Джеком [1546].
Фиг. 264. Диаграмма фазового равновесия системы
железо—кислород.
Железо—кислород. Диаграмма фазового равновесия этой системы до
35% О дана на фиг. 264 [1527]. В равновесном состоянии при атмосферных
условиях a-железо присутствует в сплавах, содержащих менее 23% О;
магнетит образуется при содержании кислорода в пределах 23 — 30%.
Кроме этих ферромагнитных фаз, имеется метастабильный окисел 7-Fe2O3
с кубической структурой, который также является ферромагнитным, и пара-
магнитное соединение FeO (22,3% О), имеющее кубическую структуру типа
NaCl. Ромбоэдрическая модификация Fe2O3 (а), по некоторым сообщениям,
ферромагнитна, по другим — парамагнитна; Шевалье [1751] полагает, что
это соединение ферромагнитно, но имеет очень малую намагниченность
насыщения. Эту малую намагниченность насыщения Неель [1650] связывает
с присутствием следов Fe3O4, а Сноек [1734]—со структурными неоднород-
ностями.
Предел растворимости кислорода в a-железе точно не определялся; при
800° С растворимость оценивается величиной, меньшей 0,01%. Кривая
растворимости, полученная Циглером [628], дана на фиг. 38. По этим дан-
ным^ растворимость кислорода в 7-железе несколько больше, чем в а-железе,
и еще больше (0,2% или более) в жидком железе; для последнего случая
13 р, Бозорт
194
ГЛАВА VII
данные более достоверны. Ни железо, ни магнетит не дают достаточно
широкой области гомогенности (твердых растворов), чтобы заметно изме-
нилось положение точек Кюри.
Метастабильная ^-модификация Fe2O8 (30,1% О) приготовляется нагре-
ванием FegOa (27,6% О) или его гидрата в окислительной атмосфере или
дегидратацией лепидокролита (или искусственного Fe2O8-H2O). Применяются
также другие методы. Это соединение встречается в природе в виде сиде-
рака. При нагревании ^-модификация Fe2O8 необратимым образом превра-
щается в парамагнитную ромбоэдрическую модификацию (гематит), причем
температура превращения (400 — 800° С) зависит от способа получения
Фиг. 265. Кристаллическая структура
шпинели (MgAl2O4) и нормального и обрат-
ного ферритов (МО- Fe2O8):
Обозна- чение Нормальная структура Обратная структура Координа- ционное число
MgAlaOa MFe2O4 MFe2O4
1 lMg2+ 1М2+ !Fe8+ 4 (тетраэдр)
2 2А13+ 2Fe8+ 1M2+, IFeS+J 6 (октаэдр)
3 402- 402- 402-
7-Fe2O8. Вервей [837] показал, что в кубической ферромагнитной моди-
фикации атомы железа и кислорода расположены так же, как и в магне-
тите, но некоторые из узлов решетки, занятые железом в структуре Fe8O4,
в структуре T-Fe2Os остаются пустыми (фиг. 265). Точку Кюри 7-Fe2O8
принимают равной 675° С, но, повидимому, она изменяется в зависимости
от обработки.
Значения упругости диссоциации всех трех окислов очень малы: при
1100° С упругость паров кислорода меньше 10-12 мм рт. ст. для FeO,
меньше IO"8 мм рт. ст. для Fe8O4 и меньше 10-7 мм рт. ст. для Fe2O8
(гематита). Данные по диссоциации окислов в различных атмосферах при-
ведены в работе Дешмена [1615].
Магнитное насыщение искусственного магнетита измерялось [435] от
20° К до точки Кюри (578 °C). Намагниченность насыщения на 1 г (as)
составляет 92 — 93 [434, 435] при комнатной температуре, когда плотность
равна 5,25 г/см3 (Д. = 6150 гаусс). Экстраполяция до 0°К дает а0 = 98,2
[434], а число магнетонов Бора на атом железа п0 = 1,36. Изменение намаг-
ниченности с температурой характеризуется кривой, которая лежит ниже
теоретической кривой для J = х/2 (см. фиг. 428). Приблизительно такую же
величину интенсивности намагниченности природных кристаллов при ком-
натной температуре впервые получил Квитнер [95].
Магнитные моменты Fe8O4 и 7-Fe2O8 рассматривал Неель [1563], при-
меняя теорию антиферромагнетиков. Как показали Вервей и де Бур [918],
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
195
все двухвалентные ионы железа (Fe24-) в решетке Fe3O4 расположены оди-
наково (октаэдрическая позиция, см. фиг. 265), а трехвалентные ионы (Fes+)
распределены поровну между положениями двух видов (октаэдрическая и
тетраэдрическая позиции). По предположению Нееля, ионы Fe3* одного
положения расположены антипараллельно по отношению к тем же ионам
другого положения, так что их общий момент равен нулю. Один ион Fe2*
на молекулу дает 4 магнетона Бора, так что в целом структура имеет
1,33 магнетона Бора на атом железа; это близко к наблюдающейся экспери-
ментально величине момента, равной 1,36.
Если f-Fe2O3 образуется из Fe3O4 путем отделения 1/9 атомов железа,
то первоначальная элементарная ячейка, содержащая 8 молекул Fe3O4.
или Fe24O32, изменяется до Fee4/3O32, или 32/3 Fe2O3. В тетраэдрических
позициях тогда окажется 8 ионов Fe3+, и, следовательно, в антипарал-
лельных октаэдрических позициях будет находиться 40/3 ионов Fe3+. Пола-
гая на каждый ион Fe3+ 5 магнетонов Бора, получаем 5 (40/3 — 8) = 80/3
магнетонов Бора на элементарную ячейку, или 1,25 на атом железа.
Экспериментально магнитный момент получен равным 1,20 на атом [434].
Максвелл и др. [1646] измерили магнитное насыщение кубического
окисла, который по составу является промежуточным между FegO4 и Fe2O3
и имеет соотношение Fe2*/Fe3+= 0,352. Этот состав соответствует струк-
туре соединения Fe3O4 с дефицитом 0,027 железных атомов, причем эле-
ментарная ячейка содержит, согласно теории Нееля, 8 тетраэдрически
расположенных ионов Fe3*, 9,27 октаэдрически расположенных ионов Fe3*
(антипараллельных первым восьми) и 6,08 октаэдрически расположенных
ионов Fe2* (также антипараллельных первым). При этом магнитный момент
на элементарную ячейку должен равняться 30,7 магнетона Бора, или 1,31
на атом железа, что находится в точном согласии с наблюдаемой вели-
чиной (1,31).
Копп (см. [434]) и Сноек [904] нашли, что максимальное магнитное
насыщение соответствует стехиометрическому составу Fe3O4. При содер-
жании кислорода, меньшем необходимого для образования Fe3O4, вероятно,
происходит выделение FeO.
При температуре —160° С магнетит претерпевает превращение, кото-
рое сопровождается резким изменением электросопротивления, теплоемкости
и магнитных свойств. Доменикали [1616] показал, что магнитные свойства
магнетита ниже точки превращения зависят от наличия внешнего
магнитного поля во время процесса превращения. Вервей и Хайман
[1177, 1303] предположили, что при низких температурах имеет место осо-
бое электронное упорядочение относительно пространственной решетки
ионов Fe. Возможно, что тетрагональность структуры (в том смысле, как
это предположили Вервей и Хайман) связана с приложенным полем.
Вейсс и Форрер [434] наблюдали резкое уменьшение магнитного
момента при понижении температуры магнетита ниже точки превращения,
но заметили, что этот скачок величины магнитного момента приближается
к нулю, если поле, приложенное в процессе охлаждения, становится очень
сильным. В самом сильном из применявшихся полей (около 19000 эрстед)
уменьшение магнитного момента было менее 0,5%.
Проницаемость и коэрцитивная сила магнетита существенно зависят
от способа получения и величины частиц материала. Значения некоторых
характеристик твердых образцов, испытанных Герроуном [1362], лежат
в следующих пределах:
цт—максимальная проницаемость.......... 5—35
Н—напряженность поля при ............. 35—300 эрстед
Нс —коэрцитивная сила (В = 0).......... 8—100 »
Вг —остаточная индукция (Нт =1200 эрстед) 35—800 гаусс
13*
196
ГЛАВА VII
Определение зависимости коэрцитивной силы от величины частиц для
природного и искусственного магнетитов было произведено Готтшальком
[790, 1265], который установил, что коэрцитивная сила возрастает при из-
мельчении частиц (см. гл. XVIII). Результаты приведены на фиг. 266. Если
построить зависимость коэрцитивной силы от величины, обратной диаметру,
то изменение Нс будет изображаться прямой, экстраполяция которой пока-
зывает, что коэрцитивная сила крупных частиц должна составлять около
3 эрстед. Это значение несколько превышает экспериментальные данные.
Готтшальк исследовал также и другие свойства порошка магнетита.
Ферриты. Некоторые из ферритов с кубической структурой и составом
типа MOFe2O3, как было найдено, обладают полезными магнитными свой-
ствами. Они особенно выгодны для использования при высоких частотах,
поскольку их сопротивление в миллион, а иногда и более раз выше, чем
сопротивление обычных сплавов, что
приводит к уменьшению потерь на вих-
ревые токи и освобождает от необходи-
мости изготавливать детали из тонких
пластий. Намагниченность насыщения
(^5000 гаусс) ферритов много меньше,
чем намагниченность насыщения железа,
поэтому эти материалы находят при-
менение при низких индукциях, На-
чальная проницаемость чаще всего рав-
на 1000, а иногда достигает 4000.
Ферриты, используемые как маг-
нитные материалы, имеют кристалли-
ческую решетку шпинели (MgAl2O4),
представленную на фиг. 265. Ионы
Фиг. 266. Коэрцитивная сила маг-
нетита в зависимости от величины
частиц.
/—для искусственного FesO*; 2—для природ-
ного FegO*.
кислорода занимают положения, отме-
ченные кружками, и образуют плотно-
упакованную гранецентрированную ку-
бическую структуру. На фиг. 265
для структуры нормальной шпинели крестиками обозначены положения
ионов Mg2+, каждый из которых симметрично окружен четырьмя ионами
кислорода, расположенными по вершинам правильного тетраэдра. Каждый
из ионов А13+, обозначенных треугольниками, окружен 6 ионами кислорода,
располагающимися по центрам граней куба, т. е. в октаэдрических пози-
циях. В цинковом феррите (ZnFe2O4) ионы Zn2* занимают положения Mg2*
(крестики), ионы Fe3* — положения А13* (треугольники).
Барт и Позняк [565] показали, что соединения со структурой шпинели
можно разделить на две группы: нормальную шпинель с описанной выше
структурой (MgAl2O4, ZnFe2O4) и обратную шпинель, примером которой
является никелевый феррит. В никелевом феррите половина ионов Fe3*
располагается в положениях ионов Mg2+ (тетраэдрические позиции), тогда
как другая половина ионов Fe3+ и все ионы Ni2+ располагаются в поло-
жениях ионов А13+ (октаэдрические позиции). Формула для нормального
феррита может быть записана в виде M2+Fe|+O4, а для обратного феррита —
в виде Fe3+(M2+Fe3+)O4. Магнетит Fe3O4 имеет структуру обратной шпи-
нели, т. е. Fe3+(Fe2+Fe3+) О4. Вервей и др. [1512, 1513] применили к фер-
ритам принципы Барта и Позняка. Рентгенографическое исследование
показало, что цинковый и кадмиевый ферриты имеют структуру нормаль-
ной шпинели. При изучении изменений межплоскостных расстояний, про-
исходящих при замене трехвалентного иона алюминия ионами хрома, железа
и т. д., авторы нашли, что Мп-, Fe-, Со- и Ni-ферриты имеют структуру
обратной шпинели. Четыре последних феррита являются ферромагнитными;
другие, как ZnFe2O4 и CdFe2O4, немагнитны (исключая состояния, возни-
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
197
кающие после быстрого охлаждения, когда они могут иметь структуру
обратной шпинели [1678]). Ферриты получаются также путем замещения
трехвалентного иона (например, А13+ замещается Fe3+) [1569, 1731].
Как нормальные, так и обратные структуры можно рассматривать как
плотную упаковку больших кислородных 'атомов с расположенными в междо-
узлиях атомами металла. Из двенадцати междоузлий для каждой молекулы
MFe2O4 восемь имеют координационное число 4 (тетраэдрические поры)
и только одно междоузлие из восьми занято металлическим атомом; четыре
междоузлия имеют координационное число 6 (октаэдрические поры) и только
два из четырех заняты. В нормальной шпинели одинаковые позиции
заняты атомами одного и того же вида, тогда как в обратной шпинели
эти позиции занимаются различными атомами.
Ферриты типа MFe2O4 образуют твердые растворы своих компонен-
тов—Fe2O8 и МО. Ван-Аркель и др. [916, 917] показали, что при вы-
соких температурах (1300° С) область гомогенности может распространяться,
с одной стороны, до 65 — 75% Fe2Os, 35 — 25% МО и, с другой стороны,
до 15% Fe2O3, 85% МО. При более низких температурах область гомоген-
ности не столь велика и Fe2O8 или МО могут выделяться соответственно
в форме гематита (ромбоэдрическая структура) или двухвалентного метал-
лического окисла (во многих случаях со структурой типа NjaCl). Состояние
твердого раствора может фиксироваться закалкой от 1200—1400°С; для
выделения второй фазы нужно произвести повторное нагревание до более
низкой температуры (но не ниже 750° С). Упругость диссоциации окисла
при этих температурах изменяется в широких пределах в зависимости
от природы двухвалентного металла.
Твердые растворы между различными ферритами обыкновенно являются
вполне стабильными, например MnZnFe4O8 и MnNiFe4O8. Отдельные данные
по фазовому равновесию для ферритов имеются в статьях Ван-Аркеля
и других исследователей [259].
Магнитные свойства ферритов исследовались в течение многих лет.
Из ранних работ следует специально упомянуть работы Хильперта [92],
Ведекинда [140] и Форестье и Шадрона [259, 515, 1115]. Более новые
результаты были получены главным образом Сноеком [1504, 1585—1587],
проводившем систематическое исследование, в котором были использованы
двухвалентные металлы Mg, Мп, Fe, Со, Ni, Си и Zn и в некоторой степени
Са и Cd. В этой работе образцы приготовлялись путем смешивания
составляющих окислов высокой чистоты в тонко раздробленном виде и прес-
совки. Затем образцы спекались при 900° С в течение 2 час. и измельча-
лись, после чего им придавалась форма тороидов прессовкой при давлении
около 4 т/см2. В заключение образцы отжигались при 1200— 1250° С в тех-
ническом азоте или кислороде. Было исследовано много вариантов приго-
товления и термической обработки и выбрана наиболее подходящая обра-
ботка для каждого материала. Существенное отклонение состава от простых
стехиометрических соотношений обычно приводит к понижению начальной
проницаемости. Магнитные свойства некоторых из этих материалов указаны
в табл. 30. Точки Кюри взяты из различных источников.
Связь величины магнитного насыщения с составом рассматривалась
Неелем [1563, 1720], который трактовал величины молекулярных магнит-
ных моментов и их изменение с составом, исходя из представлений об анти-
ферромагнетизме. Первоначально теория должна была объяснить тот факт,
что средний атомный момент железных атомов в Fe3O4 и железных и нике-
левых атомов в соединении NiFe2O4 и т. д. гораздо меньше, чем можно
было ожидать, исходя из известной структуры магнитных атомов. Неель
указал, что две различные позиции железных атомов (отмеченные крести-
ками и треугольниками на фиг. 265) по-разному окружены другими атомами.
Атомные магнитные моменты ионов одного рода могут быть антипарал-
198
ГЛАВА VII
лельны атомным магнитным моментам ионов другого рода; в этом случае
наблюдаемый момент будет соответствовать разности.
Эта теория антиферромагнетизма уже обсуждалась в применении
к магнетиту; Гортер успешно применил ее к сложным ферритам [1702].
Таблица 30
Магнитные свойства некоторых простых ферритов
при комнатной температуре
Феррит BSt гаусс 0, °C
MnFe2O4 4500 510 250
FeFe2O4 6100 575 70
NiFe2O4 . 3000 590 10
CuFe2O4 . 3650 455 70
MgFe2O4 1800 310 10
AlFe2O4 339 —
CoFe2O4 520 >1
* Значения начальной проницаемости близки к максимальным значениям.
Как указывалось выше, согласно теории, магнитные моменты 2Fe3+ ионов
в Fe3O4 (в обратной шпинели) будут нейтрализовать друг друга, поэтому
момент будет определяться Fe2+ ионами и составит 4 магнетона Бора
на молекулу. В CoFe2O4 и NiFe2O4 магнитные моменты несут ионы
Со2* и Nia+; они дают соответственно 3 и 2 магнетона Бора на молекулу.
В табл. 31 приведены вычисленные и экспериментально измеренные моменты
для гомологического ряда ферритов, содержащих Мп, Fe, Со, Ni и Си,
а также ферритов Mg и Li.
Таблица 31
Магнитные моменты некоторых ферритов
Магнитный момент, магнетоны
Бора на 1 молекулу
Феррит
по теории по эксперимен-
Нееля тальным данным ♦
MnFe2O4 .
FeFe2O4 .
CoFe2O4 .
NiFe2O4 .
CuFe2O4 .
MgFe2O4 .
Lioj5Fe2>504
5
4
3
2
1
0
2,5
5,0
4,2
3,3
2,3
1,3
1,1
2,6
♦ По данным Гортера [1702].
При введении ZnFe2O4 в какой-либо из этих ферритов при образова-
нии твердого раствора атомы цинка, повидимому, занимают тетраэдри-
ческие позиции и замещают некоторые из ионов Fe3+, которые сдвигаются
в октаэдрические позиции, первоначально занимавшиеся Ni2+ или другими
металлическими ионами. Расчеты показывают, что при этом должно про-
изойти увеличение момента на молекулу твердого раствора. Вначале при
введении первых количеств ZnFe2O4 это увеличение (при экстраполяции)
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
199
составляет 10 магнетонов Бора на молекулу чистого ZnFe2O4. Согласно
экспериментальным данным Гортера, кривая изменения момента в зависи-
мости от состава сначала поднимается, причем ее наклон соответствует
теоретическому значению, а затем снижается и падает до нуля. Это согла-
суется с тем фактом, что ZnFe2O4 является немагнитным. Максимальный
экспериментально наблюдавшийся момент составляет 6,25 магнетона Бора
при 60 мол. % MnFe2O4.
Сложные ферриты марганца, кобальта и никеля с цинком были также
исследованы Гийо и др. [1631, 1704], которые наблюдали максимальную
намагниченность на 1 г при 20 — 25 мол.% МпО, СоО или NiO и 30 — 25
мол.% ZnO. Указанные исследователи нашли, что точка Кюри феррита
NiFe2O4, лежащая при 640° К, снижается при замене NiO окислом ZnO.
Неель [1723] показал, что изменение атомных моментов происходит в согла-
сии с теорией. Некоторые из двойных ферритов называются феррокскуба-
ми; их свойства указаны в табл. 32.
Таблица 32
Магнитные свойства некоторых двойных ферритов
Наименование Содержание ферритов, мол. % Плот- ность, 0, °C НО р» ом-см а.106 с- Ю6/И tga*
Феррокскуб 1 { 40CuFe2O4 60ZnFe2O4 5,2 90 1100 106 10 100
Феррокскуб 2 { 50MgFe2O4 50ZnFe2O4 *♦ 4,4 100 400 10е 10 44? 130
Феррокскуб 3 { 45,5MnFe2O4 49,5ZnFe2O4, 5FeFe2O4 5,1 110 1000 102 1 40 170
Феррокскуб 4 40NiFe2O4 60ZnFe2O4 4,8 80 82 10е 5,4 55
♦ При частоте 1 мггц.
♦♦ Приблизительно.
Из этих материалов особенно широкое промышленное применение
получил феррокскуб 3. Важной особенностью этих материалов, имеющей
большое значение при их использовании, являются низкие значения потерь
энергии в переменных полях высо-
кой частоты. Поскольку электросо-
противление велико, то потери на
вихревые токи совершенно незначи-
тельны и. важнейшими критериями
являются коэффициент потерь на
гистерезис а, коэффициент остаточ-
ных потерь с и проницаемость р. Коэф-
фициент остаточных потерь феррокс-
кубов зависит от частоты и бы-
стро возрастает при достаточно вы-
сокой частоте. На фиг. 267 показано
изменение потерь в широком диапа-
зоне частот (до 10е гц) для феррокс-
куба 3. Величина потерь ограничи-
Фиг.. 267. Потери энергии hRTintfL, из-
меренные при Вт=2я, в феррокскубе 3
в зависимости от частоты.
вает использование этого материала частотами, не превышающими 5*10® гц.
Другие феррокскубы могут использоваться при более высоких частотах,
но они обычно имеют более низкую проницаемость; например, NiZnFe4O8
200
ГЛАВА VII
может применяться при частоте до 40-10® гц, но его проницаемость
равна приблизительно 50. Другие соединения (например, 15 атомн.% NiO,
35 атомн. % ZnO, 50 атомн.% FeaO3) имеют начальную проницаемость
2000 - 4000.
Измерения магнитных характеристик при частотах в несколько мил-
лионов герц указывают на своеобразное резонансное явление, анализ кото-
рого дается в статье Брокмана и др. [1677]. Эксперименты производились
на образцах феррокскуба 3, имевших поперечное сечение 1,25 х 2,5 см2.
По измерениям авторов, этот материал имел проницаемость р. порядка 103
и диэлектрическую постоянную е около 10® (возможно, за счет диэлектри-
ческой поляризации материала возле микроскопических пустот, образовав-
шихся при прессовании из порошка и спекании). Как известно, скорость
распространения электромагнит-
ных волн в среде описывается
формулой
Ф и г. 268. Проницаемость феррокскуба 3 в сла-
бом поле И=0,01 эрстед после приложения и сня-
тия поля различной напряженности, Нт.
/—предварительно размагниченный материал; 2—мате-
риал, предварительно намагниченный в поле Нт—
=20 эрстед, а затем подвергнутый действию возрастающе-
го поля противоположного направления.
V
где с —скорость света в пу-
стоте, / — частота, X — длина
волны в данной среде. Если
толщина материала равна длине
волны, то будут существовать
стоячие волны и наблюдаться
резонансные явления. Для при-
веденных выше значений по-
стоянных и размеров образца
к будет равна толщине пос-
леднего при частоте от 1 до
2 мггц. Действительно, при ча-
стоте, лежащей в этих преде-
лах, наблюдается ярко выра-
женный максимум в сопротив-
лении эффективных потерь. Этот резонанс, связанный с размерами мате-
риала, естественно, имеет большое значение в практике.
Важнейшим свойством материала для сердечников пупиновских кату-
шек является стабильность; именно их индуктивность должна изменяться
как можно меньше при изменении температуры или при наложении поля.
Влияние наложения поля на проницаемость феррокскуба 3 видно из фиг. 268,
на которой приведены результаты измерений Гертц, выполненных в лабо-
ратории фирмы Белл. Согласно этим измерениям, изменение проницаемости
составляет 10—15%, что значительно больше величины 0,2%, наблюдав-
шейся на спрессованных порошковых сердечниках [1216]. Подобные же
большие изменения проницаемости отмечены и при изменении температуры.
Однако ввиду больших величин проницаемости определенных сортов фер-
рокскубов можно изготовлять промышленные сердечники с воздушным
зазором в магнитной цепи, благодаря чему зависимость проницаемости
от температуры и напряженности поля сильно уменьшается. Материал,
приготовленный таким образом, имеет широкое промышленное применение.
Как уже было отмечено, добавление ZnFe2O4 к MnFe2O4 приводит
к увеличению начальной проницаемости. Это объясняется [1504] следующим
образом: добавление немагнитного ZnFeaO4 приводит к понижению точки
Кюри твердого раствора, вследствие чего точка Кюри оказывается лишь
немного выше комнатной температуры. В этом случае максимум кривой
зависимости р.о от Т, который, как известно, лежит несколько ниже точки
Кюри, приходится на комнатную температуру. Описанные изменения,
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
201
в свою очередь, могут быть связаны с известной зависимостью кристал-
лографической анизотропии от температуры.
Сноек указывает, что магнитострикция насыщения FeFe2O4 (Fe3O4)
положительна, тогда как для других простых ферритов эта величина
отрицательна. Следует ожидать, что добавление Fe3O4 к другим ферритам
может привести к получению материала, имеющего низкую магнитострик-
цию и высокую начальную проницаемость. В литературе нет данных
по изменению магнитострикции ферритов в зависимости от состава. Как
упоминается в гл. XIII, магнитострикция насыщения ZnMgFe4O8 очень мала.
Сплавы железа с металлами группы палладия и платины. Сплавы
железа с палладием и платиной достаточно подробно обсуждаются
в гл. IX. Фалло [1027] измерял моменты насыщения сплавов железа
с каждым из шести следующих металлов: Ru, Rh, Pd, Os, Ir и Pt. Крат-
кая сводка его результатов приведена в табл. 33. Следует отметить, что
Таблица 33
Магнитное насыщение сплавов железа с металлами группы палладия и платины *
Элемент Содержание °s no, магнетон Бора на атом сплава е,°с
вес. % атомн. %
Ru 4,0 2,2 217,7 212,9 2,22 733
12,0 7,0 206,5 199,7 2,18 660
16,8 10,0 186,5 178,7 2,02 606
20,6 12,5 105,7 104,7 1,17 —
Rh 6,f 3,4 218,3 213,2 2,25 757
17,2 10,1 214,2 208,7 2,32 —
24,5 15,0 210,3 203,9 2,37 —
38,1 25,0 197,9 191,7 2,39 714
45,3 31,0 181,9 174,0 2,29 702
55,1 40,0 168,8 161,3 2,26 624
69,3 55,0 — — — 340
Pd 4,0 2,2 216,9 216,2 2,21 763
10,0 5,5 207,3 202,3 2,19 754
56,0 40,0 138,8 129,0 1,89 756
85,0 74,8 57,6 45,4 0,97 432
Os 12,5 4,0 195,7 190,2 2,15 725
23,3 8,1 164,5 158,1 1,97 —
32,8 12,5 51,7 50,5 0,69 —
Ir 12,6 4,0 205,3 200,4 2,25 . 753
21,9 7,5 191,6 187,0 2,27 —
32,0 12,0 168,3 162,1 2,18 —
37,9 15,0 122,3 119,9 1,67 —
Pt 13,0 4,1 208,1 203,4 2,29 770
23,5 8,1 196,7 191,4 2,36 —
33,0 12,4 185,3 177,2 2,43 —
43,0 17,8 163,7 159,1 2,36 —
59,9 30,0 113,4 99,3 1,98 —
73,4 44,1 40,6 39,2 0,85 —
Данные взяты из работы Фалло [1027]. Значения и as относятся соответственно к 0°К и 17сС.
202
ГЛАВА VII
число магнетонов Бора (на атом сплава) возрастает при добавлении родия,
иридия, платины. В сплавах с родием и платиной атомные моменты соот-
ветственно на 7 и 10% выше, чем в железе. Однако атомные веса этих
элементов столь великй, что момент на 1. г сплава (о0) непрерывно умень-
шается по мере их добавления. Индукция насыщения при комнатной
температуре (Bs) в железо-платиновых и железо-родиевых сплавах выше,
чем в железе.
Железо—фосфор. Диаграмма фазового равновесия этих сплавов дана
на фиг. 269. Из диаграммы видно, что 7-область замкнута и простирается
Фиг. 269. Диаграмма фазового равновесия
сплавов железо—фосфор.
примерно до 0,6% Р (a-j-7-об-
ласть при 1100°С распростра-
няется от 0,3 до 0,6% Р). Эв-
тектика, состоящая из a-твер-
дого раствора и Fe3P, затвер-
девает при 1050° С; при этой
температуре в a-твердом раст-
воре содержится 2,8% Р. Раст-
воримость в твердом состоянии
уменьшается до 1,1% при 750° С
и, вероятно, до 0,4 —0,5% при
комнатной температуре. Дис-
персионное твердение наблю-
дается в сплавах, содержащих
более 1,2%Р; в сплаве с 1,1%Р
это явление не наблюдается!
Точка Кюри снижается до
745° С при предельном насы-
щении а-твердого раствора фос-
фором и затем остается по-
стоянной до 15,6% Р (FesP).
Соединение Fe3P имеет точку
Кюри при 420°С, и сплавы,
содержащие до 21,7% Р (Fe2P),
магнитны ниже этой темпера-
туры. Сплавы с большим количеством фосфора являются немагнитными.
Приведенная выше диаграмма построена по данным Хоутона [309], допол-
ненным более поздними данными Лор ига и Краузе [882].
Сплавы, содержащие до 0,5% Р, легко поддаются прокатке в холодном
состоянии; при содержании фосфора около 0,65% холодная прокатка затруд-
нительна [1386]. Лор'иг и Краузе, а также Камура [807] показали, что предел
прочности отожженных сплавов возрастает с увеличением количества фосфора
до 54 кг/мм2 при 0,5—0,7% Р [882]. Удлинение мало изменяется при содер-
жании фосфора до 0,5%, но затем быстро уменьшается и при 0,7% Р стано-
вится практически равным нулю.
Электросопротивление возрастает до 19 мком-см при содержании 0,5% Р и
до 22 мком-см при 1,0% Р [882].
При небольших содержаниях фосфора индукция насыщения железа сни-
жается примерно на 300 гаусс на каждый процент фосфора [984].
С добавлением фосфора возрастает максимальная проницаемость и сни-
жаются потери на гистерезис. Степень уменьшения потерь зависит от чистоты
сплава и его термической обработки. Камура [722, 808] нашел, что наиболь-
шая максимальная проницаемость достигается в сплавах, содержащих около
0,7% Р, причем значения проницаемости тем выше, чем выше температура
отжига в водороде. После отжига при 1100° С наблюдались значения прони-
цаемости, превышающие 20 000, тогда как наибольшая проницаемость, полу-
ченная для железа, составляла около 7000. Потери на гистерезис при
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
203
Вт=10000 гаусс составляют всего лишь 720 эрг!см9. При содержании фосфора
ниже 0,6% оптимальная температура отжига лежит ниже температуры а-?-
превращения. Лориг и Краузе указывают, что оптимальное содержание фос-
фора составляет 0,7—0,8%. Магнитное старение наблюдалось в сплавах с не-
большим содержанием фосфора, но в сплавах, содержащих менее 0,5% Р,
эффект старения ничтожно мал.
При исследовании, проведенном в лаборатории фирмы Белл, .получена
проницаемость 40 000 в сплаве с 0,6% Р после отжига листов толщиной 0,36 мм
при 1100° С в течение 7 час. Высокая проницаемость при высокой индукции
(р.=6000 при В=14 000 гаусс) была получена в более толстых образцах с содер-
Фиг. 270. Проницаемость железо-фосфори-
стых сплавов.
/—образец, содержащий 0,6% Р, толщиной 0,36'яж
после отжига в водороде при 1100° С в течение
7 час., И эрстед} 2—образец, содержащий
1,0% Р, толщиной 0,25 мм после отжига в водороде
при 1100° С в течение 3 час., Яс=0,06 эрстед, •
жанием фосфора 1,0%. Кривые изменения проницаемости для этих материалов
приведены на фиг. 270. Подобные
свойства обнаружены также в ка-
танном листе с содержанием 0,75%
Р и 0,5% Мп после отжига при
800° С. Таким образом, железо-
фосфористые сплавы обладают луч-
шими свойствами, чем железо,
если использовать их, например, в
реле или в других электромагнит-
ных приборах.
Начальная проницаемость же-
лезо-фосфористых сплавов превы-
шает ее значение для железа толь-
ко в тонких листах, отожженных
в водороде в течение 5—10 час.
при температуре 1100° С или выше.
Это показывает, что чистота спла-
ва имеет существенное значение.
В листе толщиной 0,36 мм при
содержании фосфора 0,7 или 1,0%
была получена начальная проницаемость, величина которой превышала 2000.
Кестер [532] исследовал дисперсионное твердение в сплавах, содержащих
более 1,0% Р. Наибольшее значение коэрцитивной силы, наблюдавшееся в его
экспериментах, было очень низким (Яс=6 эрстед). Это определенным обра-
зом указывает на малую величину магнитострикции насыщения.
Железо—селен. Растворимость селена в железе очень невелика и до сих
пор не установлена. Область, в которой железо и FeSe находятся в равно-
весии [862], простирается до 50 атомн. % Se (или 58,6 вес.%).
Железо—сера. Железная фаза и FeS при содержании 30,8% S образуют
эвтектику, плавящуюся при 985° С. Растворимость серы в железе при этой
температуре составляет всего 0,3%. При более высоких температурах раство-
римость меньше. При понижении температуры растворимость также умень-
шается, возможно, до 0,01—0,02% при комнатной температуре.
Соединение FeS (36,5% S) растворяет в себе серу и сначала образует
упорядоченную структуру (от 50 до 51 атомн. % S), обладающую парамагнит-
ными свойствами. Выше 138° С или при увеличении количества серы обра-
зуется пирротит, который, грубо говоря, имеет структуру типа NiAs и точку
Кюри при 300—325° С в зависимости от состава [1270]. В области 40—53% S
одновременно присутствуют FeS и немагнитное соединение FeS2, причем
намагниченность насыщения уменьшается до нуля при 53%. При содержании
серы выше 53% стабильными фазами являются FeS2 и S. Упругость диссоциа-
ции FeS измерялась Брицке и Капустинским [446]. Равновесие с H2S уже
обсуждалось в гл. III.
Намагниченность насыщения пирротита Is при комнатной температуре,
согласно измерениям Циглера (см. [435]), равна 62, однако наблюдались
204
ГЛАВА VII
также и более низкие значения. Коэрцитивная сила изменяется от 15 до 30
эрстед.
Коэрцитивная сила железа возрастает с добавлением серы примерно до
4 эрстед при 5% S [603]. Известно, что малые количества серы мешают дости-
жению высокой проницаемости. Этот вопрос обсуждался в гл. III. Электро-
сопротивление возрастает линейно до 50 мком-см при содержании 10% S.
Гильперт [1036] обнаружил ферромагнитные свойства у соединения
FeS-Fe2O3 с точкой Кюри при 580° С.
Железо—тантал. Сообщения о фазах, образующихся в этой системе»
противоречивы. Диаграмма Гендерса и Гаррисона [861], приведенная на
фиг. 271, существенно отличается от ранее опубликованной диаграммы [797]
1800
1600
^1200
%. 1000
§ 800
К 600
400____________________________________
Fe 10 20 30 40 50 60
Содержание тантала, %
Жидкая (раза
a+Fe2Ta
6 + Fe2Ta
y+Fe2Ta
'Жидк. + Fe2Ta
Feja
70
Фиг. 271. Диаграмма фазового равновесия
сплавов железо—тантал.
и противоречит в некоторых
чертах более поздней работе
Немилова и Воронова [1065].
Тот факт, что выделяющейся
фазой в сплавах, богатых же-
лезом, является соединение
Fe2Ta, подтверждается сооб-
щением Валлбаума [1305]. Све-
дений об измерениях точки
Кюри сплавов этой системы в
литературе нет.
Изменение свойств при ди-
сперсионном твердении наблю-
далось в сплавах с содержа-
нием тантала до 35%. С увеличением содержания тантала магнитная жест-
кость быстро возрастает даже в закаленных сплавах. После закалки сплава,
содержащего 22% Та, коэрцитивная сила /7С=19 эрстед, остаточная
индукция Вг=7600 гаусс [639].
По измерениям Еллингхауза [797], некоторые сплавы Fe—Та имеют
следующие значения индукции насыщения:
Содержание Та, % . . . 15 25 50 75
Bs, гаусс 15 050 12 950 5170 80
Из этих данных видно, что Fe2Ta (62% Та) является немагнитным.
Железо—олово. Диаграмма фазового равновесия этой системы (фиг. 272)
очень сложна. В системе имеется пять химических соединений; все они имеют
гексагональную кристаллическую структуру. Область • у-фазы замыкается
примерно при 2% Sn; максимальная растворимость олова в «-фазе составляет
при температуре 760° С приблизительно 12%. Указанная температура близка
к точке Кюри железа, которая очень незначительно изменяется при столь
большом содержании олова. При комнатной температуре растворимость
олова в железе уменьшается до 8 или 9%.
Повидимому, соединение FeSn2 магнитно, так как сплавы, содержащие
97% Sn, обнаруживают слабо ферромагнитные свойства [272]. Диаграмма
фазового равновесия дана по работе Эрета и Туринского [1356].
Фалло измерил точки Кюри и атомные моменты сплавов, содержащих
до 12% Sn. В этой области концентраций точка Кюри снижается только на
2—5° С, а уменьшение намагниченности насыщения при комнатной темпера-
туре составляет около 8%.
В одной из ранних работ Бургесса и Астона [87] было найдено, что при
добавлении 2% Sn к железу происходит уменьшение потерь на гистерезис.
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
205
Даль и др. 1774] наблюдали уменьшение общих потерь в листовом материале
при содержании олова меньше 2%. В экспериментах, проведенных в лабора-
Ф и г. 272. Диаграмма фазового равновесия сплавов железо—олово.
ториях фирмы Беллсосплавом, содержащим 3 % Sn, путем термической обра-
ботки в чистом водороде при 1100° С была достигнута проницаемость 34 000
при коэрцитивной силе 0,15 эрстед.
Сплавы, содержащие углерод,
становятся хрупкими, если содер-
жание олова превышает несколько
десятых процента 1228].
Железо—титан. Железо обра-
зует с титаном соединение FeaTi,
которое имеет гексагональную струк-
туру типа MgZna и плавится при
температуре около 1520°С (1305].
Эвтектика, состоящая из а-твердого
раствора и FeaTi, плавится при
1310° С. Максимальная раствори-
мость титана в a-железе составляет
€—7%. Растворимость титана умень-
шается с понижением температуры
и при комнатной температуре равна
примерно 2% [1087]. Область 7 за-
мыкается при 0,8% Ti (фиг. 273).
Согласно старым данным [146],
точка Кюри железа понижается до
690° С при добавлении титана и за-
тем остается неизменной до содер- Фиг. 273. Диаграмма фазового равнове-
жаний титана более 20%. Вероятно, сия сплавов железо—титан.
все сплавы области , Fe+FeaTi яв-
ляются ферромагнитными, но само соединение FeaTi (30,0% Ti) немагнитно.
По данным Меськина и Сомина [889], магнитная индукция в сильном поле
уменьшается приблизительно линейно и составляет 9500 гаусс при 10% Ti.
206
ГЛАВА VII
Однако Сельесетер и Роджерс [614] получили более высокие значения индук-
ции, что хорошо сочетается с уменьшением Bs до нуля при 30% Ti (Fe2Ti).
Апплегет [151] обнаружил, что добавление 0,5—1,0% чистого титана
приводит к уменьшению потерь на гистерезис и слегка повышает проницае-
мость, но что большие количества титана оказывают противоположное влия-
ние. Сельесетер и Роджерс наблюдали магнитное твердение в сплавах с 3,3—
7,1% Ti. В сплаве с 7,1% Ti достигнута коэрцитивная сила 55 эрстед при
остаточной индукции 7300 гаусс.
Железо—вольфрам» В этой системе у-область замыкается при содержании
приблизительно 6% W; а+?-область необычно широка и при 1100—1200° С
600
1700
1600-
1500-
1400
1000
900
800
700
Содержание вольфрама, атомн. °/о
1800? 10 20 30 40
J300V
I
ъ1200
Си
О)
£ 1100
10 20 30 40 50 60 70
Содержание вольфрама,°/о
Фиг. 274. Диаграмма фазового равновесия
сплавов железо—вольфрам.
простирается отЗ до более 6% W.
При 400° С предел раствори-
мости вольфрама в a-железе со-
ставляет около 6%; с повыше-
нием температуры растворимость
быстро возрастает, как видно
из диаграммы (фиг. 274), взя-
той из работы Сайкса [1167].
Там же показаны области су-
ществования Fe2W (гексагональ-
ная структура) и Fe3W2. Сле-
дует полагать, что оба эти сое-
динения неферромагнитны.
Точка Кюри практически не
понижается при введении вольф-
рама. Сплавы магнитны при ком-
натной температуре до тех пор,
пока существует a-фаза, т. е.
до 60—70%. W.
Индукция насыщения умень-
шается линейно до 6% W; при
этом содержании вольфрама она
составляет 21000 гаусс [426].
При более высоких содержаниях
вольфрама индукция быстро по-
нижается до 14 000 гаусс при
30% и доходит до нуля при
60—70% W.
Коэрцитивная сила мало из-
меняется при введении вольфра-
ма в области концентраций, со-
ответствующих a-твердому раст-
вору. В отожженных сплавах
a-области (до 6% W) коэрцитив-
ная сила почти не изменяется
с изменением состава и состав-
ляет около 0,5 эрстед. При более высоких концентрациях вольфра-
ма, когда может происходить дисперсионное твердение, Нс быстро воз-
растает и достигает 150 эрстед в сплаве с 28% W при благоприятной тер-
мической обработке [614]. Измерение периодов кристаллической решетки
и изучение механизма распада твердого раствора проведены Смитом [1291].
Твердость по Бринелю непрерывно возрастает с добавлением вольфрама
при содержании его до 30—50%. Сплавы, содержащие до 25% W, поддаются
горячей ковке, сплавы, содержащие до 20% W,—прокатке [1167]. Значения
плотности даны в работах Нишияма [412] и Штеблейна [426]; плотность
возрастает до 9,5 г/см3 при 30% W. Электросопротивление возрастает до
СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА. ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
207
17 леком-си при 5,0% W, затем до 20 мком-си при 10% W [373] и далее остается
почти неизменной до 25% W [426].
Магнитные свойства железо-вольфрамовых сплавов, содержащих угле-
род, обсуждаются в гл. IX.
Железо—уран. Гордон и Кауфман [1701] обнаружили два соединения
Fe2U(68,l% U) и FeUe (97,1% U); при комнатной температуре оба соединения
немагнитны, но при 81° К соединение Fe2U ферромагнитно и имеет насыщение
as=260. Соединения Co2U и Ni2U даже при низких температурах не являются
ферромагнетиками. Твердый раствор на основе железа и Fe2U образуют эвтек-
тику, затвердевающую при 1080° С. Растворимость урана в железе очень
Содержание ванадия, атомн. с/о
„ппп0 Ю 20 30 40 50 60 70 80 90 100
ZuUUi---4 г—.".г ।-г---1—ч---1" ।
1800 -
1600
1400
g 1200
^1000
800
600
400
200
О___________ ___________________
F$ 10 20 30 40 50 60 70 80 90 V
Содержание ванадия, %
Фиг. 275. Диаграмма фазового рав-
новесия сплавов железо—ванадий.
Жидкая фаза ПЮ'
1535г
a. t жидк.
а(<П
а
-910‘
с~77о°\
rev
а
Магнитное
превращение
1
невелика и до сих пор не определена.
Двухфазная область Fe-|-Fe2U прости-
рается до 68% U.
Железо—ванадий. Эти сплавы, по-
добно сплавам системы железо—хром,
характеризуются замкнутой 7-областью
и непрерывным рядом твердых раство-
ров, за исключением области образова-
ния соединения, имеющего состав FeV
(фиг. 275). Фаза FeV (47,7% V) обна-
ружена впервые Вефером и Еллингхау-
зом [495] по данным анализа, прове-
денного рентгеновским, магнитным и тер-
мическим методами. Кристаллическая
структура этой фазы сложна и до сих
пор неизвестна1). Чистое соединение и
твердые растворы на его базе могут
существовать в области концентраций
между 30 и 60% V. Измерения периода
кристаллической решетки железо-ванадиевых сплавов проводились Вефером
и Еллингхаузом, а также Нишияма [412], Осава и Ойя [415].
Точка Кюри железа возрастает при введении ванадия до максимального
значения, равного 815° С при 5% V [484]. .Далее с увеличением содержания
ванадия точка Кюри сначала медленно, а затем быстро снижается.
В сплавах, содержащих более 30% V, положение точки Кюри зависит
от скорости охлаждения; для закаленных сплавов точка Кюри выше, чем
для отожженных. Закаленный сплав, содержащий 56% V, сильно магнитен,
тогда как сплавы, содержащие‘64 и 67% V, только слабо магнитны при тем-
пературе жидкого воздуха [495]. Медленно охлажденный сплав с 33,5% V
является немагнитным. Фалло [858] наблюдал вторую точку Кюри при 98° С
в сплаве, содержащем FeV; однако сплавы содержали более 1% С, поэтому
магнитное превращение скорее можно отнести за счет карбида, чем за счет FeV.
Намагниченность насыщения снижается наполовину при добавлении к же-
лезу 25% V [858]; при большем содержании ванадия она снижается еще быстрее.
Добавление нескольких процентов ванадия к железу оказывает лишь
очень малое влияние на максимальную проницаемость (если вообще оказы-
вает какое-либо влияние). Введение 1% V достаточно, чтобы в значительной
мере уменьшить эффект старения технического железа.
Электросопротивление сплавов при увеличении содержания ванадия воз-
растает приблизительно линейно до 35 мком-см при 6% V [523], после чего
рост происходит менее интенсивно [263].
Железо—цинк. В этой системе имеются шесть или более твердых фаз,
из которых только одна, а именно a-фаза, является магнитной. Характеристика
сплавов, богатых железом, точно неизвестна, но, повидимому, цинк понижает
1) Фаза FeV имеет такое же строение, как и a-фаза FeCr.—Прим. ред.
208
ГЛАВА VII
температуру а-^-превращения до 623° С (при 20—73% Zn). Максимальная
растворимость цинка в a-железе составляет 20%, а в ^-железе—47% (при
780° С), как показано на фиг. 276 [907]. Чтобы устранить трудности выплавки,
связанные с высокой летучестью цинка, его сплавы приготовляются путем
горячего прессования порошковых смесей железа и сплава железа с 47% Zn.
Фаза а существует в равновесии с Г-фазой (кубическая структура типа
7-латуни) до 70% Zn; эти сплавы, невидимому, ферромагнитны. Точка Кюри
железа понижается до 670° С при 19% Zn [907, 940] и не падает ниже 623° С1)
Фиг. 276. Диаграмма фазового равновесия сплавов же-
лезо—цинк.
(температура а-7-превращения сплавов с большим содержанием цинка).
Согласно оценке различных авторов, растворимость цинка в железе при низ-
ких температурах составляет от 7 [907] до 16% [987]. Дисперсионное твер-
дение сплавов, богатых железом, изучалось Шраммом [1575].
Форрер [940] определил атомные моменты сплавов с содержанием цинка
до 20%. В этой области составов цинк, повидимому, действует как разбавитель,
т. е. атомный момент железных атомов остается примерно постоянным, но
имеются некоторые основания считать, что цинк увеличивает атомный момент
на 1 %.
В опытах с двумя сплавами, приготовленными путем электролитического
нанесения цинка и отжига и содержащими 0,5 и 0,6% Zn, Даль с сотрудни-
ками [774] обнаружил, что магнитные потери в этом листовом материале
больше, чем в железе.
Железо—цирконий. Цирконий мало растворим как в а-, так и в 7-железе.
Растворимость в a-железе, вероятно, менее 0,3%, в 7-железе менее 1%. Тем-
пература а-у-превращения понижается до 835° С; точка Кюри изменяется
незначительно. Диаграмма равновесия для этой системы построена Фогелем
и Тонном [619]. Сплавы магнитны, если в них присутствует a-фаза; область
сплавов, содержащих a-фазу, распространяется, повидимому, до соединения
Fe2Zr (45,0% Zr) [1305]. Это соединение имеет структуру того же типа, что
и Fe2Ti.
В порядке уточнения следует указать, что 623° С —это не точка Кюри, а темпе-
ратура фазового превращения для сплавов с высоким содержанием Zn.—Прим., ред.
ГЛАВА VIII
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ
ПРОНИЦАЕМОСТЬ
КОБАЛЬТ
В 1946 г. мировое производство кобальта составляло около 6000 т. Основ-
ная часть кобальта добывалась в Бельгийском Конго (провинция Катанга),
а также в Северной Родезии, Французском Марокко, СПТА и в Канаде. Свыше
одной трети этого количества было использовано для производства постоян-
ных магнитов. Развитие новых областей применения кобальта привело к тому,
что за последние 20 лет производство и потребление этого металла возросли
в 10 раз.
До второй мировой войны кобальтовая руда, добывавшаяся в Бельгий-
ском Конго, транспортировалась для переработки в Бельгию. Когда это стало
невозможным, переработка руды была перенесена в США, и общий транспорт
кобальтовой руды в США возрос с 300 т в 1939 г. до 5000 т в 1940 г.
[1273].
Кроме использования кобальта для постоянных магнитов, значительное
количество этого металла потребляется в производстве стеллита (45—52% Со,
28—32% Сг, 10—15% W) и в производстве инструментальных сталей, содер-
жащих до 12% Со и несколько процентов W, Мо, Сг или V. В гораздо мень-
ших количествах кобальт потребляется для высокотемпературных крипоустой-
чивых сплавов, в сплавах для штампов, клапанов, режущего инструмента,
нитей электронных ламп, а также в сплавах для впаев в стекло и в гальвано-
пластике. В виде соединений кобальт имеет большое значение для керамиче-
ской промышленности.
В производстве постоянных магнитов кобальт главным образом исполь-
зуется в сплавах алнико (в количестве до 24%), в стали KS(36% Со), в новой
стали Хонда (27% Со), в кобальт-вольфрамовой стали (например, 17% Со),
в кобальт-хромовой стали (например, 15% Со) и в ремаллое (12% Со). К числу
магнитно-мягких сплавов с кобальтом относятся пермендюр (50% Со) и пер-
минвар (7,5—25% Со).
Металлургия кобальта. В крупных месторождениях в Африке кобальт
содержится в рудах вместе с медью и железом. Высококачественные руды
плавятся в электрических печах с известью и коксом и образуют белый сплав,
содержащий около 40% Со и 15% Си. В процессе рафинирования производится
растворение этого сплава в кислоте, выделение кобальта в форме гидроокиси
и сушка. Далее, порошок гидроокиси смешивают с декстрином и формуют
шарики, которые восстанавливают древесным углем (окисью углерода) в отра-
жательной печи при 1050° С. Низкокачественные руды приходится подвер-
гать более сложной обработке, включающей процесс электролиза. Вообще
для окончательной очистки электролиз может быть использован в любом
случае. Типичные составы ронделей1) и электролитического кобальта даны
в табл. 34.
х) То есть шариков кобальта, полученного восстановлением без расплавления.—
Прим. ред.
14 р. Бозорт
210
ГЛАВА VIII
Таблица 34
Типичный состав кобальта
Элемент Содержание, %
рондели электро- литический кобальт
Со 97 —99 99,9
Fe 0,1—0,6 0,05
Ni 0,2—0,4 Следы
Мп 0,05—0,1
Si 0,03—0,1 0,02
S 0,01—0,06 0,05
С 0,02—0,3 0,00
Физические свойства. Многие из них указаны в табл. 35. Зависимость
термического расширения [320, 968] и электросопротивления [200, 320, 884]
от температуры дана на фиг. 277 и 278. Как на одной, так и на другой кривой
выражен эффект фазового превращения при нагревании [284], имеющий место
при 400—500° С. В двух образцах кобальта высокой чистоты (Кальбаум,
Фиг. 277. Изменение термического рас- Фиг. 278. Изменение электросопротивле-
ширения (Д///) и плотность (&) кобальта ния промышленного кобальта в зависимо-
. в зависимости от температуры. сти от температуры.
/—кубическая модификация; 2—гексагональ- /—степень чистоты 99%; 2—степень чистоты 99,9%;
ная; гексагональная или кубическая. степень чистоты 99,95%.
Гереус) превращения при нагревании и охлаждении наблюдались соответствен-
но при 460—470 и при 390° С [320]. В одном образце, содержащем около 0,5% Fe
и 0,3% Мп, превращение при охлаждении совершалось только при весьма низ-
кой температуре, равной 130° С.
Имеются предположения [8241 относительно превращения при темпера-
туре выше 1000° С. Данные Марика, приведенные на фиг. 277, показывают
внезапное увеличение расширения при 1100° С, но автор связывает этот эффект
с точкой Кюри; используя рентгеноструктурный анализ, Марик наблюдал
только кубическую фазу в интервале температур 500—1200° С.
В низкотемпературной (гексагональной) модификации атомы кобальта
занимают положения, очень близкие к идеальной плотной упаковке, когда
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
211
Таблица 35
Некоторые физические свойства кобальта
Плотность, непосредственное определение, г/см3................ 8,78—8,85
Плотность, из рентгеновских данных (гексагональная модификация), г/см3 8,84
Плотность, из рентгеновских данных (кубическая модификация), е/см3 . . 8,79
„ / ж ч х ( с=4,0611
Период решетки (гексагональная модификация)-, А...............| а==2 5020
Период решетки (кубическая модификация), А.................... 3,5368
Коэффициент термического расширения [884], а* 10е (0—400°).... 14
Электросопротивление, мком^см при 20° С....................... 6,24
Температура 7-е-превращения (приблизительная), °C............. 425
Температура плавления, °C..................................... 1495
Температура кипения (приблизительная), °C..................... 2900
Теплопроводность, кал/см • сек• град.......................... 0,16
Сжимаемость, см2/кг....................................... . . 0,5*10“®
Теплоемкость (при 20°С), кал/г-град ......................... 0,100
Теплоемкость при 18° К, кал/г-град............................ 0,0001
Теплота плавления, кал/г ....................... 60
Теплота испарения, кал/г......................................- 1500
Теплота аллотропического превращения ft-e) [825], кал/г ......... 0,1
Увеличение объема при 450° С при нагревании, %................ 0,54
Твердость по Бринелю.......................................... 125
Предел прочности при растяжении (после отжига), кг/мм2........ 21,0
Предел прочности при растяжении (после волочения), кг/мм2..... 70,0
Модуль упругости, кг/мм2 ....................... 1,8—2,0*104
межатомные расстояния в какой-либо одной (00-1) плоскости (перпендику-
лярной к гексагональной оси) равны наименьшим расстояниям между атомами
в соседних плоскостях. Примыкающие слои атомов в плоскостях (00-1) сме-
щены по отношению друг к другу, но в каждом втором слое расположение
атомов повторяется. В кубической модификации кобальта плоскости (111)
подобны по расположению атомов плоскостям (00-1) гексагональной моди-
фикации, но последовательность плоскостей различна, так что в кубической
структуре расположение атомов повторяется в каждом третьем сдое. Близость
структур приводит к тому, что фазовый переход сопровождается малым тепло-
вым эффектом [8251 и, согласно Эдвардсу [1322, 1357] и Вильсону [1337],
является неизбежной причиной образования смещений или нарушений в совер-
шенной двухслойной структуре кобальта. Эти несовершенства постулированы
Эдвардсом и др. с целью объяснения незакономерностей в ширине и интенсив-
ности рентгеновских отражений от различных типов кристаллических плоско-
стей. Анализ экспериментальных данных показывает, что регулярность в распо-
ложении атомов нарушается в среднем через каждые 8—10 слоев. Это необычное
поведение кобальта, возможно, связано с тем, что гексагональная модифика-
ция стабильна только при низких температурах, когда диффузионные про-
цессы идут очень слабо и атомы не могут достаточно легко перемещаться,
чтобы образовывать совершенную решетку после того, как порядок был нару-
шен в результате превращения. Обсуждение природы превращений кобальта
дано также в работе Трояно и Локиша [1588].
Кубическая модификация имеет меньшую плотность и электросопротив-
ление, чем гексагональная модификация при той же температуре. Наиболее
достоверным значением плотности является 8,84 г/см? при 0°С. Плотность
при 0° К, определенная путем экстраполяции с использованием уравнения
Грюнейзена, равна 8,89 г!см?.
Магнитные свойства. Данные о магнитном насыщении кобальта при комнат-
ной температуре и при температуре абсолютного нуля приведены в табл. 36.
14*
212
ГЛАВ А VIII
Значения намагниченности на 1 г (а) и на 1 см3 (/) можно связать друг с другом,
если принять во внимание значения плотности (8,84 г!см3 при комнатной темпе-
ратуре и 8,89 а/см3 при 0° К).
Число магнетонов Бора на атом
162,5-58,94 , .
= 5587 = 1>714-
Зависимость намагниченности от температуры показана на фиг. 279,
построенной по данным Блоха, но с учетом результатов измерений Хонда
и Масумото [521] при низких температурах. Их данные приведены на этой же
Таблица 36
Магнитное насыщение и точка Кюри кобальта
Автор о°к 20° С o,°c Лите- ратура
. 4tcZ0 4rcZs
Блох * 170,2 1512 19 000 169 1492 18 750 1121 [122]
Масумото . * — — — — — — 1115 [284]
Вейсс и др 162,3 1442 18120 161 1422 17 870 1115 [436]
Хонда и Масумото . . . 162,8 1446 18170 161 1422 17870 — [521]
Хашимото — — — — — — 1121 [584]
Хансен — — — — — — от 1112 до 1145 [862]
Мейер и Саксмит . . . 162,5 1445 18150 — — — 1131 [1772]
* Величина со по данным Блоха была получена экстраполяцией от —181°С.
фигуре для температур ниже 400° С. Как измерения Блоха, так и измерения
Хонда и Масумото проведены в поле напряженностью 10 000 эрстед. Очевид-
ного изменения намагниченности насыщения при нагревании поликристалли-
ческого образца вблизи температуры е-^-превращения (400° С) не было заме-
чено. Однако Мейерс и Саксмит [1772] при нагревании образца наблюдали
Ф и г. 279. Намагниченность В—Н кобальта
в сильных полях в зависимости от температуры.
увеличение магнитного насыщения на 1,5% в этой области температур. Незако-
номерное изменение индукции в этой области температур в полях напряжен-
ностью 400 эрстед или ниже было замечено Хонда и Шимицу [63]. Следует
отметить, что проницаемость образцов Хонда и Шимицу была существенно
меньше значений, измеренных в более поздних работах.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
213
На фиг. 280 приведены две кривые намагничивания кобальта. Одна из них
получена для образца в виде стержня, содержащего 1,5% Fe и менее 0,1 % других
примесей (Ni, Мп, Si, С). Измерения производились магнетометром после
отжига образца с последующим медленным охлаждением [367]. Образец,
измеренный в лаборатории фирмы Белл, имел кольцевую форму и состоял
из отдельных слоев катанной ленты толщиной 0,15 лш, приготовленной путем
Ц эрстед
Фиг. 280. Характерные кривые намагни-
чивания отожженного кобальта.
Фиг. 281. Проницаемость кобальта в
слабых полях.
плавки ронделей с добавкой марганца и дальнейшей обработки. Образец
содержал 98,6% Со (основными примесями являлись 0,6% Fe, 0,9%
Мп, 0,1% Si, 0,02% С) и был отожжен при температуре 1000° С с
охлаждением в печи. Значение максимальной проницаемости этих образцов
составляло около 250, т. е. приблизительно 1/10 проницаемости никеля или
1/12 проницаемости обычного железа. Как показано на фиг. 281, начальная
проницаемость также низка; проницаемость в слабых полях можно опреде-
лить по формуле
р. = 68 4-8/7.
Магнитные свойства образца, кривая проницаемости которого дана на
фиг. 281, следующие: рт=245, /7С=8,9 эрстед и Вг=4900 гаусс-, потери на
гистерезис дары в табл. 37.
Таблица 37
Потери на гистерезис за цикл и постоянная ц для различных образцов кобальта *
Автор Нт, эрстед вт, гаусс wh, эрг/см^ Литература
Юинг . . .V - 140 10 000 30 000 0,01 [44]
Семуель 700 13 000 23 000 0,006 (367]
Лаборатория фирмы Белл 21 5 000 6 900 0,008 —
Кюльвейн 8 1620 1 000 0,007 [589J
Кюльвейн (380° С) . . . 8 11600 7800 0,002 [589]
Лаборатория фирмы Белл
(рассчит.) 1,3 100 2 — —
Постоянная i; входит в формулу для определения потерь =4 В>,в.
214
ГЛАВА VIII
На фиг. 282 и 283 показаны обратимая проницаемость и коэрцитивная
сила при различных температурах для того же образца кобальта [367]. В этой же
работе построена идеальная кривая намагничивания.
Фиг. 282. Обратимая проницаемость
кобальта при различных значениях сме-
щающей индукции.
Фиг. 283. Коэрцитивная сила
кобальта при различных темпе-
ратурах.
НИКЕЛЬ
В последнее время мировое производство никеля составляло в год около
15 000 т. Наибольшее количество никеля производится в Канаде.
Более половины всего добываемого никеля применяется при производстве
сплавов с низким содержанием никеля и литейного чугуна. К числу этих
сплавов относятся конструкционные стали, содержащие несколько процентов
никеля и процент или менее углерода, а также антикоррозионные и тепло-
устойчивые сплавы, в частности нержавеющие стали (например, 18% Сг,
8% Ni, 74% Fe). Около 1/4 особо чистого никеля используется в гальвано-
пластике и как антикоррозионный материал в химической промышленности.
Сплавы с большим содержанием никеля, например 80% Ni и 20% Сг
или 60—65% Ni и 15% Сг (остальное железо), применяются как жароупорные,
т. е. стойкие к высокотемпературному окислению. Монель-металл, в который
входят 67 % Ni и 30% Си, производится непосредственно из руды, содержащей
эти элементы в той же пропорции, или получается сплавлением никеля и меди.
Этот сплав характеризуется высоким сопротивлением коррозии. Инвар—
сплав железа и никеля (36% Ni) —имеет очень малый коэффициент термиче-
ского расширения, а сплав элинвар (36% Ni, 12% Сг)—низкий температурный
коэффициент модуля упругости; ковар и фернико (28% Ni, 18% Со) исполь-
зуются для спаев со стеклом. В технике применяются многочисленные разно-
видности этих сплавов.
Только 4—5% всего производимого никеля используется для магнитных
сплавов. Материалы с высокой проницаемостью, такие, как пермаллой, гипер-
ник и муметалл, содержат 40—80% Ni (остальное в основном Fe); сплавы
для постоянных магнитов типа алнико содержат 14—28% Ni, 0—25% Со,
8—12% А1 и иногда несколько процентов Си. Чистый никель применяется
в магнитострикционных преобразователях и микрофонах. Магнитные медно-
никелевые сплавы, содержащие 10—30% Си, используются для термомагнит-
ных компенсаторов; сплавы с более высоким содержанием меди используются
как немагнитные.
Металлургия никеля. Основным источником никеля являются сернистые
руды, содержащие только несколько процентов никеля и меди и значительно
большее количество железа. В этих рудах присутствуют, кроме того, в малых
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
215
количествах металлы группы платины, так что они представляют собой также
важное сырье для получения последних.
При производстве никеля отобранная высококачественная руда может
непосредственно перерабатываться в шахтной печи. Однако практически чаще
применяется обогащение руды, которое состоит в массовой или в селективной
флотации раздробленной и тонко размолотой руды. При флотации удаляется
значительное количество соединений меди, которая подвергается отдельной
Фиг. 284. Термическое расширение (А///),
период решетки (^юо) и плотность (б) отожжен-
ного никеля при различных температурах.
Фиг. 285. Электросопротивление никеля
при различных температурах,
/—относительное электросопротивление р/ ро для
99,99% Ni; 2—электросопротивление ?для 99,99 %Ni;
5—электросопротивление р для 99,2% Ni.
переработке. Получающийся после флотации концентрат подвергается обжигу
для уменьшения содержания серы, спекается и загружается в шахтную печь
или обжигается в многоподовой печи и расплавляется в отражательной печи.
Полученный штейн обрабатывается в бессемеровском конверторе, что приводит
к уменьшению содержания железа и серы. Продукт может быть подвергнут
•дополнительной рафинирующей обработке. Этот продукт в виде окисленного
216
ГЛАВА VIII
никеля используется при производстве стали. При производстве высококачест-
венных сплавов его подвергают электролитической рафинировке или обраба-
тывают мондовским способом, при котором закись никеля восстанавливается
в газовой атмосфере и обрабатывается окисью углерода при температуре ниже
100° С. В результате получается карбонил никеля Ni(CO)4, который разла-
гается при 180—200° С с образованием порошка никеля (никель марки А).
Состав нескольких сортов никеля приведен в табл. 38.
Таблица 38
Типичный состав промышленных сортов никеля *
Элемент Содержание, %
электролитиче- ский Ni (технический) карбонильный | Ni (марки А) 1 литой Ni
Ni+Co 99,95 99,4 96,7
Fe 0,03 0,15 0,5
Си 0,02 0,1 0,3
Мп — 0,2 0,5
С Следы 0,1 0,5 .
Si » 0,05 1,5
S » 0,01
* По данным работы [1094].
Физические свойства. Некоторые физические свойства чистого никеля
приведены в табл. 39 [473, 996, 1094, 1592]. Никель имеет структуру гране-
центрированного куба при всех температурах. Термическое расширение и период
решетки при изменении температуры до 1100° С показаны на фиг. 284 [898,
1021, 1281]. Зависимость электросопротивления от температуры приведена
на фиг. 285 [218, 979], где использованы также неопубликованные данные
Умбрейта.
Некоторые физические свойства чистого никеля
Таблица 39
Плотность при 20 °C, г/см3.......................................... 8,9
Коэффициент термического расширения (0—100° С)......................# 13-10“*
Период решетки, А................................................... 3,5168
Температура плавления, °C....................•...................... 1455
Температура кипения (приблизительная), °C........................... 2730
Точка Кюри, °C...................................................... 358
Электросопротивление при 20° С, мком-см............................. 6,8
Температурный коэффициент электросопротивления (в интервале 0—100° С) 0,007
Теплопроводность (при 20° С) кал/см-сек-град........................ 0,22
Сжимаемость, см2/кг................................................... 0,531-10“*
Теплоемкость (при 100° С), кал/г-град............................... 0,11
Теплота плавления, кал/г............................................ 73,8
Модуль нормальной упругости (в ненамагниченном состоянии), кг/мм2 . . 21 000
Модуль сдвига, кг/мм2...................."......................... 7 700
Упругие постоянные, дина/см2:
Сп...................................................................... 2,50-101а
С12..................................................................... 1,60-1012
С44 .................................................................... 1,185-101а
Предел прочности при растяжении (для отожженного состояния), кг/мм2 32
Предел текучести (для отожженного состояния), кг/мм2............. 2
Твердость по Бринелю (для отожженного состояния)................ 75
Удлинение (для отожженного состояния), %........................ 30
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
217
Магнитные свойства. Наиболее достоверные определения намагничен-
ности насыщения при комнатной температуре и ниже вплоть до температуры
абсолютного нуля произведены Вейссом и его сотрудниками [998]. Эти данные
приводятся в табл. 40.
Таблица 40
Намагниченность насыщения никеля
При температуре 15° С При температуре 0° С
°s Is 4uZs «О /о 4те/о
54,39 484,1 6084 57,50 508,8 6394
В экспериментах Вейсса непосредственно определялись значения <ss.
Другие величины, приведенные в табл. 40, подсчитаны исходя из as и значений
плотности, указанных на фиг. 284. В более ранних работах указывалось,
что величина 4irZs при комнатной температуре равна 6150 [473]. По величине
о0 можно подсчитать число магнетонов Бора на атом:
57,50-58,69 л -пл
”о = ’5587....- = °>604-
Измеренные значения точки Кюри колеблются от 358 [163] до 382° С
[122]. Истинная величина, вероятно, лежит между 358 и 363° С [435, 965].
Изменение Bs в зависимости от температуры по данным Вейсса [435,
998] показано на фиг. 286; значения Bs при температурах между 0 и —200° С
определены путем интерполяции по закону Т’/2.
Фиг. 286. Индукция насыщения нике-
ля при различных температурах.
Фиг. 287. Типичная кривая про-
ницаемости отожженного никеля.
Цифры на кривой указывают значения на-
пряженности поля.
Типичная кривая проницаемости промышленного электролитического
никеля, отожженного в водороде при 1000° С в течение 1 часа, показана нафиг.
287. Кривые намагничивания даны на фиг. 288, где показано также изменение
обратимой проницаемости fir. Эти измерения выполнены Киркгамом [954]
на образце, состоявшем из 0,1% Fe, 0,1% Mg, 0,05% С и 99,7% Ni, который
был подвергнут 4-часовому отжигу в водороде при 1100° С. Киркгам определил
218
ГЛАВА VIII
также Но и Нт в зависимости от температуры. Из фиг. 289 видно, что обе эти
величины проходят через максимум при температуре около 200° С и через
второй максимум при температуре приблизительно на 25° С ниже точки Кюри.
Фиг. 289. Зависимость начальной
проницаемости (|i0) и максимальной
проницаемости (рт) никеля от тем-
пературы.
Фиг. 288. Кривые намагничивания
и обра имой проницаемости образца
никеля.
/—кривая намагничивания образца, отож-
женного в течение 4 час. при 1100°С (мед-
ленное охлаждение); 2—кривая намагничи-
вания образца никеля, отожженного при
более низкой температуре; обратимая
проницаемость первого образца.
Первый максимум следует рассматривать как аномальный; он связан с изме-
нением направления легкого намагничивания в кристаллитах с [111] на [100].
На основании этих данных построены кривые намагничивания при пяти
температурах между комнатной температурой и точкой Кюри (фиг. 290).
Фиг.г 290. Кривые намагничивания ни-
келя при различных температурах.
Фиг. 291. Петля гистерезиса ни-
келя при комнатной температуре
(20° С) и при температуре несколь-
ко ниже точки Кюри (333° С).
Влияние температуры на гистерезис иллюстрируется фиг. 291, на которой
приведены данные Кюльвейна [589], производившего измерения на образце
никеля с примесью 1% Мп. Он же показал, что при нагревании от 20° С
до точки Кюри]коэрцитивная сила почти линейно убываете ростом температуры;
вблизи точки Кюри коэрцитивная сила еще составляет 0,1 эрстед. Остаточная
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
219
индукция сначала возрастает с температурой, а затем резко падает до нуля
вблизи точки Кюри.
Типичная кривая проницаемости при малых значениях индукции при-
ведена на фиг. 292. В этой области потери на гистерезис за цикл определяются
приближенной формулой №\=26#т эрг! см3. При Вт=5000 гаусс потери на
гистерезис составляют 1270 эрг!см3 на цикл (для образца промышленного
никеля высокой чистоты, содержащего 0,1% Fe и 0,4% Со).
Фиг. 292. Проницаемость никеля в слабых полях.
Образец отжигался в течение 1 часа при 1000° С в водороде.1
Форрер [278] обнаружил интересную особенность петли гистерезиса
никеля. Он взял проволоку диаметром 0,22 мм, растянул ее до разрыва и намо-
тал на вторую проволоку диаметром 1,78 мм, не перекручивая их. Напря-
женное состояние в процессе измерения сохранялось тем, что полученный
образец помещался в стеклянную капиллярную трубку. Ветви гистерезисной
Фиг. 293. Влияние холодной деформации (прокатки) на свойства
предварительно отожженного никеля.
а—остаточная индукция (Вт) и коэрцитивная сила (Нс); б—потери на гисте-
резис за Ацикл (Wh) и твердость по склероскопу Шора.
По оси абсцисс ^отложена степень обжатия (по толщине) при холодной
прокатке.
петли оказались чрезвычайно крутыми, и в некоторых случаях было установле-
но, что они абсолютно вертикальны (см. фиг. 583 и 584). Описанное явление ранее
никогда не наблюдалось. Впоследствии оно наблюдалось при различных
условиях, что будет более подробно рассмотрено ниже.
Влияние холодной прокатки при различных степенях обжатия на некото-
рые магнитные свойства и на твердость никеля марки А исследовано Вильямсом
220
ГЛАВА VIII
[328], результаты которого приведены на фиг. 293. Образцы перед холодной
прокаткой имели толщину 6,4 мм. Наибольшая напряженность поля при
измерении магнитных свойств составляла около 150 эрстед. Коэрцитивная
сила образца в исходном состоянии была равна 7 эрстед, что свидетельствует
о недостаточном отжиге материала.
Наиболее тщательные исследования влияния температуры отжига на свой-
ства предварительно наклепанного никеля были произведены Биттелем [1003].
На фиг. 294 приведена петля гистерезиса никелевой проволоки после холод-
ной протяжки (обжатие на 77%) с последующим отжигом в течение 1 часа
Фиг. 294. Петли гистерезиса для
никеля.
/—частичный отжиг (1 час при 410° С)
после холодной деформации (степень об-
жатия 77%); 2—полный отжиг (1 час
при 1000° С) после той же деформации.
Фиг. 295. Зависимость коэрцитивной
силы никелевой проволоки от темпера-
туры отжига.
/—отжиг и последующая холодная протяж-
ка (уменьшение площади на 77%); 2—отож-
женный образец, затем растянутый до разрыва.
при 410° С. Для сравнения там же приведена петля гистерезиса полностью
отожженного образца. Своеобразная форма петли слабо отожженного образца
никеля показывает,. что при этой температуре влияние наклепа устранено
только в части материала. На фиг. 295 показано изменение коэрцитивной силы
в зависимости от температуры отжига для той же самой проволоки, а также
для другого образца проволоки, растянутой до разрыва после предваритель-
ного отжига при 1000° С. Как видно, в этом случае явление возврата1)
носит резкий характер и, как обычно, при большем наклепе наступает при более
низкой температуре.
СПЛАВЫ КОБАЛЬТ-НИКЕЛЬ
Ни один из этих сплавов не нашел сколько-нибудь важного промышлен-
ного применения. Даже их магнитные свойства не представляют собой особого
интереса; они характерны скорее как сплавы двух элементов, подобных хими-
чески, но отличающихся по величине намагниченности (один из них имеет
почти в 3 раза большую намагниченность насыщения, чем другой).
Структура и физические свойства. В одном из первых исследований диа-
граммы фазового равновесия [135] указывалось, что кобальт-никелевые сплавы
при всех температурах ниже линии солидус представляют собой твердые раство-
ры. В 1926 г. Масумото [284] открыл ^-s-превращение в чистом кобальте при
400—480° С и определил температуры превращения в сплавах, содержащих до
30% Ni. Фаза е обладает компактной гексагональной решеткой с отношением
осей da—1,62, что близко к отношению осей для идеальной плотной упаковки
-1) При рекристаллизации.—Прим. ред.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
221
атомов (1,63); у-фаза имеет гранецентрированную кубическую решетку,
как и никель. На фиг. 296 показаны линии температур 7-8-превращения при
нагревании и охлаждении; расхождение между этими линиями составляет
Фиг. 296. Диаграмма фазового равновесия сплавов кобальт—
никель.
Область магнитной у-фазы построена по данным Казё, т+з-область—по данным
Масумото (/), исследовавшим как нагревание, так и охлаждение, а также
по данным Хашимото (2), исследовавшим только нагревание. Линия точек
Кюри построена по данным Брониевского (5), исследовавшего нагревание
и охлаждение, Масумото (4) и Блоха (5).
70—100° С. Ширина двухфазной области для равновесных состояний не уста-
новлена. Диаграмма показывает малое расхождение между линиями ликвидус
и солидус [312]. На диаграмме указаны также точки Кюри по данным различ-
ных авторов [122, 284, 584, 765].
Рентгеноструктурное исследование у- и s-фаз производилось Осава [483].
Он нашел, что сплав, содержащий 25% Ni, имеет гексагональную структуру;
222
ГЛАВА VIII
при содержании 30% Ni сплав приобретает структуру гранецентрированного
куба. Интересно отметить, что необратимый характер сплавов, которые,
как теперь известно, претерпевают 7-е-превращение, впервые был замечен
Блохом [122] в его магнитных исследованиях в 1912 г. В литературе до сих
пор обсуждается возможность фазового превращения в чистом кобальте
при 1000—1200° С и его влияние на диаграмму системы кобальт—никель,
но существование этого превращения сомнительно.
Первые непосредственные определения плотности сплавов кобальт—никель,
неточны, и он не применял их в своих магнитных
исследованиях. Результаты определения
выполненные Блохом, были
Ф и’г. 297. Электросопротивление р
и температурный коэффициент элек-
тросопротивления р кобальт-никеле-
вых сплавов при температурах
0—30° С, по различным данным.
межплоскостных расстояний рентгенографи-
ческим путем, полученные Осава [483], не
совпадают с позднейшими и более точными
результатами Оуена и Ятса [898] для ни-
келя и Мейера [967], Марика [884], Эллиса
и Грейнера [1531] для кобальта; поэтому
данные Осава не могут быть использованы
для расчета значений плотности сплавов.
Ямамото в статье, опубликованной в Япо-
нии в 1942 г., сообщил о наличии линей-
ной зависимости плотности от состава, за
исключением области концентрации ни-
келя от 20 до 40%, в которой сплав со-
стоит из двух фаз и плотность понижается
примерно до 8,6 г!см*. Согласно наиболее
достоверным данным, плотность чистого
кобальта равна 8,84 г!см*, чистого нике-
ля—8,90 г[см*.
Точных значений коэффициента тер-
мического расширения, которые позволяли
бы выяснить его зависимость от состава,
еще не получено. Повидимому, значения
от 11 до 14-10-® в равной степени подхо-
дят для всех сплавов [319, 534, 765].
Величины электросопротивления, по-
лученные различными авторами, также не
согласуются достаточно хорошо между со-
бой. Результаты трех серий измерений
представлены на фиг. 297. Ранние дан-
ные Масумото [317] были получены на
образцах, приготовленных из мондовского никеля, содержавшего 0,1% Fe
и 0,04% С, и кобальта, содержавшего 0,2% Fe и 0,22% С. Брониевский
и Питрек [765] в своей более поздней работе приводят для 0° С более
низкие, чем у Масумото, значения электросопротивления, даже если учесть
температурный коэффициент [765] и влияние примесей, которые могли быть
в их образце. Промежуточные величины электросопротивления при 20° С
были получены в лаборатории фирмы Белл на лабораторных образцах средней
чистоты; обычное количество примесей—0,7% Fe и 0,4% Мп.
Все данные по твердости [341,475, 765] показывают, что сплавы, содер-
жащие приблизительно до 30% Ni, тверже других, что и можно было пред-
полагать, принимая во внимание наличие превращения. Твердость по Бринелю
падает от 180 до 100 при увеличении содержания никеля от 20 до 40% и затем
остается почти неизменной до 100% Ni [765]. Имеются очень скудные сведения
о теплопроводности [317] и термоэлектродвижущей силе [765] этих сплавов.
Многие из исследований магнитных и других физических свойств выпол-
нены на литых образцах, механически обработанных и отожженных. Однако
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
223
сплавы, богатые никелем, могут подвергаться горячей или холодной ковке
и протяжке в проволоку. Технология обработки сплавов с содержанием никеля
менее 30% подобна технологии кобальта, т. е. эти сплавы могут подвергаться
горячей деформации; холодная
Магнитные свойства. Свой-
ства сплавов в сильных полях
впервые исследовал Блох [122],
а позднее Вейсс и др. [436],
получившие мало отличающиеся
результаты. Вейсс и др. изме-
ряли намагниченность при низ-
ких температурах и в сильных
полях (более подробных сведе-
ний о методике в работе нет).
Полученные данные экстраполи-
ровались к 0° К и бесконечно
большому полю. Результаты, пе-
ресчитанные с магнетонов Вейс-
са на намагниченность насы-
щения В—Н, иллюстрируются
верхней пунктирной кривой на
фиг. 298.
Насыщение при 15° С, рас-
считанное подобным же обра-
зом, представлено следующей,
ниже расположенной, кривой.
На фиг. 298 представлены так-
же данные для комнатной тем-
пературы при напряженностях
поля 1500, 100, 10 и 3 эрстед,
согласно измерениям, выполнен-
ным в лаборатории фирмы Белл.
Масумото 1405] получил подоб-
ные же результаты, за исклю-
деформация возможна, но затруднительна.
Ф и г. 298. Намагниченность кобальт-никеле-
вых сплавов в. различных полях и число маг-
нетонов Бора (п0).
чением того, что его сплавы,
богатые кобальтом, имели суще-
ственно меньшие величины В—Н
при тех же значениях Н. Влия-
ние температуры на намагниченность в сильных полях установлено в ис-
следовании Блоха [122]; его результаты были впоследствии воспроизведены
еще раз [435]. На фиг. 298 приведено также изменение числа магнетонов
Бора (п0) в зависимости от состава.
Коэффициент жесткости, выраженный величиной а в соотношении
/ —7«С1— я)’
показывающем скорость приближения к насыщению при данной температуре,
для сплавов, богатых никелем [436], изменяется от 3 до 40; наибольшая вели-
чина а отмечена для сплава с наименьшим содержанием никеля (34%).
Магнитные свойства в слабых полях измерялись в лаборатории фирмы
Белл; данные для р-0, и Нс приведены на фиг. 299. Значения fim могут быть
также получены из данных Масумото [405]. Потери на гистерезис при Вт=
=5000 гаусс монотонно уменьшаются от 8000 эрг/см? за цикл для кобальта
до 1200 эрг!см? для никеля.
Тройные сплавы. Большая серия экспериментов по тройным сплавам
кобальт—никель—медь была проведена Даниелем и Нейманом [1013]. В этой
500r-
400-
300-
& -
200-
100-
0 -
Содержание никеля, °/о
Фиг. 299. Начальная (fi0) и. максимальная (р-™) про-
ницаемости, а также коэрцитивная сила (Яс) кобальт-
никелевых сплавов.
эрстед
Фиг. 300. Точка Кюри сплавов Со—Ni—Си.
Пунктирные линии показывают границы фазовых областей при тем
пературах, соответствующих точкам Кюри.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
225
системе вблизи двойных сплавов кобальт—никель и никель—медь распола-
гается непрерывный ряд твердых растворов, за исключением области, соот-
ветствующей большому содержанию кобальта, где при низких температурах
существует е-фаза. Ограниченная растворимость имеет место с обеих сторон
системы кобальт—медь; двухфазная область простирается до центральной
части тройной диаграммы равновесия. Как видно из фиг. 406, эта область
сокращается с повышением температуры (ее граница вблизи температур плав-
ления сплавов соответствует линии М на фиг. 406). Обе фазы этой области
Фиг. 301. Индукция насыщения сплавов Со—Ni—Си.
Цифры на кривых указывают значение В₽ в килогауссах. Штрих-
пунктирной линией обозначена граница двухфазной области.
имеют структуру гранецентрированного куба, причем одна из них обогащена
медью, другая—кобальтом; коноды идут параллельно стороне кобальт—медь.
Линии точек Кюри и значения внутренней индукции насыщения В—Н
приведены на фиг. 300 и 301. Даннель и Нейман [1013] в своем иссле-
довании этой системы прежде всего интересовались свойствами диспер-
сионно-твердеющих сплавов, поскольку основной их целью было изыскание
материала для постоянных магнитов. Подробно этот вопрос обсуждается
в гл. IX.
Форсайт и Дауделл [1197] исследовали систему кобальт—никель—кремний
до содержания 20% Si. Примерно 6% Si входит в твердый раствор при 1000° С,
а 7-фаза (гранецентрированная кубическая) существует до 15% Si. Фаза а при
комнатной температуре всегда ферромагнитна. Сплавы, содержащие 10% Si
и более, являются хрупкими.
Система кобальт—никель—алюминий исследовалась Шраммом [1286],
определившим структуру и точки Кюри сплавов. Фридрих [126] изучал систему
кобальт—никель—мышьяк.
15 р. Бозорт
226
ГЛАВА VIII
ДРУГИЕ СПЛАВЫ КОБАЛЬТА
Значения точки Кюри для нескольких серий кобальтовых сплавов при-
водятся в трех работах Кестера и др. [960, 961, 1053]. В этих работах, а также
в работах Хашимото [949—951, 1034] исследовалось также влияние ряда
элементов на низкотемпературное е-у-превращение кобальта, происходящее
вблизи 400° С. Температура этого превращения в общем случае понижается
при добавлении металла с кубической гранецентрированной решеткой, который
стремится стабилизировать у-моди-
фикацию кобальта (с решеткой гра-
нецентрированного куба). Добавле-
ние некоторых элементов повышает
температуру е-у- превращения спла-
вов при их нагревании, но пони-
жает ее при охлаждении. Достичь
равновесия в кобальтовых сплавах
особенно трудно при низких темпе-
ратурах. Хашимото построил диа-
граммы равновесия кобальта cCa,Cd,
Si и Mg.
Магнитное насыщение четырех
видов кобальтовых сплавов (с А1, Сг,
Мо, W) измерялось Фарка [943].
Эти данные приводятся в соответ-
ствующих местах книги. За исклю-
чением данных Фарка и результатов
определения точек Кюри, в литера-
туре почти нет сведений о свой-
ствах кобальтовых сплавов. Сле-
дующие из кобальтовых соединений
(или упорядоченных фаз) известны
как ферромагнитные:
Co5As2 Со2Р CoS2
Со2В CoPt CoZn
Кобальт—алюминий. Диаграмма
Содержание алюминия, атомн. °/Q
Содержание алюминия, °J$
Фиг. 302. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов кобальт—алюминий.
фазового равновесия системы Со—
СоА1 приведена на фиг. 302 [12951. Растворимость алюминия в кобальте (чи-
стота 97,5%) изменяется от 8% при эвтектической температуре (1400° С) до
4,5% при 840° С (точка Кюри) и до 1% при температуре е-у-превращения
(300° С при охлаждении). По предварительным данным Кестера и Вагнера
[960], растворимость алюминия в кобальте при 0—500° С составляет око-
ло 5%, а точка Кюри твердого у-раствора предельной концентрации
равна 640° С. По данным Хашимото [951], точка Кюри насыщенного твер-
дого у-раствора составляет 725° С.
Фаза СоА1 (31,4% А1), или p-фаза, имеет ту же структуру, что и NiAl
(типа CsCl), соединение Со2А15 (53,4% А1) имеет гексагональную структуру
[1106]. Существует еще несколько соединений, более богатых алюминием,
чем СоА1.
Превращения [3-фазы1) (СоА1 и твердый раствор кобальта на основе СоА1)
совершаются очень вяло, так что сделать ее гомогенной очень трудно. Измеряя
намагниченность при нагревании и охлаждении сплавов, предварительно
обработанных различным образом, Шрамм [1295] определил точки Кюри
2) Выделение избыточной фазы при охлаждении и ее обратное растворение при нагре-
вании.—Прим. ред.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ 227
р-фазы в широкой области концентрации (нижняя пунктирная кривая на
фиг. 302). Само соединение СоА1 при комнатной температуре неферромагнитно.
Фарка [943] измерил намагниченность на 1 г для сплавов с содержанием
алюминия 3,05 и 3,90% и нашел, что величина os при 23° С составляет для них
соответственно 151,4 и 148; значения о0, полученные экстраполяцией к 0° К,
составляют 153,5 и 150,2, что соответствует п0=1,56, и 1,51 магнетонов
Бора на атом сплава. Это позволяет заключить, что магнитный момент
на атом кобальта в сплаве умень-
шается по сравнению с чистым ко-
бальтом. О фазовом состоянии спла-
вов, исследованных Фарка, сведе-
ний нет.
Кобальт—сурьма. На фиг. 303
приведена диаграмма фазового равно-
весия по Хансену [862], с учетом
более поздних данных Кестера и Ваг-
нера [960]. Сплавы ферромагнитны
вплоть до 67% Sb, когда образуется
немагнитное соединение CoSb. Это
соединение выделяется в качестве
избыточной фазы при комнатной тем-
пературе, когда сплав содержит бо-
лее 8% Sb (более 5%, согласно Ха-
шимото [951]). Соединение CoSb имеет
гексагональную структуру типа пир-
ротита [311].
Точка Кюри в области твердого
раствора снижается приблизительно
до 990° С при 8% Sb и далее остает-
ся постоянной.
Фиг. 303. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов кобальт—сурьма.
При добавлении сурьмы к кобальту s-f- превращение, согласно данным
Кестера и Вагнера, при нагревании совершается при более высокой темпера-
туре, а при охлаждении—при более низкой. По данным Хашимото [9511,
с добавлением сурьмы температура превращения повышается.
Кобальт—мышьяк. По опубликованным данным, в этой системе обра-
зуются соединения CoeAs2 (33,7% As), Co2As (38,9% As) и ряд других. Соеди-
нение Co5As2 входит в состав эвтектики, затвердевающей при 920° С (фиг. 304).
Растворимость мышьяка в кобальте при этой температуре составляет 7% и,
по данным Кестера и Мулфингера [1053], уменьшается до 5% при низких
температурах (и менее чем до 3%, по данным Хашимото [951]). В работе
Кестера и Мулфингера показано, что при добавлении мышьяка температура
e-f-превращения повышается до 660° С (при нагревании) или до 535° С (при
охлаждении). При охлаждении сплавов, содержащих 15—45% As, в интервале
температур 250—350° С отмечен тепловой эффект, происхождение которого
неизвестно.
Точка Кюри при введении мышьяка снижается до 925° С [1053] и затем
не меняется. В одной из старых работ [78] показано, что сплавы остаются
ферромагнитными до 38% As; следовательно, соединение Co5As2, повидимому,'
магнитно, а соединение Co2As немагнитно. В сплавах, содержащих от 7 до.
28% As, вблизи эвтектической температуры жидкая фаза может находиться
в равновесии с ферромагнитным ^-твердым раствором.
Кобальт—бериллий. Приведенная на фиг. 305 диаграмма фазового равно-
весия сплавов, богатых кобальтом, была составлена Кестером и Шмидом [961].
Растворимость бериллия в кобальте при комнатной температуре несколько'
превышает 1 %. С увеличением содержания бериллия температура г-у-превра-
щения при нагревании повышается, а при охлаждении понижается. Точка
15*
228
ГЛАВА VIII
Кюри снижается до 950° С и при содержании бериллия свыше 1,5—2% остается
постоянной. Магнитные свойства соединения СоВе (11,3% Be) не изучались.
Мазинг 1360] считает, что эти сплавы по структуре подобны сплавам бериллий—
никель, в которых соединение NiBe немагнитно.
Кобальт—висмут. Кобальт и висмут лишь ограниченно растворяются
друг в друге в жидком состоянии. Эвтектический сплав содержит около 3% Со
Фиг. 305. Диаграмма фазового рав-
новесия сплавов кобальт—бериллий.
-Фиг. 304. Диаграмма фазового равновесия
сплавов кобальт—мышьяк.
Содержание бора, атомн. °/о
О 10 20______30
Жидкая фаза Со2В
1600
1400
1200
К1000
'§ 800
600
400
200
О__________________________
Со 1 2 3 4 5 6 7 8 9
Содержание бора, °/о
Фиг. 306. Диаграмма фазового
равновесия сплавов кобальт—бор.
^-Магнитное
превращение
Магнитное-
превращение_у>о<$_
----------1------
---------1-------
6+C02S
till________।_
и плавится при 258° С, т. е. на 10—12° ниже температуры плавления висмута.
Таким образом, практически все сплавы начинают плавиться при эвтекти-
ческой температуре. Растворимость висмута в кобальте в твердом состоянии
меньше 1% [951]; влияние висмута на точ-
ку Кюри и на е-у-превращение незначи-
тельно и точно не установлено. Предпола-
гают, что растворимость кобальта в висмуте
в твердом состоянии не превышает 0,001%
[494]. Следовательно, можно ожидать, что
все сплавы, содержащие больше 0,001% Со,
ферромагнитны и что точка Кюри этих спла-
вов лежит около 1115° С, а намагниченность
насыщения пропорциональна содержанию
кобальта.
Кобальт—бор. Диаграмма фазового рав-
новесия сплавов, богатых кобальтом, полу-
ченная Кестером и Мулфингером [1053],
приведена на фиг. 306. При добавлении
к кобальту до 1 % В точка Кюри снижается
до 1090° С, что на 12° С ниже температуры
плавления эвтектики, содержащей у-фазу и Со2В. Соединение Со2В (8,4% В)
ферромагнитно, его точка Кюри лежит при 510° С. Температура е-?-превра-
щения понижается с увеличением содержания бора до 360° С при нагревании
и до 260° С при охлаждении.
Кристаллические решетки соединения Со2В и немагнитного соединения
СоВ (15,5% В) подобны решеткам соответствующих соединений бора с железом
7
5
е
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
229
и никелем. Для сплавов, содержащих до 20% В, имеются данные рентгенов-
ского анализа [636].
Кобальт—углерод. Диаграмма фазового равновесия сплавов, содержащих
до 5% углерода, приведена на фиг. 307. Эта диаграмма построена главным
образом на основании данных Боккера [124], Хашимото [1035] и Кестера
и Шмида [961]. В этих сплавах из твердого раствора выделяется в основ-
ном графит, что существенно отличает их от сплавов железо—углерод.
Установлено, что в интервале 500—800° С соединение Со3С (6,4% С) стабильно
[967]. Термодинамические свойства приводятся в работе Келлея [962].
Фиг. 307. Диаграмма фазового равновесия сплавов кобальт—
углерод.
Эвтектический сплав содержит около 2,6% С и плавится при 1300—1310° С.
При этой температуре растворимость углерода в кобальте составляет 0,8—1,0%.
С понижением температуры, по данным одних авторов, растворимость пони-
жается до 0,1%, по данным других, растворимость ниже температуры е-р
превращения совсем отсутствует [1496]. Влияние содержания углерода на
положение точки Кюри показано на фиг. 307.
Кобальт—церий. Фогель [1510] установил наличие следующих соедине-
ний: СоСе3 (12,3% Со), Со2Се (45,7% Со), Со3Се (55,8% Со), Со4Се (62,7% Со)
и СобСе3 (67,8% Со). Соединения Со2Се и СобСе3подвергались рентгеновскому
анализу. Соединение Со2Се имеет кубическую структуру шпинели с периодом
решетки 7,155 А. Соединение СобСе3 имеет структуру, подобную структуре
Zn6Ca. Оба соединения кобальта с церием изоморфны соответствующим соеди-
нениям церия с никелем. Как видно из диаграммы, с увеличением содержания
церия в сплавах, начиная от чистого кобальта и до 85% Се, температура плав-
ления понижается. Никаких данных о магнитных характеристиках сплавов
в литературе не найдено.
Кобальт—хром. Точное построение диаграммы фазового равновесия спла-
вов кобальт—хром (фиг. 308) затруднено, так как превращения в сплавах
происходят при низкой температуре и диффузия идет чрезвычайно медленно.
Вследствие этого границы некоторых фазовых областей установлены неточно.
Последняя диаграмма фазового равновесия, построенная Элси и др. [1532],.
230
ГЛАВА VIII
на основании предшествующей работы Вефера с сотрудниками [439, 500J
и Матсунага [536], показывает, что температура e-y-превращения повышается
с увеличением содержания хрома. Этот результат качественно совпадает с дан-
ными более ранних работ [951]. Точка Кюри падает до комнатной температуры
при 20% Сг; в области е-.рпревращения на кривой точек Кюри наблюдается
перелом [439, 536]. Растворимость немагнитной фазы СоСг (46,9% Сг)
в кобальте не установлена и при низких температурах предположительно
изменяется от 10 до 30% Сг и более.
Фиг. 308. Диаграмма фазового равновесия сплавов кобальт—
хром.
Фарка [943] измерял намагниченность насыщения as при 23° С для спла-
вов, содержащих до 20% Сг, и вычислял а0—намагниченность насыщения
при 0° К и п0—число магнетонов Бора на один атом. Им были получены следую-
щие результаты:
Содержание хрома as «0 по
вес. % атомн. %
5,0 5,6 134 136 1,42
9,5 10,6 100 103 1,07
15,0 16,7 59,5 62 0,64
20,0 22,1 19 23 0,24
Величина а0 линейно зависит от содержания хрома. Экстраполяция,
показывает, что при 0° К сплав становится немагнитным при содержании
хрома около 25 атомн. %.
Стеллит, содержащий, например, 27% Сг, 6% Мо, 2% Ni, 0,3% С (осталь-
ное Со), немагнитен. Его твердость возрастает с увеличением содержания
хрома и уменьшается с] увеличением содержания кобальта. Ряд тепло-
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
231
устойчивых и стойких против коррозии сплавов применяется в зубоврачебном
деле, а также для производства лопаток турбин, режущего инструмента и
других целей.
Кобальт—медь. В отсутствие примесей эти металлы в жидком состоянии,
очевидно, полностью растворяются друг в друге [1576], но при наличии при-
месей получается расслоение. В твердом состоянии кобальт растворяется
в меди до 5% при 1100° С и до 0,2% при 400° С [494]. Растворимость меди
в кобальте при низких температурах составляет около 10% [951]; Кестер
Фиг. 309. Диаграмма фазового равновесия 'сплавов кобальт—
медь.
и Вагнер [960] нашли, что после охлаждения сплава с печью растворимость
меди составляет 12%. Медь понижает точку Кюри и температуру е-рпревра-
щения [950], что показано на фиг. 309. Таким образом, все сплавы, содержащие
более 0,2% Со, ферромагнитны.
Кобальт—германий. Пфистерер и Шуберт [1655] нашли, что кобальт
образует с германием соединения CoaGe (34,2% Ge), CoGe (51,0% Ge), Co2Ge3
(61,0% Ge) и CoGe2 (67,6% Ge). Соединение Co2Ge образует с кобальтом эвтек-
тику, плавящуюся при 1110° (30% Ge). Растворимость германия при этой
температуре составляет около 15% и с понижением температуры уменьшается
до 10%. Влияние германия на температуру e-y-превращения незначительно.
Соединение Co2Ge имеет структуру пирротита (типа NiAs) и образует сверх-
структуру; температура упорядочения составляет 625° С. При увеличении
содержания германия температура упорядочения падает до 400°; при составе
сплава, соответствующем соединению CoGe, упорядочение исчезает. Соеди-
нение Co2Ge немагнитно даже при низких температурах.
Кобальт—золото. Эта простая система [862] имеет одну эвтектику с темпе-
ратурой плавления около 1000° С, на 65° С ниже температуры плавления
золота. При эвтектической температуре около 6% Au растворяется в кобальте
и около 13% Со—в золоте. При комнатной температуре растворимость золота
составляет менее 3,5%. Точка Кюри несколько снижается при добавлении
золота, но лежит выше температуры плавления эвтектики. Хашимото [951]
232
ГЛАВА VIII
указывает, что золото снижает температуру е-у- превращения. При комнатной
температуре намагниченность насыщения сплавов должна быть почти пропор-
циональной содержанию кобальта, за исключением сплавов с малым содер-
жанием кобальта. Валь [114] сообщает, что намагниченность сплавов в постоян-
ном поле (напряженность поля не указывается) вначале резко падает с добав-
лением золота, после чего падение замедляется, и при 100% Au намагничен-
ность приближается к нулю.
Кобальт—водород. Растворимость водорода в кобальте при температурах
от 600 до 1200° С измерялась Зивертсом и Гагеном [753]. Растворимость воз-
Содержание молибдена, атомн. °/о
Ф и г.
310. Диаграмма фазового равновесия
сплавов кобальт—молибден.
(К)—данные Кестера; (Т)—данные Такея.
растает с увеличением темпера-
туры так же, как в железе и ни-
келе, однако она остается значи-
тельно меньшей, чем в этих
двух металлах. Авторы нашли,
что в 100;иг кобальта при 1000°С
растворяется 3,2 см3 водорода
(измерения производились при
0° С и давлении 1 апгм).
Кобальт—свинец. Кобал ьт
практически нерастворим в свин-
це в твердом и жидком состоя-
нии, и, следовательно, при до-
бавлении небольшого количества
кобальта в свинец последний
становится ферромагнитным. Со-
гласно Тамману и Ольсену [494]г
в твердом свинце растворяется
0,001% Со.
Кобальт—марганец. Данные
о точках Кюри и температуре
е-у-превращения в этих спла-
вах противоречивы [862]. Одна-
ко, повидимому, можно сказать,
что сплавы, содержащие от 30
до 40% Мп, немагнитны при ком-
натной температуре и что мар-
ганец
найти
задерживает e-7-превращение. Более подробное описание можно
в работах Хансена [862] и Шнейдера и Вундерлиха [1661].
Садрон [611] измерял атомные моменты сплавов, содержащих более
20% Мп; полученные результаты иллюстрируются фиг. 435.
Кестер и Гебхардт [1047, 1051] приводят диаграмму фазового равновесия
системы Со—Мп—А1 и данные по магнитным свойствам этих сплавов. В указан-
ных работах приведены значения намагниченности насыщения, точек Кюри
и коэрцитивной силы. Наибольшая полученная коэрцитивная сила состав-
ляет 300 эрстед.
Система Со—Мп—Си изучалась Кестером и Вагнером [1048], которые
измерили намагниченность насыщения, коэрцитивную силу и остаточную
индукцию.
Кобальт—ртуть. Тамман и Коллманн [325] установили, что растворимость
кобальта в ртути составляет при комнатной температуре около 0,2%. Тамман
и Ольсен [494] на основании более ранних магнитных измерений Нагаока
[34] подсчитали, что растворимость составляет 0,06%.
Кобальт—молибден. Сведения, имеющиеся об этой системе, настолько
неопределенны, что их нельзя считать окончательно установленными. Согласно
данным Кестера и Тонна [599], представленным на фиг. 310, температура
г-у-превращения увеличивается до 915° С при 20% Мо. Кестер и Тонн нашли
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
233-
также, что точка Кюри в ^-области снижается до 700° С при 10% Мо и продол-
жает падать при дальнейшем увеличении содержания молибдена вплоть до-
2000 С в сплавах, закаленных с 1200° С для сохранения ^структуры. [Кривая
(7) на фиг. 310 построена Такеем [376].] Если, однако, сплавы хорошо отож-
жены, е-фаза становится стабильной и положение точки Кюри (750° С) не
меняется от 15 до 50% Мо. В этих сплавах содержится выделившаяся немагнит-
ная фаза СоМо (62,0% Мо). Эта фаза присутствует наряду с е-фазой при комнат-
ной температуре (вернее,
ниже 500° С) при содержа-
нии молибдена выше 10%.
Была предложена еще
другая диаграмма [830],
однако при ее исследова-
нии магнитные свойства не
изучались.
Фарка [943] измерял
намагниченность насыще-
ния при 23° С для сплавов,
содержащих 3 и 5% Мо,
и получил соответственно
as= 158,7 и 148,5. Предпо-
лагаемое число магнетонов
Бора на один атом, полу-
ченное экстраполяцией дан-
ных к 0° К, составляет
1,71 и 1,62.
Кобальт—ниобий. Ке-
стер и Мулфингер [1053]
изучили сплавы, содержа-
щие до 38,8% Nb (CosNb2,
38,7% Nb). Полученная
ими диаграмма фазового
Фиг. 311. Диаграмма фазового равновесия сплавов
кобальт—ниобий.
равновесия приведена на
фиг. 311. Растворимость
ниобия в твердой фазе при эвтектической температуре (1235° С) составляет
7%, при более низкой температуре растворимость меньше. В образцах,,
охлажденных с печью, найдено 4% Nb в твердом растворе, однако в об-
разцах, содержащих 3% Nb, после надлежащей термообработки наблюда-
лось дисперсионное твердение.
Температура е-^-превращения понижается с увеличением содержания
ниобия. Точка Кюри понижается и достигает 1030° С при 4% Nb (предел-
растворимости при этой температуре). Соединение Co6Nb2, повидимому, немаг-
нитно.
Кобальт—азот. При низких температурах не обнаружено никаких соеди-
нений кобальта с азотом; при очень высокой температуре наблюдалось соеди-
нение Co3N2 (13,7% N) [184].
Кобальт—кислород. Соединение СоО (21,4% О) имеет кубическую решетку
типа NaCl и плавится при 1935° С [555]. Упругость пара кислорода над соеди-
нением СоО при 730° С очень мала—около 10"14 мм рт. ст.—и увеличивается
при 1430° С приблизительно до 10-4 мм рт. ст. Способность к восстановлен и ю-
водородом характеризуется константой равновесия:
v- - ffi«)
д“ (Не-
которая составляет от 0,03 до 0,05 в температурном интервале 700—1300° С
[1615]. Упругость диссоциации соединения Со8О4 (26,6% О) равна 10 мм рт. ст.
при 800° С и 400—500 мм рт. ст. при 950° С [1335].
234
ГЛАВА VIII
Сейболт и Метьюсон [824] изучали растворимость кислорода в кобальте
при температурах от 600 до 1500° С. Установлено, что при низких температурах
растворимость составляет 0,006% и затем возрастает до температуры 850° С,
при которой происходит превращение, после чего растворимость падает до
малых значений. С дальнейшим повышением температуры растворимость
вновь возрастает и достигает 0,02% при 1500° С.
Согласно одним данным, соединения СоО и Со3О4 парамагнитны, однако
по другим [1387] они ферромагнитны. Бизетт [1448] нашел, что соединение
СоО антиферромагнитно и имеет точку Кюри 20° С, а Фокс [1536] нашел
при этой температуре аномалию в тер-
мическом расширении сплава.
Кобальт—палладий и кобальт—пла-
тина. См. гл. IX.
Кобальт—фосфор. Известны соеди-
нения Со2Р (20,8% Р), СоР (34,5% Р) и
СоР3 (61,2% Р); в литературе имеются
также указания о существовании дру-
гих соединений. Слабомагнитное соеди-
нение Со2Р [97] претерпевает фазовое
превращение при 920° С. Растворимость
фосфэра в кобальте в твердом состоянии
мала; по данным Хашимото [1034], она
составляет около 0,3%. Точка Кюри
понижается при этом до 1034° С. Эвтек-
тическая смесь, в которую входит Со2Р,
плавится при 1022° С, эвтектический
сплав содержит 11,5% Р [862].
Кобальт—селен. Известны соедине-
ния Co2Se (40,2% Se), CoSe (57,3% Se)
и CoSe2 (72,9% Se). Данные соединения
были изготовлены и подвергнуты рент-
генографическому исследованию [311].
Последние два соединения имеют струк-
туру пирротита (FeS) и пирита (FeS2),
подобно соответствующим соединениям
кобальта с серой. Имеются указания,
Содержание кремния, атомн %
Со 5 10 15 20 25
Содержание кремния, %
Фиг. 312. Диаграмма фазового рав-
новесия сплавов кобальт—кремний.
что с увеличением содержания селена температура е-7-превращения повы-
шается до 520° С при нагревании и понижается до 400° С при охлажде-
нии [1034]. Растворимость селена в твердом состоянии мала, вероятно
менее 1% [1034].
Кобальт—кремний. Немагнитное соединение Co2Si (19,2% Si) образует
•с кобальтовой у-фазойэвтектику, плавящуюся при 1200° Си содержащую 12% Si
(фиг. 312). Растворимость кремния в твердом растворе при эвтектической
температуре составляет 9,5%; с понижением температуры она уменьшается
до 8.% и менее.
Установление однофазной и двухфазной областей затруднено вследствие
того, что е-у-превращение идет очень медленно. На диаграмме показаны фазо-
вые области и положение точки Кюри, отражающие состояние сплава после
нагревания или охлаждения с оптимальными скоростями, по данным Кестера
и Шмида [961]. Хашимото [949] также наблюдал повышение температуры
е-рпревращения с увеличением содержания кремния в сплаве.
При более высоких концентрациях образуется соединение CoSi (32,25%Si)
и другие соединения. Одним из исследователей найдено соединение
•Co3Si (13,7% Si), что, однако, не подтверждено другими данными [862].
С увеличением содержания кремния в сплаве период решетки как е-. так и
7-фазы уменьшается [691].
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
235
Кобальт—серебро. Кобальт и серебро в жидком состоянии не смешиваются.
Тамман и Ольсен [494] нашли, что в серебре, насыщенном кобальтом при 1000—
1200° С, содержится 10"3—10~4% Со. Таким образом, точка Кюри сплавов
совпадает с точкой Кюри кобальта, а намагниченность насыщения опреде-
ляется его содержанием. Согласно Хашимото [951], растворимость серебра
в кобальте достигает 2%; точка Кюри и температура е-у-превращения при этом
мало изменяются.
Кобальт—сера. Соединения CoS (35,2% S), Co9S8(32,6% S), Co3S4 (42,0% S)
и CoS2 (52,1% S) были изготовлены и подвергнуты рентгеновскому исследо-
ванию [1060]. Соединение CoS имеет
гексагональную решетку пирротита
(FeS), Co3S4 имеет структуру шпи-
нели, Co9S8—кубическую решетку
и CoS2—структуру пирита (FeS2).
Харалдсен и Клемм [795] нашли,
что соединение CoS2 ферромагнитно
при —180° С, при этом в поле от
1000 до 3700 эрстед о=45—50.
Растворимость серы в твердом
кобальте весьма мала, значение ее
не установлено. В одной из пред-
ложенных диаграмм фазового рав-
новесия сплавов Со—S [864] пока-
зано, что при температурах ниже
787° С при содержании серы до
31% устойчивы фазыСо+Сов55 (или
Co9S8). Фазы Co+Co3S4 устойчивы
при более высокой температуре.
Соединение CoS появляется в спла-
вах, содержащих до 31% S. Фрид-
рих [77] указывает, что сплавы,
богатые серой, не притягиваются
Ф и г. 313. Диаграмма фазового равнове-
сия сплавов кобальт—тантал.
магнитом.
Кобальт—тантал. Сплавы, бо-
гатые кобальтом, изучались Кесте-
ром и Мулфингером [1053]. Диа-
грамма фазового равновесия приводится на фиг. 313. Немагнитное сое-
динение Со5Та2 (55,2% Та) входит в эвтектический сплав при 31 % Та
с температурой плавления 1275° С. Растворимость в твердом состоянии
понижается от 13% при эвтектической температуре до 8,5% при 500° С
в сплавах, охлажденных с печью. В сплавах, содержащих 6% Та, наблюдается
дисперсионное твердение, а, следовательно, граница растворимости при низких
температурах лежит ниже 6%. Согласно данным Кестера и Мулфингера,
температура е-у-превращения понижается с увеличением содержания тантала,
однако, по данным Хашимото [951], она повышается.
Точка Кюри у-фазы понижается до 1035° С при 8,5% Та, затем остается
постоянной.
Кобальт—теллур. Соединение СоТе (68,4% Те) имеет гексагональную
структуру пирротита [318].
Кобальт—таллий. Эта система подобна системе кобальт—свинец, с той
разницей, что таллий незначительно растворяется в расплавленном кобальте
[862].
Кобальт—олово. На фиг. 314 приводится диаграмма фазового равновесия,
по Хансену [862], основанная на более ранних работах и дополненная послед-
ними данными Кестера и Вагнера [960]. Соединения Co2Sn(50,2% Sn) и CoSn
(66,8% Sn) немагнитны. Их кристаллические структуры известны [1067].
236
ГЛАВА VIII
Соединение Co2Sn имеет тетрагональную решетку, CoSn—гексагональную.
Было обнаружено также соединение CoSn2 [1067].
Растворимость олова в у-кобальте невелика и составляет, по данным Ниала
[1067], 5% при 1000° С, по данным Кестера и Вагнера—8% [960]. Последние
установили, что при обычной скорости охлаждения растворимость при 600° С
и ниже равна 5%. По данным Кестера и Вагнера, температура е-у-превращения
понижается с увеличением содержания олова как при нагревании, так и при
охлаждении, по данным же Хашимото [1034], с увеличением содержания
олова температура превращения при нагревании повышается.
Фиг. 314. Диаграмма фазового равновесия сплавов кобальт—
олово.
Сплавы кобальт—олово ферромагнитны до содержания 50% Sn (Co2Sn)'
с точкой Кюри 1033° С [1034] или 1080° С I960].
Кобальт—титан. О температурах плавления этих сплавов известно очень
мало. Кестер и Вагнер [960] нашли, что при охлаждении сплава с печью предел
растворимости в твердой фазе равен 7,5%. При этом составе сплава точка
Кюри снижается до 900° С. Температура е-^-превращения понижается в тех же
пределах, что и в системе кобальт—олово.
Известны соединения Co2Ti (28,9% Ti), CoTi (44,8% Ti) и CoTi2 (61,9%
Ti) [ 1140]. Соединение Co2Ti имеет кубическую решетку типа MgCu2, соединение
CoTi—кубическую решетку типа CsCl, соединение CoTi2— сложную гране-
центрированную решетку.
Кобальт—вольфрам. Кестер и Тонн [599] нашли, что диаграмма фазового
равновесия сплавов кобальт—вольфрам подобна диаграмме кобальт-молиб-
деновых сплавов, приведенной на фиг. 310. Однако растворимость вольфрама
в кобальте при комнатной температуре составляет 13% вместо 9% для молиб-
дена. Точка Кюри в двухфазной s+p-области лежит при 825° С. Авторы считают,
что все сплавы до соединения CoW (75,7% W) магнитны. Хашимото [951]
построил подобную диаграмму с пределом растворимости вольфрама, равным
30%. По мнению Хашимото^ при введении вольфрама точка Кюри снижается
до 500° С; температура е-^-превращения повышается при нагревании и пони-
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
237
жается при охлаждении. Сайкс [675] предложил диаграмму, совершенно
отличную от указанных.
Бабич и др. [1108] путем рентгенографического анализа сплавов кобальт—
вольфрам обнаружили соединения Co3W (51,0% W) и CoW; последнее имеет
гексагональную решетку, в нем наблюдается упорядочение.
Фарка [943] измерил для этих сплавов намагниченность насыщения
на 1 г при 23° С и подсчитал его значение при 0° К. Для сплава с 5% вольфрама
as=147, а0=149, для сплава с 10% вольфрама as=134, а0=136. Число магне-
тонов Бора на один атом составляет соответственно 1,63 и 1,54.
Содержание цинка, °/о
Фиг. 315. Диаграмма фазового равновесия сплавов кобальт—
цинк.
Кобальт—ванадий. Кестер и Вагнер [960] исследовали сплавы, богатые
кобальтом и содержащие ванадий и железо в отношении 4:1. При введении
ванадия до 10% температура е-у-превращения повышается при нагревании
и понижается при охлаждении. В сплаве с 12% ванадия е-у-превращение
при охлаждении протекает при комнатной температуре. Точка Кюри снижается
непрерывно с возрастающей скоростью при увеличении содержания ванадия
до 20%. В этом сплаве точка Кюри лежит при 400° С. Сплавы с 25% ванадия
неферромагнитны уже при комнатной температуре.
Кобальт—цинк. Диаграмма фазового равновесия, предложенная Шрам-
мом [1296], приведена на фиг. 315. Соединение CoZn (52,6 % Zn) ферромагнитно
и встречается в сплавах, содержащих до 77% Zn. При более высоком содержа-
нии цинка образуются другие фазы. Растворимость цинка в кобальте в твер-
дом состоянии меняется от 40% при 950° С до 6% при 400° С и снижается до еще
меньшей величины при комнатной температуре. Точка Кюри в -у-области сни-
жается с увеличением содержания цинка и достигает 745° С для сплава, содер-
жащего 21 % Zn (предел растворимости цинка при 745°С). В дальнейшем поло-
жение точки Кюри неизменно до 50% Zn. Точка Кюри сплавов, состоящих
из фаз 7+CoZn, и соединения CoZn лежит при 195° С. Добавление цинка
к сплаву, соответствующему соединению CoZn, снижает точку Кюри до 125° С.
положение которой затем не меняется до 77% Zn.
238
ГЛАВА VIII
Согласно Кестеру и Вагнеру [960], температура е-у-превращения с увели-
чением содержания цинка повышается при нагревании и понижается при охлаж-
дении. Хашимото [951] в обоих случаях наблюдал снижение температуры
е-Т-преврагцения с увеличением содержания цинка в сплаве.
Шрамм и Морнгейм. [1577] наблюдали старение в сплавах, содержащих
40% Zn, и проследили за изменением магнитных свойств в сплаве после раз-
личных термических обработок. Эти
изменения объясняются диаграммой,
фазового равновесия.
Кобальт—цирконий. Согласно Ке-
стеру и Мулфингеру [1053], систе-
ма образует эвтектику, содержащую
12% Zr; температура плавления эв-
тектики 1460° С (фиг. 316). Раство-
римость циркония при эвтектической
температуре составляет 2%; с пони-
жением температуры она несколько
снижается. Выделяющаяся вторая фа-
за Co4Zr (27,9% Zr), по всей вероят-
ности, магнитна; ее точка Кюри на-
ходится при 490° С. Таким образом,,
обе фазы, присутствующие во всех
сплавах, содержащих от 2 до 27% Zr,.
магнитны.
Цирконий, согласно Кестеру и
Мулфингеру, снижает температуру
е-у-превращения как при нагревании,
так и при охлаждении. Хашимото
[1034], однако, считает, что темпера-
ф И Г. 316. Диаграмма фазового равно- тУРа превращения при нагревании
весия сплавов кобальт—цирконий. повышается. Он нашел также, что
точка Кюри с увеличением содержа-
ния циркония снижается до 1029° С при содержании циркония, соответствую-
щем пределу растворимости (0,2% Zr).
ДРУГИЕ СПЛАВЫ НИКЕЛЯ
Наиболее широкое промышленное распространение из нежелезных никеле-
вых сплавов получили никель-медные сплавы. Сюда входит монель-металл,
сплав нейзильбер, константан и сплав для чеканки монет. Для удовлетворения
различных требований, предъявляемых к механическим свойствам сплавов,
никель упрочняют добавкой кремния или алюминия. Хром добавляют к ни-
келю с целью повышения его коррозионной устойчивости в окислительной
атмосфере.
Среди нежелезных никелевых сплавов нет сплавов с практически важными
магнитными свойствами. Сплавы никель—марганец имеют большой научный
интерес, так как свойства их зависят от упорядочения атомной структуры,
причем намагниченность насыщения и положение точки Кюри изменяются
в широких пределах. Известно, что соединения Ni2Mg, Ni3Mn и NiHg3 ферро-
магнитны.
Никель—алюминий. Диаграмма, приведённая на фиг. 317 [1535], основы-
вается главным образом на трех исследованиях [922, 930, 1297]. В гранецентри-
рованной кубической решетке а'-фазы, Ni3Al (13,3% Al), и объемноцентрирован-
ной кубической решетке £-фазы, NiAl (31,5% Al), наблюдается упорядочение,
обнаруженное Бредли и Зигером [930]. Растворимость алюминия в никеле
при температуре 1385° С достигает 11% и уменьшается с понижением темпера-
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
239
туры до содержаний ниже 5%. Сплав, содержащий 4,5% А1, применяется
в качестве дисперсионно-твердеющего промышленного сплава (Z-никель).
Шрамм [1297] нашел, что точка Кюри снижается до 80° С при достижении
предела растворимости (4,5% А1), после чего в пределах двухфазной области
а+а' ее положение остается неизменным. Соединение Ni3Al немагнитно.
Гвайер [79] нашел, что сплавы никель—алюминий с небольшим содержанием
кобальта магнитны при комнатной температуре при содержании алюминия
свыше 10%.
кель—сурьма.
Садрон [611] нашел, что точка Кюри сплава, содержащего 9,7% А1, лежит
при —75° С. Несколько иные данные опубликованы Марианом [965].
Мариан определил намагниченность на 1 г при 17° С (as) и при 77° К
и экстраполировал данные к 0° К (а0)- Были получены следующие значения:
Содержание алюминия as по
вес.% атомн.%
0,90 4,50 1,96 9,31 47,06 21,18 51,80 33,81 0,54 0,34
Путем экстраполяции показано, что при 20 атомн.% А1 средний маг-
нитный момент равен нулю (см. фиг. 434).
Никель—сурьма. На фиг. 318 приведена часть диаграммы фазового равно-
весия, предложенной Шибата [1299]; точки Кюри установлены Марианом
1965]. Гексагональная 8-фаза (Ni3Sb; 40,9% Sb) превращается при 698° С
в тетрагональную ₽-фазу. Атомный магнитный момент понижается почти
линейно и достигает нуля, по данным различных авторов, при содержании
сурьмы от 15 до 20% (Садрон [611], Мариан [965], Радо и Кауфманн [1285]),
240
ГЛАВА VIII
Сплавы заметно магнитны лишь в однофазной a-области. Точки Кюри
на диаграмме нанесены по данным более ранней работы Лосева [70].
Никель—мышьяк. Прежние данные, собранные Хансеном [862], были
дополнены более новыми результатами исследований Кестера и Мулфингера
[1211], которые определили положение точек Кюри. Все данные приведены
на фиг. 319. Соединение Ni5As2 (33,2% As) немагнитно. Соединение NiAs
(56,1% As) также немагнитно, оно имеет гексагональную решетку, которую
часто называют никель-арсенидной, или решеткой пирротита. В такой решетке
каждый атом одного рода имеет шесть соседей другого рода.
Фиг. 319. Диаграмма фазового равновесия спла-
вов никель—мышьяк.
Содержание бериллия, атомн. °/о
Содержание бериллия, %
Фиг. 320. Диаграмма фазового
равновесия сплавов никель—бе-
риллий.
/—магнитное превращение сплавов
после отжига; 2—после закалки от
900° С; 5 —после закалки от 1000° С
Кестер и Мулфингер [1211] изучили диаграмму фазового равновесия
системы Ni—Си—As до 33% As. Точка Кюри в никель-медных сплавах,
не содержащих мышьяка, при 34% Си снижается до 0°С; если в сплаве
содержится от 6 до 32% As, точка Кюри достигает 0° С при 36% Си.
Присутствие меди мало влияет на растворимость мышьяка в никеле.
Никель—бериллий. Эта система характеризуется исключительной спо-
собностью сплавов, содержащих 2—3% Be, к дисперсионному твердению;
твердость по Бринелю таких сплавов достигает 600 [409]. Как видно из диаграм-
мы (фиг. 320), растворимость бериллия в твердом состоянии падает от 3%
при температуре эвтектической кристаллизации (1155° С) до 0,2% при 400° С.
Выделяющаяся при старении фаза представляет собой соединение NiBe
(13,3% Be) с объемноцентрированной решеткой типа CsCl.
Герлах [945] тщательно изучил растворимость бериллия в твердом состоя-
нии и положение точки Кюри в сплавах никель—бериллий, применяя магнит-
ный метод исследования. Положение точки Кюри закаленных сплавов, содер-
жащих от 0 до 2,5% Be, измерялось сначала обычным методом; полученные
результаты нанесены пунктирной линией на фиг. 321. Затем закаленные
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
241
образцы наклепывались ковкой и отпускались при различных температурах
с различной выдержкой. На обработанных таким образом образцах измеря-
лась намагниченность при различных температурах до точки Кюри. Данные,
полученные для сплавов с 2,5% Be после отпуска (старения) при 454° С,
приводятся на фиг. 322. Из кривых, приведенных на фигуре, видно, что точка
Кюри сплавов, не подвергавшихся старению, лежит при 40° С; после старения
в сплаве имеются две фазы, точка Кюри одной из которых лежит при 303° С
для всех образцов, а точкаКюри второй изме-
няется от 40 до 303° С в зависимости от про-
должительности старения.
Фиг. 321. Предел раство-
римости и положение точки
Кюри в никель-бериллиевых
сплавах.
Фиг. 322. Температурные изменения намагниченности
гетерогенных никель-бериллиевых сплавов (2,5% Be),
закаленных при 1000° С, наклепанных и затем отпущен-
ных при 454° С с различной продолжительностью
отпуска.
По оси абсцисс отложена температура, при которой произ-
водились измерения.
Методика проведенного исследования иллюстрируется диаграммой, пред-
ставленной на фиг. 321. Пусть Ct—концентрация бериллия в сплаве, равная
в нашем случае 2,5%, а Та—температура старения, составляющая в данном
случае 454° С. Наклонная пунктирная линия показывает, что точка Кюри зака-
ленного сплава лежит при 40° С. После длительного старения точка Кюри,
наблюдаемая в этом сплаве, лежит при 303° С (см. фиг. 322), что соответствует
концентрации С2 (0,4% Be). Точка пересечения линий Сг и Та соответствует
пределу растворимости бериллия, равному 0,4% при 454° С.
Подобные эксперименты производил Окамото [1220]. Положение точки
Кюри, полученное им в сплавах после длительного отжига при 600° С или
после закалки с 900 и 1000° С, показано на фиг. 320. Он измерял также намаг-
ниченность в зависимости от температуры в сплавах, содержащих до 6% Be.
Данные, приведенные на фиг. 322, дали возможность Герлаху сделать
интересное заключение о механизме распада сплава. Кривые, соответствующие
среднему времени старения, указывают на присутствие двух фаз, для каждой
из которых справедливо следующее соотношение между намагниченностью
насыщения и абсолютной температурой:
^ = /(Т/6),
где 6 — точка Кюри, выраженная в 0 К. Для одной фазы (alt а', а’, ...) 0 растет
от 40 до 303° С, а. для другой (аг) остается - постоянной и равной 303° С. Этот
16 р. Бозорт
242
ГЛАВА VIII
факт указывает на то, что фаза постоянного состава а2 появляется тотчас же
после начала распада и в дальнейшем, в процессе распада, ее становится все
больше и больше; фаза переменного состава (ах, а', а", ...) в начале процесса
присутствует в больших количествах, однако количество ее уменьшается, так как
ее состав постепенно изменяется от 04 к а2. Иной механизм старения имеет
место в системе никель — золото (см. ниже).
Наряду с образованием двух магнитных фаз 04 (переменного состава)
и а2 (постоянного состава) из агфазы выделяется немагнитная фаза NiBe, коли-
чество которой можно установить, измеряя намагниченность насыщения при
низких температурах и экстраполируя его к 0° К.
Механизм распада твердого раствора в сплавах, подвергавшихся какой-
либо другой термической обработке, например не деформированных после
закалки, точно не установлен, да и полученные
Фиг. 323. Коэрцитивная сила никель-бериллиевых
сплавов (2,5% Be), закаленных при 1000° С, накле-
панных и затем отпущенных при 454° С, с различной
продолжительностью отпуска.
По оси абсцисс отложена температура, при которой производи-
лись измерения
фазы не всегда однородны.
Более детально с этим во-
просом можно ознакомить-
ся в специальных работах
[859, 945, 1029] и в более
ранней работе Ауэра [1097].
Для сплавов, содержа-
щих 2,5% Be, в процессе
старения измерялась коэр-
цитивная сила- как функ-
ция температуры; получен-
ные результаты приведены
на фиг. 323. Выделение
а2-фазы, богатой никелем,
повидимому, приводит к
увеличению коэрцитивной
силы.
Петли гистерезиса, по-
лученные на изучаемом
сплаве, указывают на при-
сутствие двух фаз с раз-
личными магнитными свой-
ствами.
Никель—висмут. Выше 655° С (фиг. 324) в равновесии находятся твердая,
богатая никелем фаза и жидкий раствор. До 655° С в сплавах присутствуют две
фазы: a-фаза (богатая никелем) и немагнитная ₽-фаза, представляющая собой,
очевидно, соединение NiBi (78,1% Bi). Растворимость висмута в никеле при
комнатной температуре составляет 1 или 2%, что вполне достаточно для того,
чтобы снизить точку Кюри на 25° С. Все сплавы, содержащие до 73% Bi,
магнитны; их точка Кюри лежит при 330° С.
Никель—бор. Рентгеноструктурным анализом [636] найдено соединение
Ni2B (8,4% В); соединения Ni3B2 (10,9% В) и NiB (15,6% В) найдены как рент-
геноструктурным, так и термическим анализом. Соединение Ni2B имеет такую же
объемноцентрированную тетрагональную решетку, как Со2В и Fe2B и, пови-
димому, немагнитно. Результаты работы [157] указывают на наличие в системе
эвтектики с 4% В и температурой плавления 1140°С, а также на присутствие
двух фаз (Ni и Ni2B) в сплавах, содержащих до 8% В.
Никель—углерод. Диаграмма фазового равновесия сплавов, богатых нике-
лем (фиг. 325), имеет весьма простой вид. Ниже температуры плавления никеля
устойчивых соединений в сплаве нет. Соединение Ni3C (6,4% С) обнаружи-
вается лишь при более высоких температурах в равновесии с жидкой фазой.
Это соединение также было получено при низкой температуре (300° С) путем
разложения окиси углерода в присутствии никеля. Для дальнейшего ознаком-
ления с вопросом следует обратиться к работе Хансена [862].
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
243
Растворимость углерода понижается от 0,6% при эвтектической темпера-
туре (1318° С) до 0,2% при 900—1000° С; при 500° С растворимость составляет
0,03% [1554]. Это количество углерода незначительно понижает точку Кюри
никеля. Таким образом, все стабильные богатые никелем сплавы имеют ту же
точку Кюри, что и чистый никель. Однако Герлах и Ренненкампф [1360] кос-
венным путем обнаружили в пересыщенном растворе точку Кюри при 50° С.
Ланге [1059] и Герлах и Ренненкампф изучали сплавы, пересыщенные
углеродом, полученные расплавлением никеля в графитовых тиглях и после-
дующей закалкой. Для этих сплавов измерялась зависимость намагниченности
Фиг. 324. Диаграмма фазового равновесия сплавов никель—висмут.
от температуры. В области температур от 0° С до точки Кюри кривая имеет
необычный ход, снижаясь линейно почти до 0 при 350° С. Герлах и Ренненкампф
измеряли коэрцитивную силу и остаточную индукцию сплавов до и после
отпуска при 600° С. Зависимость свойств отпущенных образцов от темпера-
туры имела обычный характер. Свойства закаленных сплавов позволяют
сказать, что они являются гетерогенными и содержат две составляющие
с различным положением точки Кюри и различной намагниченностью насы-
щения. Первоначально твердый раствор пересыщен углеродом; в процессе
выпадения избыточной фазы образуются фазы с различным содержанием
углерода и, следовательно, с различными магнитными свойствами.
Никель—церий. Фогель [1510] опубликовал диаграмму фазового равно-
весия этой системы, имеющей эвтектическое превращение при температуре
1210° С. Эвтектика представляет собой смесь никеля и соединения, которому
приписывается формула Ni6Ce (32,3% Се). В системе также встречаются соеди-
нения Ni4Ce (37,4% Се), Ni3Ce (44,3% Се), Ni2Ce (54,4% Се), NiCe (70,5%
Се) и NiCe3 (87,7% Се). Растворимость церия в никеле в твердом состоянии
мала, вследствие чего точка Кюри никеля снижается незначительно. Все
сплавы до соединения Ni5Ce магнитны.
Диаграммы фазового равновесия сплавов никель—лантан и никель—
празеодим совершенно аналогичны диаграмме сплавов никель—церий
[1510].
16*
244
ГЛАВА VIII
Никель—хром. Растворимость хрома в никеле в твердом состоянии велика
и достигает при температуре эвтектического превращения (1343° С) более 45%.
Это видно из диаграммы, приведенной на фиг. 326, основанной на работах
Джетте и др. [714] и Дженкинса и др. [953] и на более ранних работах. Пре-
дел растворимости хрома при температурах ниже 500° С точно не устано-
влен. Выделяющаяся вторая фаза (P-фаза) представляет собой твердый раствор
на основе хрома и имеет объемноцентрированную кубическую решетку хрома
•Фиг. 325. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов никель—углерод.
Содержание хрома, атомн. %
1ЛппО 10 20 30 40 50
1ЬОО,----1----J-----J----!-----г—
Жидкая (раза
I
400 - /
; /
\ 'Магнитное /
200 S превращение
О —. —»-1--- I | I
Ni ю 20 30 40 50
Содержание храма, °/о
Фиг. 326. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов никель—хром.
уменьшенным периодом решетки. Периоды решеток а- и p-фаз были изучены
Джетте и др. [714]. Хром увеличивает период решетки никеля, никель же
уменьшает период решетки хрома.
Садрон [493] и Мариан [965] измеряли точку Кюри и намагниченность
насыщения при температурах до 110° К и экстраполировали полученные дан-
ные к 0° К. Ниже приводятся полученные результаты, а также вычисленное
.значение числа магнетонов Бора на атом й0.
Содержание хрома °s (при 150° К) ° о "о
вес.% атомн.%
1,51 1,70 49,75 50,9 0,53
2,92 3,28 42,40 43,7 0,46
6,02 6,74 25,40 29,0 0,30
8,00 8,76 16,3 21,9 0,23
10,0 11,2 — 15 0,16
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
245
При комнатной температуре сплавы теряют магнитность при содержании
6% Сг, при 0° К сплавы магнитны до 12% Сг. Дополнительные сведения
о точке Кюри сплавов можно найти у Хансена [862].
Никель-хромовый сплав, содержащий 13—20% Сг, немагнитен и приме-
няется в качестве коррозионно-устойчивого сплава.
Никель—медь. Эта система представляет особый теоретический интерес.
Входящие в нее элементы—один ферромагнетик, второй парамагнетик—
являются соседями в периодической системе элементов. Точка Кюри [4031
и намагниченность насыщения при 0° К, выраженная числом магнетонов Бора
на один атом, в этих сплавах линейно зависят от содержания в них меди
Содержание меди, атомн. 0/о
Содержание меди, °/о
Фиг. 327. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов никель—медь.
Фиг. 328. Число магнетонов
Бора на атом для никель-медных
сплавов.
(фиг. 327 и 328). Из числа сплавов этой системы практический интерес пред-
ставляют собой монель-металл, константан и некоторые другие сплавы, имею-
щие разнообразное промышленное применение. Свойства монель-металла
описываются дальше. Константан—сплав, содержащий 55% Си,—применяется
благодаря высокому электросопротивлению (49 мком-см), низкому темпера-
турному коэффициенту сопротивления (от 0 до 1 -10~4 на 1° С) и удовлетвори-
тельной термоэлектродвижущей силе в сочетании с медью. Константан немаг-
нитен при всех температурах, за исключением интервала в пределах несколь-
ких градусов выше 0° К. Сплав нейзильбер, содержащий 10—20% Ni, 55—
70% Си, некоторое количество цинка и других элементов, немагнитен.
Сплав 75/25 долгое время применялся для чеканки монет.
Некоторые физические свойства сплавов никель—медь приведены на
фиг. 329. Периоды решеток и вычисленные по ним плотности сплавов заимство-
ваны из работ Оуена и Пикапа [739], данные которых совпадают с данными
Бургерса и Базарта [451]. Электросопротивление измерялось Свенссоном [9131
как при комнатной, так и при повышенных и пониженных температурах.
Альдер [163] измерял намагниченность в поле 10 000 эрстед при различ-
ных температурах и экстраполировал данные к 0° К. Его данные, выраженные
в числах магнетонов Бора на атом (см. фиг. 328), показывают, что п0 линейно
убывает с увеличением содержания меди в сплаве и достигает нуля при содер-
жании меди около 60%. Меськин и Куссман [603] измеряли Bs при комнатной
температуре и получили 5000, 3450 и 1500 гаусс в сплавах, содержащих соот-
ветственно 10, 20 и 30% Си.
Лучше всего изучены магнитные свойства монель-металла, представляю-
щего собой сплав никеля с медью, который получается восстановлением из
руды, содержащей эти компоненты приблизительно в соотношении 2 : Е
,246
ГЛАВА VIII
Для этого сплава типичен следующий состав:
66—69% Ni
28—30% Си
1—2% Fe
1,0% Мп
0,1% Si
0,1% С
Такой сплав пластичен и устойчив против коррозии. Данные по физическим
и механическим свойствам сплавов имеются в работе [1562].
плотность и период решетки никель-медных
сплавов.
Берроуз [198] нашел, что в
поле, равном 200 эрстед, индук-
ция литого монель-металла состав-
ляет 500 гаусс, а для отожженного
сплава—2000 гаусс. Куссман [357],
результаты которого приведены на
фиг. 330, нашел меньшее, но все же
заметное различие в этих двух со-
стояниях. Вблизи 20° С индукция
заметно меняется с температурой;
точка Кюри обычно лежит между
25 и 100° С. Данные Куссмана
для монель-металла, содержащего
65,8% Ni, 30% Си, 1,9% Fe,
1,1% Мп и 1% Zn, приведены на
фиг. 331. Аналогичные данные при-
водит Ингл из [399], который на-
шел также, что начальная прони-
цаемость составляет 1100. Бейтс и
Браун [338] нашли, что остаточая
индукция составляет 670 гаусс,
коэрцитивная сила—1,8 эрстед.
Сплавы двух различных со-
ставов применяются в цепи посто-
янных магнитов для компенсации
температурных изменений магнит-
ного потока (см. также сплавы же-
лезо—никель, термоперм, стр. 111).
Эти сплавы известны под названием
калмаллой и содержат 66,5% Ni,
30% Си, 2,2% Fe (или 88% Ni,
Фиг. 330. Кривые намагничивания двух
образцов монель-металла.
/—медленное охлаждение; 2—закалка от600°С.
3000
2500
§ 2000
о*
W 7500
i ЮОО
500
О
ЧОО ~50 О 50 100
Температура^ °C
Фиг. 331. Влияние температуры на
намагниченность монель-металла.
9,5% Си, 2,2% Fe). Первый из них по составу представляет собой монель-
металл; при использовании в качестве магнитного материала его называют
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
247
также термаллоем [333]. Магнитные свойства сплавов типа калмаллой (фиг. 332
и 333) и методы их использования описаны Киннаром и Фаусом [481]. Подоб-
ный сплав, содержащий 70% Ni, 1% Мп и 0,5% Si, описан Йенсеном [1593].
Фиг. 332. Влияние температуры на
индукцию калмаллоя 1 (2,2% Fe,
88% Ni, 9,5% Си) при различных зна-
чениях напряженности поля.
С целью придания монель-ме-
таллу определенных механических
свойств в него добавляют алюми-
ний, кремний или серу. Некоторые
Фиг. 333. Влияние температуры на
индукцию калмаллоя 2 (2,2% Fe,
66,5% Ni, 30% Си) при различных зна-
чениях [напряженности поля.
наиболее известные сплавы приводятся в табл. 41, составленной по дан-
ным «Интернейшнл никель компани».
Шоу [1578] построил кривые температурной зависимости проницаемости
К-монеля в поле напряженностью 100 эрстед.
Имеются некоторые данные о структуре тройных сплавов, содержащих
никель и медь. Из них наиболее интересными являются сплавы Fe—Ni—Си
и Со—Ni—Си, которые рассматриваются на стр. 315 и 320.
Таблица 41
Состав и свойства различных монель-металлов
Наименование сплава Состав, % Обработка 0, °C
Монель 67 Ni, 30 Си, 1,4 Fe, 1 Мп Кованый 25—100
Монель 67 Ni, 29 Си, 1,5 Fe, 1,25 Si Литой 25—100
R-монель 67 Ni, 30 Си, 0,035 S Катанный, тянутый 25—100
К-монель 66 Ni, 29 Си, 2,75 Al, 0,9 Fe Катанный, остаренный < —100
Н-монель 65 Ni, 29,5' Си, 3 Si, 1,5 Fe Литой, остаренный < —25
S-монель 63 Ni, 30 Си, 4 Si, 2 Fe Литой, остаренный < —50
Данные для монель-металлов специального состава, не вошедших
в табл. 41, можно найти в работах, приведенных в табл. 42.
Никель—галлий. Кролль [588] указывает, что никель легко сплавляется
с галлием и что в сплавах, содержащих до 1,3% Ga, дисперсионное твердение
после закалки и отпуска не наблюдается.
248
ГЛАВА VIII
Таблица 42
Некоторые работы, посвященные тройным системам, содержащим
никель и медь
Система Литература Система Литература
Ni—Си—А1 [1552, 1579] Ni—Си—Мо [230]
Ni—Си—As [1211] Ni—Си—О [1256]
Ni—Си—Аи [1503] Ni—Си—S [1211]
Ni—Си—Be [1271] Ni—Си—Sb [1298]
Ni—Си—С [537] Ni—Си—Si [И47]
Ni—Си—Со См. стр. 320 Ni—Си—Sn [1117, 1533]
Ni—Си—Сг [1093] Ni—Си—W [1072]
Ni—Си—Fe См. стр. 126 Ni—Си—Zn [1553]
Ni—Си—Мп [1247, 1395]
Никель—германий. Руттевит и Мазинг [1228] построили часть диаграммы
фазового равновесия, относящуюся к никелю. Фаза р, вероятно, представляет
собой соединение Ni3Ge (29,2% Ge) и появляется при содержании в сплаве
14% Ge. Эвтектика плавится при 1161° С.
Фиг. 334. Диаграмма фазового равновесия сплавов никель—золото.
Никель—золото. Выше 900° С эти элементы образуют непрерывный ряд.
твердых растворов (фиг. 334). При более низкой температуре образуются две
гранецентрированные фазы с различными периодами решетки, которые были
измерены Бейном [440]. Вестгрен и Экман [501] нашли, что соединение NiAu
(77,1% Ni) имеет упорядоченную решетку р-латуни.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
249
Садрон [611] и Мариан [965] измеряли точки Кюри отпущенных и зака-
ленных сплавов. Результаты измерения нанесены на диаграмму состояния.
Авторы приводят следующие значения удельной намагниченности насыщения
при 17° С (as) и 0° К (о0) Для ряда сплавов после указанных двух обработок:
Содержание золота После отжига После закалки
вес. % атомн.% as °0 п °о %
10,5 3,4 46,62 51,63 0,58 —, — —
16,1 5,4 43,15 48,12 0,57 43,09 48,02 0,57
29,8 11,2 35,92 39,25 0,52 32,76 38,0 0,50
40,0 16,6 30,24 32,94 0,48 23,34 30,21 0,44
52,8 25,0 28,82 25,74 0,43 — 19,24 0,32
59,0 30,0 20,54 22,18 0,40 — 15,39 0,27
Количество магнетонов Бора на один атом уменьшается до нуля при
95% Au в отожженном сплаве, что соответствует пределу растворимости
никеля в золоте, и при 80% Au в закаленном сплаве, для которого точка Кюри
лежит при 0° К.
Кестер и Даннель [879] измеряли насыщение ряда сплавов никель—
золото в зависимости от термической обработки и температуры испытания,
а также коэрцитивную силу (до 220 эрстед) и остаточную индукцию. Герлах
[1029, 1627] изучал процессы распада магнитным методом.
Никель—водород. Зиверте [430] измерял растворимость водорода в никеле
до температуры плавления и • выше. Полученные результаты, приведенные
на фиг. 24, были подтверждены Армбрустером [1345]. Растворимость водорода
в никеле больше, чем в железе, причем она резко возрастает при температуре
плавления.
Армбрустер измерял растворимость водорода в различных железо-никеле-
вых сплавах (8% Ni, 18% Сг; 28% Ni). Обзор данных различных авторов
приведен в работе Дешмена [1615].
Бредиг и Шварц фон Бергкампф [505] и Бюссем и Гросс [637] наблюдали,
что никелевая пленка, полученная осаждением в атмосфере водорода при
высокой температуре, иногда имеет гексагональную структуру. Коломбани
[1393] подтвердил эти результаты и отметил, что никель с гексагональной
решеткой слабо магнитен, но становится заметно ферромагнитным после пере-
хода в кубическую модификацию вследствие отжига. В этой работе имеются
ссылки на более ранние работы по изучению свойств тонких пленок никеля.
Никель—индий. Вейбке [1182] изучал сплавы, богатые никелем, и нашел,
что растворимость индия в никеле в твердом состоянии резко меняется с изме-
нением температуры: от 1% при низкой температуре до 14% при температуре
эвтектического превращения (883° С).
Никель—магний. Растворимость магния в никеле в твердом состоянии мала
и точно неизвестна. Было установлено, что растворимость никеля в магнии
при 500° С составляет меньше 0,1% [708]. Фаза р, представляющая собой
соединение Ni2Mg (17,2% Mg), образует с никелем эвтектическую смесь. Эта
фаза имеет гексагональную решетку [812] и является ферромагнитной с точ-
кой Кюри 235° С. Она присутствует в сплавах с содержанием магния, мень-
шим чем в соединении NiMg2 (45,3% Mg) [83].
Кролль [1408] не обнаружил дисперсионного твердения в сплавах
с 1,8% Mg, не содержащих углерода; старение наблюдалось в сплавах, содер-
жащих 0,7% Mg и 0,16% С.
Никель—марганец. На фиг. 335 приведена диаграмма фазового равно-
весия, построенная Кестером и Раушером [1555], которые применяли термине-
250
ГЛАВА VIII
ский, рентгеноструктурный и магнитный анализы, измерение упругих свойств,
микроскопические исследования, а также располагали данными большого
числа прежних исследований. В сплавах с содержанием марганца около 50%
встречается фаза MnNi (8-фаза), которая в интервале 650—1000° С имеет гране-
центрированную решетку, а при более низких температурах превращается
в 8'-фазу, имеющую тетрагональную решетку. Обе фазы немагнитны.
С точки зрения магнитных свойств наиболее интересной особенностью
этой системы является упорядочение, имеющее место в гранецентрированной
Фиг. 335. Диаграмма фазового равновесия сплавов никель—марганец.
кубической решетке раствора марганца в -никеле, которое происходит в широ-
кой области составов от 20 до 40% Мп, вблизи концентрации, соответствующей
соединению NigMn. Впервые это было установлено Кайя и Куссманом [531],
которые показали, что электросопротивление, положение точки Кюри и намаг-
ниченность насыщения зависят от термической обработки. На фиг. 336 при-
водятся более поздние данные Кайя и Накаяма [1213] о влиянии состава
на электросопротивление закаленных и отожженных сплавов. Изменение упо-
рядочения с изменением температуры сплава состава Ni3Mn (23,8% Мп) видно
из фиг. 337. В последнее время упорядочение было обнаружено Шуллом
и Зигелем [1658] с помощью диффракции нейтронов.
Как видно из диаграммы фазового равновесия, точка Кюри сплавов с не-
упорядоченной структурой (а) снижается до 0° С при увеличении содержания
марганца до 22% [531]. У сплавов с упорядоченной структурой (д') точка
Кюри находится при более высокой температуре, чем у никеля.
Зависимость магнитных свойств от термической обработки была устано-
влена Греем [129] в 1912 г. Кайя и Куссман показали, что индукция насы-
щения сплава Ni8Mn значительно выше индукции насыщения никеля (фиг. 338)
и что отпуск закаленных образцов повышает Bs от 0 до 7000 гаусс. Марганец
(при содержании его от 0 до 10%) также повышает насыщение неупорядоченных
сплавов. Волькенштейн и Комар [1302] указывают, что после отпуска при
300—400° С индукция насыщения достигает 9000 гаусс.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
251
На фиг. 339 приводятся результаты измерений индукции насыщения
и электросопротивления предварительно отожженного сплава Ni3Mn, разупо-
рядочивающегося при холодной де-
формации [850]. Такое же измене-
ние свойств, вызванное закалкой
сплава с различных температур,
показано на фиг. 340 [1213].
Фиг. 337. Изменение электросопротивле-
ния сплава Ni3Mn (23,8% Мп) при нагрева-
нии и охлаждении, иллюстрирующее влия-
ние упорядочения.
Равновесное состояние характеризуется средней
кривой.
Фиг. 336. Электросопротивле-
ние сплавов никель—марганец,
/—после закалки, неупорядоченная
структура; 2—после отжига, упоря-
доченная структура.
Гийо [1400] измерил намагниченность чистого Ni3Mn, отожженного в тече-
ние трех недель при 470° С, т. е. при температуре, лежащей непосредственно
под температурой упорядочения. Он нашел, что при 17° С и напряженности
Содержание марганца, °/о
Фиг. 338. Влияние упорядочения
на индукцию насыщения.
/—отжиг при 430° С; 2—закалка с 900° С.
поля в 20 000 эрстед а=90 (для
никеля а=54,4). Путем экстра-
поляции полученных данных к
Фиг. 339. Изменение степени упорядочения
вследствие холодной прокатки и его влияние на
индукцию (Bs) и электросопротивление (Др/р)
сплава Ni£Mn.
Образец был отожжен при 420° С с последующей холод-
ной прокаткой. По оси абсцисс отложено относительное
уменьшение площади поперечного сечения.
бесконечно большому полю и абсолютному нулю температуры Гийо получил
значение о0=98,16, что соответствует среднему числу магнетонов Бора на один
атом nt=1,015 (для никеля по=0,604).
252
ГЛАВА VIH
Грей [129] показал, что проницаемость сплавов, содержащих 15 и 20%Мп,
выше после медленного охлаждения, чем после закалки. В сплавах, содер-
жащих 15% Мп, Грей наблюдал проницаемость, равную 170 (при Н—Ъ эрстед).
Температура, °C
Фиг. 340. Влияние температуры закалки (изменения сте-
пени упорядочения) на электросопротивление (р), индук-
цию насыщения (Bs) и энергию упорядочения (Q) сплава
NisMn.
подвергавшихся продолжительному отжигу при 380° С. Ниже приводятся
некоторые значения свойств сплавов, измеренные при комнатной температуре.
Содержание марганца, % V-m Н для эрстед В (при Н=30 эрстед), гаусс Вг> гаусс Нс эрстед1
20,1 1800 0,75 4130 1590 0,52
21,4 5300 0,25 3910 1420 0,15
25,3 60 1,0 885 260 4,0
Наибольшая наблюдавшаяся проницаемость составляла 7500 при 91° С
в поле напряженностью 0,1 эрстед. Другие данные приводятся в самой работе.
Волькенштейн и Комар [1302] измеряли коэрцитивную силу сплавов,
отожженных при температурах от 300 до 900° С. После отжига при 520° С
наблюдался резкий максимум (77с выше 90 эрстед, см. фиг. 341).
Кайя и Накаяма [1213] измеряли удельную теплоемкость сплава NisMn
после отжига при различных температурах и по этим данным устанавливали
энергию упорядочения Q. Результаты приведены на фиг. 340. Энергия упоря-
дочения Q почти пропорциональна индукции насыщения. Кайя и Накаяма
измеряли также твердость, термоэлектродвижущую силу и термическое рас-
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
253
Температура, °C
Фиг. 341. Зависимость коэр-
цитивной силы сплава Ni3Mn
от температуры отжига.
ширение сплава при температуре превращения. Томпсон [1236] приводит
некоторые другие данные и рассматривает также домены упорядочения.
Данные по электросопротивлению сплавов, содержащих до 80% Мп, при-
ведены Валентинером и Беккером [836].
Никель—ртуть. Ранние исследования [862]
указывали на очень незначиаельную раствори-
мость никеля в ртути при комнатной температу-
ре, в среднем лежащую в пределах от2-10-5 до
0,1%. Путем разложения карбонила никеля
Брилл и Гааг [569] приготовили амальгаму, со-
держащую 8,8% Ni. Эта амальгама имеет про-
стую кубическую решетку с периодом 3,00А.
Бейтс и Беккер [1192] нашли, что разбавленные
амальгамы (0,01—2,7% Ni) становятся ферро-
магнитными, если их нагреть до 225° С. Бейтс
[1255] увеличивал концентрацию никеля в
амальгаме путем нагревания до температуры
ниже 225° С и обнаружил ферромагнетизм при
составе амальгамы, соответствующем формуле
NiHg3 (91,1% Hg).
Никель—молибден. На фиг. 342 приводит-
ся диаграмма Эллинжера [1324], из которой
видно наличие соединений (или упорядоченных фаз) Ni4Mo (29,0%Мо),
Ni3Mo (35,3% Мо) и NiMo(62,l% Мо). Соединение Ni4Mo переходит в
Фиг. 342. Диаграмма фазового равновесия сплавов
никель—молибден.
упорядоченное состояние ниже 840°С, причем гранецентрированная куби-
ческая решетка становится слабо тетрагональной с соотношением осей
0,6231 или 0,6231 }/2=0,981, в зависимости от выбранных параметров
254
ГЛАВА VIII
[1030, 1406]. Соединение NijMo имеет гексагональную плотноупакованную
решетку [1324].
Максимальная растворимость молибдена в никеле в твердом состоянии
(при эвтектической температуре 1320° С) составляет 37%, при охлаждении
до комнатной температуры предел растворимости снижается до 17%. Эффект
дисперсионного твердения наблюдается при содержании 20% Мо и более [1030].
Положение точек Кюри определялось Драйбгольцем [230], Грубе и Шлех-
том [1030], Грубе и Винклером [1031] и Марианом [965]. Кроме результатов
наиболее старых определений, эти данные согласуются с фактом исчезнове-
ния ферромагнетизма при комнатной температуре в сплавах, содержащих
около 10% Мо. Согласно данным Мариана, значения намагниченности насы-
щения при 17° С («,) и при 0° К («о) имеют следующую величину:
Содержание молибдена as ао %
вес. % атомн.%
3,00 1,88 42,28 47,58 0,51
5,20 3,25 31,84 39,44 0,40
6,80 4,27 23,11 34,07 0,37
приближается к нулю при содержании молибдена око-
Ni to го зо 40
Содержание ниобия, %
Фиг. 343. Диаграмма фазового
равновесия сплавов никель—нио-
бий.
Атомный момент
ло 15%.,
Никель—ниобий. В этой системе образуются соединения Ni3Nb (34,5% Nb}
и NiNbg (82,6% Nb). Эвтектические реакции имеют место соответственно
при 1275 и 1175° С, как видно из фиг. 343,
взятой из работы Погодина и Зеликмана
[1385]. Несколько меньшую величину рас-
творимости ниобия в никеле приводят Ку-
башевский и Шнейдер [1639]. Растворимость
ниобия быстро уменьшается с понижением
температуры. Данных относительно точки
Кюри или других магнитных свойств в лите-
ратуре нет.
Никель—азот. Зиверте и Крумбхаар
[111] не обнаружили растворимости азота в
никеле. Юца и Заксце [1367] установили, что
в металлическом никеле, нагретом до 445° С
в потоке аммиака, растворяется 0,07% N.
В системе Ni—N образуется соединение Ni3N
(7,4% N), в котором атомы никеля образуют
компактную гексагональную решетку. При
высоких температурах, повидимому, стабиль-
ным является соединение NisN2(13,7% N)
[184]. Никель, полученный испарением в
атмосфере азота, имеет гексагональную ре-
шетку и немагнитен [505].
Никель—кислород. Соединение NiO
(21,4% О) имеет структуру типа NaCI и пла-
вится при температуре около 1990° С. Эвтек-
тика образуется при температуре примерно
на 20° ниже точки плавления никеля и со-
держит 0,2% кислорода. Согласно данным Сейболта [914], растворимость ки-
слорода в твердом никеле уменьшается с повышением температуры: 0,020%.
при 600° и 0,012% при 1200°С.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
255-
Упругость паров кислорода над NiO, по данным Джонсона и Маршалла
[1209], составляет 0,6-Ю-* мм рт. ст. при 1167° С и 14-10-® мм рт. ст. при
1293° С. Отношение упругости паров водорода к упругости водяного пара
(Н2)/(Н2О), необходимое для восстановления NiO до Ni, изменяется от 0,03
до 0,04 в области температур 1200—1300° С. Отсюда видно, что NiO восстана-
вливается гораздо легче, чем FeO.
Клемм и Хасс [724] обнаружили, что парамагнитная восприимчивость
NiO возрастает с повышением температуры в области 100—700° С. Когда содер-
жание кислорода снижается до значения, соответствующего стехиометриче-
скому соотношению, или ниже, из соединения выделяется металлический
никель и материал проявляет ферромагнитные свойства. Соединение NiO
является антиферромагнетиком с точкой Кюри при 250° С, установленной
из измерений термического расширения [1536]. Ниже этой температуры вос-
приимчивость уменьшается с понижением температуры, но только в случае
медленного охлаждения [1448].
Никель—палладий и никель—платина. См. гл. IX.
Никель—фосфор. Неоднократно сообщалось о наличии в системе Ni—Р
соединений Ni3P (15,0% Р), Ni6P2 (17,5%Р) и NiP (34,6% Р) [1010, 1066],
а также других соединений, содержащих большее количество фосфора. Эвтек-
тика, Состоящая из фазы на основе никеля и NiP, плавится при 880° С и содер-
жит 11% Р [80]. Предел растворимости фосфора в никеле и точки Кюри
не определены.
Никель—селен. Соединение NiSe (57,4% Se) имеет гексагональную струк-
туру типа пирротита; NiSe2 (73,0% Se) имеет кубическую структуру типа пирита
[1084]. Сообщалось также о наличии соединений Ni2Se3 (66,9% Se) и Ni3Se4
(64,2% Se).
Никель—кремний. В этой сложной системе рентгенографическим исследо-
ванием установлено образование восьми химических соединений или упоря-
доченных фаз [1148]: Ni3Si (13,0% Si), NisSi« (16,1% Si), Ni2Si (19,3% Si, две
модификации), Ni3Si2 (24,2% Si), NiSi (32,4% Si) и NiSi2 (48,9% Si, две моди-
фикации). Диаграмма фазового равновесия приводится в работе [1580].
При комнатной или несколько более высокой температуре в никеле рас-
творяется около 6% Si; точка Кюри твердого раствора предельной концен-
трации лежит ниже 0° С. В сплавах, приготовленных Ивазе и Окамото 1867],
точка Кюри твердого раствора предельной концентрации снижается до —45° С,
а затем при увеличении содержания кремния остается неизменной. Куссман и
Шарнов (см. [603]) обнаружили, что в сплавах с содержанием кремния от 6
до 10% точка Кюри постоянна и лежит при температуре —75° С. Мариан [965]
в сплавах с 5 и 8% Si после отжига наблюдал точку Кюри при —33° С, а пос-
ле закалки—соответственно при —100 и —120° С. Согласно данным Мариана,
намагниченность насыщения при 17° С и 0° К имеет следующие значения:
Содержание кремния °о по в. °C
вес.% атомн.%
0,94 1,95 47,62 52,25 0,54 306
1,78 3^66 40,34 46,54 0,48 234
2,77 5,67 30,29 36,69 0,41 160
3,36 6,79 23,74 35,29 0,36 117
4,30 8,60 — 27,23 0,26 2
4,40 8,78 — 28,09 0,28 19
Число магнетонов Бора (п0) и точка Кюри (в °К) снижаются до нулевых
значений примерно при 15 атомн.% (8 вес.%) кремния (см. фиг. 434).
256
ГЛАВА VII
Кремний иногда добавляется к никелю с целью повышения прочности
технических сплавов.
Никель—серебро. В жидком состоянии эти элементы взаимно нерастворимы.
В твердом состоянии при 900° С растворимость серебра в никеле составляет
3 или 4%, а никеля в серебре—около 0,1%; растворимость уменьшается
с понижением температуры [494]. В связи с малой растворимостью никеля
в серебре эти сплавы ферромагнитны практически до 100% Ag.
Никель—сера. Растворимость серы в никеле при комнатной температуре
составляет около 0,005% [2641; выделяющаяся 7-фаза представляет собой,
повидимому, соединение NieS6 (31,3% S). При увеличении содержания серы
понижение точки Кюри, повидимому, не происходит вплоть до исчезновения
ферромагнетизма при содержании около 30% Ni.
Сплавы, богатые никелем, претерпевают превращение при 532° С. Выше
этой температуры, особенно при содержании серы более 20%, диаграмма
сильно усложняется.
Встречающееся в природе соединение NiS (35,3% S) имеет гексагональ-
ную структуру типа пирротита FeS; соединение NiSa(52,2% S)—кубическую
структуру пирита; Ni3S4 (42,1 % S)—структуру шпинели [862]; Ni3S2 (26,7% S)—
ромбоэдрическую структуру.
Кестер и Мулфингер изучили часть диаграммы Ni—Си—S [1211]. Сера
расширяет область, в пределах которой никель-медные сплавы ферромаг-
нитны.
Никель—тантал. В этой системе обнаружены соединения Ni3Ta (50,75% Та)
и NiTa (75,5%Та) [862]. В твердом состоянии при 1000° С в никеле раство-
ряется 30%Та. Точка Кюри понижается до комнатйой температуры при
20—22%Та [682, 1640]. Атомный момент падает до нуля приблизительно
при 20 % Та [1285].
Никель—теллур. Соединение NiTe (68,5% Те) имеет гексагональную струк-
туру пирротита (FeS) [3181; NiTe2 (81,3% Те)—структуру Cd J2 [1084]. Измене-
ния кристаллической структуры этих сплавов изучались Клеимом и Фра-
тони [1379].
Никель—таллий. Диаграмма исследовалась в 1908 г. Фоссом [83], кото-
рый обнаружил лишь частичную растворимость компонентов в жидком состоя-
нии. Выше 302 и ниже 1387° С сплавы, содержащие 3—100% Т1, состоят
из жидкой фазы и ферромагнитной твердой фазы с точкой Кюри 330° С. Таким
образом, таллий растворяется в никеле лишь в таком количестве, которое
достаточно для снижения точки Кюри на 15—20° С.
За исключением узкой области составов, соответствующих растворимости
компонентов в твердом состоянии, при комнатной температуре присутствуют
фазы, богатые никелем и таллием; таким образом, практически вплоть до
чистого таллия все сплавы системы являются ферромагнитными.
Никель—олово. На фиг. 344 приведена диаграмма фазового равновесия
[1363]. Фаза р, или Ni3Sn (40,3% Sn), ниже 850—920° С ф') имеет упорядо-
ченную гексагональную компактную структуру типа Mg3Cd.
Рентгенографическими данными установлено, что растворимость олова
в никеле при 1130° С (эвтектическая температура) составляет 20% и сни-
жается примерно до 2% при 500° С [785, 972],
В определениях точек Кюри, выполненных разными авторами, нет пол-
ного соответствия. Хонда и Фосс наблюдали ферромагнетизм в сплавах, содер-
жащих почти до 40% Sn; В- и Р'-фазы, повидимому, немагнитны.
Результаты первоначальных определений точек Кюри [862] показаны
верхней пунктирной линией на фиг. 344. Данные Мариана для отожженных
сплавов совпадают с предыдущими определениями (верхняя линия). Поло-
жение точек Кюри закаленных сплавов показано нижней пунктирной линией
на фиг. 344. Экстраполяция значений точки Кюри и намагниченности насыще-
ния закаленных сплавов к 0° К приводит к выводу об исчезновении ферромаг-
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
257
нетизма при содержании олова около 30% (15 атомн.% Sn, см. фиг. 434). Намаг-
ниченность насыщения as (17° С) и а0 (0° К) имеют следующую величину:
Содержание олова °s «0 "о
вес.% атомн. %
5,20 2,65 40,13 45,79 0,49
14,4 7,68 20,23 31,07 0,35
16,6 8,97 9,94 26,16 0,30
20,2 П,1 — 18,8 0,22
Никель—титан. Диаграмма фазового равновесия этих сплавов (фиг. 345)
была построена Вальбаумом [1305]. Фаза р, NisTi (21,4% Ti), имеет упоря-
доченную компактную гексагональную структуру; у-фаза NiTi (44,9% Ti)—
объемноцентрированную кубическую структуру типа CsCl. По данным Валь-
баума, растворимость титана в никеле при 800° С составляет только 2%.
Фиг. 344. Диаграмма фазового равно-
весия сплавов никель—олово.
Содержание титана, атомн. %
1600
1400
1200
1ООО
| 800
t
600
400
200
О
Ni Ю 20 30 40
Содержание титана, °/о
Фиг. 345. Диаграмма фазового
равновесия сплавов никель—титан.
Точка Кюри снижается до комнатной температуры при содержании
около 9% Ti [965]. В этой же работе была определена намагниченность насы-
щения при 17° С (as) и путем экстраполяции при 0° К. Найденные значения
приводятся ниже.
Содержание титана % %
.вес.% атомн.%
3,89 4,84 34,53 41,18 0,43
5,69 7,0 27,06 31,69 0,33
8,49 10,3 — 21,2 0,22
17 р. Бозорт
258
ГЛАВА VIII
Экстраполяция приведенных значений показывает, что магнитный момент
на атом падает до нуля при 15 атомн.% Ti.
Никель—вольфрам. Диаграмма по Эллинжеру и Сайксу (1196) дана
на фиг. 346. Предельная растворимость вольфрама в никеле составляет
около 30% при низких температурах и возрастает приблизительно до 40%
при 1000—1400° С. Ниже 970° С вследствие взаимодействия гранецентриро-
ванной a-фазы и .объемноцентрированной 7-фазы (твердый раствор никеля
в вольфраме) происходит образование Ni4W (43,9% W)1). Эпремиан и Гаркер
Содержание вольфрама, атомн. %
Фиг. 346. Диаграмма фазового рав-
новесия сплавов никель—вольфрам.
Фиг. 347. Диаграмма фазового равновесия
сплавов никель—цинк.
[1621] нашли,что это соединение имеет упорядоченную тетрагональную струк-
туру. Они нашли также, что область (3-фазы имеет большую ширину, чем это
показано на диаграмме.
Значения точек Кюри даны в работе Фогеля [204]. На диаграмме (фиг. 346)
приведены результаты более поздней работы Мариана [965]. Мариан нашел
следующие значения намагниченности насыщения при 17° С (а3) и 0° К (%):
Содержание вольфрама °s °о "о
вес.% атомн.%
6,35 2,11 39,22 44,30 0,49
7,95 2,68 33,35 40,18 0,45
11,25 3,89 • 19,94 30,09 0,34
15,05 5,35 — 21,16 0,25
Экстраполяция приведенных значений показывает, что число магнетонов
Бора на атом сплава падает до нуля приблизительно при 10 атомн.% W
(26 вес. % W).
х) Результат перитектоидной реакции.—Прим. ред.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
259
Никель—ванадий. Гибельхаузен [157] в 1915 г. показал, что предельная
растворимость ванадия в никеле при комнатной температуре составляет
около 20%. Он нашел также, что точка Кюри снижается примерно до 250° С
при добавлении 8% V.
Садрон и Мариан [965] отмечают линейное снижение точки Кюри до 0° К
при 10% V; их сплавы становились немагнитными при комнатной температуре
при содержании ванадия около 6%. Садрон и Мариан измеряли значения маг-
нитного момента; путем экстраполяции найденных значений они установили,
что магнитный момент падает до нуля при том же содержании ванадия (10%).
Никель—цинк. В твердом состоянии растворимость цинка в никеле
(см. фиг. 347) возрастает приблизительно от 28% при комнатной температуре
до 41% при 1040° С—температуре плавления этого сплава [1559]. При содер-
жаниях цинка, больших 41%, выделяется 0-фаза, NiZn (52,7% Zn), которая
имеет кубическую структуру выше 810° С (0-фаза), а ниже этой температуры—
тетрагональную упорядоченную структуру типа AuCu (0'-фаза). В сплавах,
содержащих еще большие количества цинка, образуются другие соединения.
Значения точек Кюри, полученные Тамару [617] иМарианом [965], хорошо
согласуются между собой.
По данным Мариана, намагниченность при 17° С (as) и 0° К (во) имеет сле-
дующие значения:
Содержание цинка °0 "о
вес.% атомн.%
4,57 4,12 45,34 49,83 0,52
6,17 5,57 41,46 45,11 0,48
11,90 10,81 25,38 35,18 0,37
Дополнительные данные приведены в работе Садрона [611]. Экстраполя-
ция полученных значений показывает, что число магнетонов Бора на атом
сплава (п0) падает до нуля примерно при 30% Zn (см. фиг. 434).
Никель—цирконий. Аллибон и Сайкс [334] показали существование эвтек-
тики, содержащей около 16% Zr. Эта эвтектика состоит из фазы, богатой нике-
лем, и, вероятно,'соединения Ni4Zr (28,0% Zr). Судя по измерениям электро-
сопротивления [431], в твердом растворе на основе никеля содержится около
0,5% Zr.
Согласно данным Сайкса, индукция насыщения никеля при введении
циркония уменьшается от 6500 до 5000 гаусс при 6% Zr. Проницаемость
также снижается.
СПЛАВЫ ГЕЙСЛЕРА
В 1898 г. Гейслер обнаружил, что некоторые сплавы марганца, меди
и олова являются ферромагнитными и имеют намагниченность насыщения,
сравнимую с таковой для никеля. В ряде статей, публиковавшихся начиная
с 1903 г., Гейслер [57, 60] и его сотрудники, в том числе Таке [118], Штарк
и Хаупт [58], Астерот [76], а также Росс и Грей [ПО] в Англии и другие авторы
приводили результаты исследований этих и некоторых других марганцевых
сплавов и, в частности, сплавов марганца, меди и алюминия. Подробная
библиография работ, опубликованных до 1912 г., приведена Гейслером
и Таке [130] и Россом [137]. Позднее сводки данных по магнитным свойствам
были опубликованы Гумлихом [307], Валентинером и Беккером [683], Гейс-
лером [710] и Карапелла и Хелтгреном [1320].
17*
260
ГЛАВА VIII
Намагниченность насыщения и точка Кюри этих сплавов изменяются
как с изменением состава, так и в зависимости от термической обработки.
Наивысшие значения насыщения отмечены в двух наиболее подробно исследо-
ванных системах у сплавов, состав которых лежит вблизи соединений Си2МпА1
и Cu2MnSn. Ферромагнетизм наблюдался также в сплавах состава Cu2Mnln
и CujMnGa. Коэрцитивная сила и остаточная индукция меняются в широких
пределах. Сплавы, подобные этим, но содержащие серебро вместо меди, также
являются ферромагнитными. В сплаве состава AggMnAl наблюдалась необы-
чайно высокая коэрцитивная сила.
Фиг. 348. Индукция насыщения (пунктирные линии) и границы
области существования фазы Си2МпД1 (сплошные линии) сплавов
Гейслера (Мп—Си—А1).
Цифры на пунктирных линиях указывают значения В9 в гауссах. Крести-
ком (х) обозначен состав СигМпА! (13% А1, 61% Си, 26% Мп).
Структура. Ферромагнетизм связан с наличием (3-фазы, представляющей
собой твердый раствор и существующей в определенной области концентраций.
Для системы Си—Мп—А1 эта область была определена Гейслером [353, 710].
На диаграмме, приведенной на фиг. 343, она ограничена сплошными линиями.
Упорядоченное расположение атомов в решетке этой фазы было найдено
Перссоном [365, 420] и Поттером [419], которые установили, что атомы алюми-
ния здесь располагаются как в решетке FesAl. Гейслер [651, 710] и Бредли
и Роджерс [693], применяя специальные методы рентгеноструктурного ана-
лиза, нашли, что атомы меди и марганца также занимают особые положения
в решетке. Упорядоченную структуру этой фазы можно представить как ком-
бинацию объемноцентрированной кубической решетки и упорядоченной гране-
центрированной, как показано на фиг. 349. Рассчитанная из рентгеновских
данных плотность составляет 6,6 г/см3.
Фаза ₽ с подобной же упорядоченной структурой наблюдалась в сплавах
Си—Мп—Sn [420, 1320]. Область существования этой фазы определена
Карапелла и Хелтгреном [1320]. На фиг. 350 сплошными линиями показаны
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
261
границы p-области после наиболее подходящей термической обработки. Резуль-
таты рентгеновского анализа при 630° С, произведенного Карапелла и Хелтгре-
ном, показывают, что упорядоченная структура [3-фазы сохраняется до высо*
ких температур, возможно, вплоть
до температуры плавления.
При не очень высоком содер-
жании марганца эти сплавы могут
подвергаться механической обра-
ботке; предельное содержание мар-
ганца, по некоторым данным [307],
лежит около 24%.
Насыщение и точка Кюри.
Влияние состава на намагничен-
ность (в поле //=150 эрстед)
сплавов Си—Мп—А1, по данным
Гейслера и Рихарца [91], пока-
зано на фиг. 348 (пунктирные кри-
вые). Наивысшая индукция насы-
щения при комнатной температуре
составляет около 5500 гаусс. Более
поздние данные Гейслера [710] при-
ведены на фиг. 351 и 352 для двух
сечений концентрационного треу-
гольника, причем одно из них от-
• -Си
©-Мп
носится к сплавам с возрастающим содержанием алюминия при постоянном
соотношении меди и марганца (Cu2Mn), а другое—к сплавам с 25 атомн. %.А1
и переменным содержанием меди и марганца. На всех сплавах изме-
рения проводились после закалки
(от температуры, лежащей на 50°
ниже точки плавления, после го-
могенизации), а также после ста-
рения в течение 4000 час. при
110° С. Температурный интервал
измерений лежал в пределах от
—195° С до +Н0° С, максимальное
поле составляло 1000 эрстед (пред-
полагалось, что такое поле обес-
печивает достижение насыщения).
Виртуальные точки Кюри были
определены путем экстраполяции
кривых зависимости от Т, имев-
ших нормальный ход. Полученные
значения приведены на фиг. 351 и
352. Действительная температура,
при которой исчезает ферромагне-
тизм1), лежит обычно ниже вир-
туальной точки Кюри. Изменения
структуры, происходящие при на-
гревании сплава в этой темпера-
турной области, снижают точку
Кюри, тогда как старение при 110°С
Фиг. 350. Намагниченность насыщения на
1 г (пунктирные линии) и границы фазовых
областей (сплошные линии) сплавов
Мп—Sn—Си.
Цифры на пунктирных кривых указывают значе-
ния а при — 182°С.
повышает ее.
Наивысшее значение внутренней индукции, по измерениям Гейслера, соста
вляет 6300 гаусс при комнатной температуре и 7000 при —195° С. Этот макси
*) Вследствие изменения фазового состояния.—Прим. ред.
262
ГЛАВА VIII
мум отвечает сплаву состава Си2МпА1. Этому же составу соответствует и наи-
высшая виртуальная точка Кюри (450° С). Электросопротивление минимально
при 25 атомн. % А1.
Гейслер подсчитал, что индукция насыщения при 0° К полностью упоря-
доченного сплава приблизительно на 20% превышает максимальные измерен-
ные величины. Если это действительно так, то число магнетонов Бора на «моле-
кулу» Си2МпА1 должно почти точно быть равным 4.
Фиг. 351. Влияние состава и терми-
ческой обработки сплавов Мп—Си—А1
на индукцию насыщения (Bs) и точку
Кюри (0) для сплавов с постоянным
соотношением атомных концентраций
меди и марганца (Си : Mn=2 : 1).
1—закаленные сплавы; 2—сплавы после
старения.
Цифры на кривых указывают темпера-
туру измерения Bg. Максимум на кривых
соответствует составу СигМпА!.
Фиг. 352. Влияние содержания марганца и
термической обработки сплавов Си—Мп—А1
на индукцию насыщения (В—Н при
/7=1000 эрстед) и точку Кюри для сплавов
с постоянной концентрацией алюминия
(25 атомн. %).
/—закаленные сплавы; 2—сплавы после старения.
Цифры на кривых указывают температуру изме-
рения. Максимум на кривых соответствует составу
CuaMnAl.
В результате многих магнитных и рентгеновских исследований можно,
повидимому, считать вполне установленным, что магнитные свойства связаны,
с особым расположением атомов в решетке Си2МпА1, показанным на фиг. 349.
Слетер [490] показал, что ферромагнетизм можно ожидать в том случае, когда
атомы марганца располагаются на определенных расстояниях в простран-
ственной решетке, и что в сплавах Гейслера расстояние между атомами мар-
ганца отвечает условию возникновения ферромагнетизма, тогда как в решетке
чистого марганца это расстояние слишком мало (см. гл. X). Старение при
низкой температуре, например при 110° С, приводит к размещению большей
части атомов марганца в идеальных позициях.
Любое увеличение содержания атомов марганца по сравнению с имею-
щимся в сплаве состава CUgMnAl или любое нарушение упорядоченного рас-
положения атомов приводит к уменьшению атомного магнитного момента
и точки Кюри сплава. Избыток атомов марганца ведет к распаду [3-фазы (при
температурах выше 200° С) на СиаМпА1 и [З-Мп; при недостатке марганца,
кроме фазы Си2МпА1, образуется Си3А1 [693]
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
263
Карапелла и Хелтгрен измеряли намагниченность насыщения сплавов мар-
ганец—олово—медь при 25 и при —182° С (см. фиг. 350). Результаты их
измерений выражены в магнитных моментах на 1 г и легко могут быть пере-
считаны на число магнетонов Бора на атом марганца при —182° С. Прибли-
зительное число магнетонов Бора при 0° К можно получить умножением
их числа для —182° С на коэффициент 1,02. Наивысшая измеренная вели-
чина магнитной индукции насыщения Bs составляет около 7500 гаусс при
комнатной температуре и 8300 гаусс при —182° С; эти величины вполне срав-
нимы с данными для алюминиевого сплава (6300 и 7000 гаусс соответственно)•
Максимальное число магнетонов Бора на атом марганца равно 4,1, т. е. весьма
близко к тому, что было получено для алюминиевых сплавов.
Гейслер нашел, что алюминий или олово в первоначальных сплавах могут
быть заменены мышьяком, сурьмой или висмутом. В 1947 г. Валентинер [1511]
Фиг. 353. Кривые намагничива-
ния сплава Гейслера (14% Мп, 76%
Си, 10% А1) после закалки от600°С
и старения при 209° С в течение
указанного на кривых времени.
Фиг. 354. Коэрцитивная сила (сплошные линии)
и остаточная индукция (пунктирные линии) спла-
ва Гейслера (14% Мп, 76% Си, 10% А1) в зави-
симости от времени старения при 184° С после
закалки от 600° С.
обнаружил, что алюминий может быть заменен индием. Независимо от него
Коулс и др. [1611] и Гринстед и Иост [1626] также нашли ферромагнетизм
в содержащем индий сплаве, по составу близком к Cu2MnIn. Гамез и Эппельс-
геймер [1542] сообщили о наличии сильного ферромагнетизма в некоторых
сплавах системы Си—Мп—Ga.
Поттер [538] наблюдал ферромагнетизм в сплаве состава Ag6MnAI. Этот
сплав аналогичен сплавам Гейслера в том отношении, что содержит марганец
и алюминий и имеет в своем составе элемент, подобный меди, но отличается
от них концентрацией элементов. Индукция насыщения сплава при комнатной
температуре Bs=880 гаусс\ коэрцитивная сила имеет большую величину
(см. гл. IX).
Проницаемость и гистерезис. Эти свойства заметно изменяются в зависи-
мости от состава и термической обработки. В сплавах Си—Мп—А1 нетрудно
получить значения проницаемости порядка нескольких сот. В литературе было
опубликовано сообщение о значениях у., больших 1000 [62]. Коэрцитивная
сила изменяется приблизительно от 1 до 200 эрстед. Более низкие значения Нс
найдены в сплавах, имеющих низкое насыщение. Высокие значения про-
ницаемости достигаются путем закалки (после нагревания до красного каления)
и старения при низкой температуре (110° С или несколько выше). Кривые
намагничивания одного из сплавов (76% Си, 14% Мп, 10% А1) после закалки
264
ГЛАВА VIII
от 600° С и старения при 209° С в течение различного времени представлены
на фиг*. 353 по данным Таке [118]. С увеличением продолжительности старения
проницаемость растет, но затем начинает снижаться. На фиг. 354 показаны
коэрцитивная сила и остаточная индукция сплава подобного состава, под-
вергавшегося старению при 184° С в течение различного времени. Изменение
названных свойств за счет старения при других температурах описано в статье
Таке.
Возможно, что сначала с увеличением продолжительности старения
степень упорядочения растет, но очень длительное старение, как предполагают
Бредли и Роджерс [693], приводит к распаду сплава на фазы Си3А1 и CugMnAl.
Объяснения одновременного изменения намагниченности насыщения, остаточ-
ной индукции и коэрцитивной силы никем не дано.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ МАРГАНЦА
Кроме сплавов Гейслера, обнаружен еще ряд ферромагнитных сплавов
и соединений, содержащих марганец. Точки Кюри и значения намагниченности
насыщения некоторых из таких соединений даны в табл. 43.
Таблица 43
Магнитные свойства некоторых соединений марганца
Соединение e, °c ° о "o гаусс ”c, эрстед Структура
Мп As 45 141,6 3,40 8400 7 Пирротита
МпВ 260 — — 1850 30 Орторомбическая
MnBi 360 74,8 3,52 7800 600 Пирротита
Мп—Н — — — -200 650 —
Mn4N 470 30 0,24 2300 200 Кубическая
МпР 25 77 1,2 — 60 Орторомбическая
Mn2Sb 277 45,2 0,94 2900 31 Тетрагональная
MnSb 314 111,7 3,53 8900 8 Пирротита
Mn4Sn 150 — — 1250 — Гексагональная (MnuSn3)
Mn2Sn —11,0 64,7 0,86 — — Пирротита
При пересчете as на Bs (индукцию насыщения при комнатной температуре) в некоторых случаях
использованы вычисленные значения плотности»
Обзор магнитных свойств соединений марганца дан в работах Гийо
[1359, 1540], Клемма [875], Меськина и Куссмана [603], Бейтса [3861, Веде-
кинда [250], Ауверса [187], Гильперта [141] и других исследователей. Суще-
ствование ферромагнетизма в сплавах, содержащих As, Sb, Bi и В, было обна-
ружено Гейслером [60] в 1904 г.
В данном разделе мы не пытаемся дать полные сведения о фазах и струк-
туре различных систем. Эти данные привлекаются лишь в такой степени,
в какой они необходимы для описания магнитных свойств. Дополнительную
информацию такого рода можно найти в работах [862, 1562]. Кристаллическая
структура указывается в тех случаях, когда она известна.
Марганец—сурьма. Вслед за работами Гейслера эти сплавы были исследо-
ваны Вильямсом [74] и Ведекиндом [96]. Ферромагнитными оказались
соединения MnSb (68,9% Sb) и Mn2Sb(52,5% Sb). Первое соединение имеет
гексагональную структуру пирротита с а=4,12, с=5,78 А, с/а=1,40; второе—
тетрагональную структуру типа Fe2As с а=4,08 и с=6,56 А, с/а=1,61 [865].
Соединение Mn2Sb присутствует в сплавах, содержащих от 0 до 60% Sb;
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
265
MnSb—в сплавах, содержащих приблизительно от 70 и вплоть до 100% Sb
[862, 1359, 1632]. Таким образом, все марганец-сурьмянистые сплавы, исклю-
чая областей составов, прилегающих к чистому марганцу и чистой сурьме,
являются ферромагнитными. В табл. 43 приведены данные Гийо.
Изменения точки Кюри и числа магнетонов Бора в зависимости от состава
показаны на фиг. 355. Для сплавов, содержание сурьмы в которых несколько
больше, чем в соединении Mn2Sb, кроме
еще точка Кюри соединения Mn2Sb. При
Содержание сурьмы, %
Фиг. 355. Число магнетонов Бора на атом
(л0) и точка Кюри ’(в) марганец-сурьмяни-
стых сплавов.
точки Кюри при 90° С, наблюдается
дальнейшем увеличении содержания
урьмы эта точка, как и фаза Mn2Sb,
исчезает. Одновременно начинает
изменяться положение первой точки
Фиг. 356. Число магнетонов
Бора марганец-мышьякови-
стых сплавов.
Кюри. Температура, соответствующая точке Кюри, возрастает пропор-
ционально содержанию сурьмы до 314° С при ее содержании, соответст-
вующем соединению MnSb. Это говорит о том, что MnSb растворяет в себе
марганец.
Кристаллическая анизотропия свойств этих двух соединений рассматри-
вается в гл. XII.
Ведекинд [140] нашел, что для соединения Mn2Sb коэрцитивная сила
Дс=31 эрстед, а для соединения MnSb—8 эрстед.
Марганец—мышьяк. После открытия Гейслера, Хильперт и Дикман [117]
приготовили и исследовали соединение MnAs (57,7% As); результаты их работы
были подтверждены исследованиями Бейтса [339, 452]. Это соединение имеет
гексагональную структуру типа пирротита с а=3,710, с=5,691 А, с/а=1,53
при 20° С и а=3,659, с=5,691 А, с/а=1,55 при температуре, несколько боль-
шей 45° С [1403]. Внезапное уменьшение а при 45° С наблюдалось дилато-
метрически. Оно сопровождается потерей ферромагнетизма при нагревании
и увеличением электросопротивления в 4 раза [692]. Это превращение харак-
теризуется температурным гистерезисом, так что при нагревании ферромагне-
тизм исчезает при 45°С, а при охлаждении появляется при 34° С [386, 1359].
Виртуальная точка Кюри, полученная экстраполяцией кривой зависимости as
или а! от Т, лежит вблизи 130° С.
Гийо [1359, 1632] измерил намагниченность при низких температурах
и определил а0 в зависимости от состава-в интервале 33—49,5 атомн. % As
(40—57% As). Результаты приведены на фиг. 356. В этой области составов <зй
возрастает от 0 до 141,6 (3,29 магнетона Бора) и при экстраполяции до 50 атомн. %
составляет 3,40 магнетонов Бора на атом марганца. Гийо построил также
266
Г Л A BA VIII
кривую зависимости а/а0, от Т/6 для MnAs [ 1457]. Индукция насыщения при 0°К
составляет около 11 000 гаусс, а при комнатной температуре—около 8400 гаусс.
В интервале концентраций от 44 до 56% As наблюдались следующие точки
Кюри: —147; 12; 28 и 40° С. Наиболее низкая точка является обратимой и, по
мнению Гийо, характеризует фазу, имеющую состав Mn29As21, стабильную при
содержании мышьяка 48—53%. Дальнейшие предположения относительно фаз
в этой системе можно найти в работе [1359].
Бейтс [386] наблюдал в образце MnAs в поле 760 эрстед индукцию
В—Н = 2500 гаусс при комнатной температуре и 2800 гаусс при температуре
жидкого воздуха. Коэрцитивная сила в этом образце была 60 эрстед. Позднее
1692] для другого образца была измерена коэрцитивная сила Нс—7 эрстед.
Марганец—висмут. После сообщения Гейслера [60], Хильперт и Дикман [117]
•определили точку Кюри MnBi (79,2% Bi).
Структура MnBi подобна структуре пирротита (гексагональная, а =4,30,
-с=6,12 А, с/а—1,43 [1127]). Согласно Гийо [1359], это соединение обра-
зуется при 445° С (при охлаждении), возможно, из богатого висмутом рас-
плава и богатого марганцем соединения, стабильного между 445 и 600° С
(см. работу Хансена [862]). Реакция образования MnBi идет очень медленно.
Значения точки Кюри для сплавов, содержащих 2—98%, одинаковы (360° С—
при нагревании, 340° С—при охлаждении); этот факт говорит о том, что MnBi
является стабильной фазой в широкой области составов и не растворяет в себе
заметных количеств марганца или висмута. Природа превращения при 445° С,
вероятно, аналогична превращению при 45° С в системе Мп—As.
Гийо [1359] получил а0=74,8, что соответствует га0=3,52 магнетонов
Бора на атом марганца. В более ранней работе Тильмана [1240] приводится
несколько меньшая величина: л0=3,13. По измерениям Тильмана, внутрен-
няя индукция В—Н = 7600 гаусс при—180° С. Данные Гийо приводят к вели-
чине индукции насыщения при комнатной температуре, равной 7800 гаусс.
Коэрцитивная сила, по измерениям Гийо [1359], сильно зависит от вели-
чины кристаллов и изменяется от 600 эрстед для частиц диаметром 100 • 10-4 см
до 12 000 эрстед для частиц диаметром 3 10~4 см. Этот материал подробно
рассматривается в гл. IX и XVIII, а кривая, показывающая зависимость коэр-
цитивной силы от диаметра частиц, дана на фиг. 50. Кристаллическая анизо-
тропия свойств обсуждается в гл. XII. Зависимость насыщения и гистерезиса
от температуры изучалась Тильманом [1240].
Марганец—бор. Впервые о ферромагнетизме сплавов этой системы сооб-
щил Гейслер, а Бине дю Жассоне [67] показал, что ферромагнитными свой-
ствами обладает только фаза МпВ (16,5%В), а не МпВ2. Ведекинд [75, 140]
примерно оценил величины намагниченности и проницаемости порошка МпВ
по сравнению со свойствами порошка железа. Индукция (при Я =796 эрстед)
при комнатной температуре составляет около 1830 гаусс [435]. Была получена
коэрцитивная сила около 30 эрстед.
Марганец—углерод. Гейслер [60] не обнаружил ферромагнетизма в этой
системе. Ведекинд [121] сообщил о «слабой магнитности» Мп4С.
Марганец—галлий и марганец—индий. О ферромагнетизме некоторых двой-
ных сплавов этих систем имеются указания в работах Гамеза и Эппельсгей-
мера [1542, 1635].
Марганец—водород. В результате плавки в водороде марганец приобре-
тает слабые ферромагнитные свойства (Вейсс и Оннес [115], Хадфилд и др.
[171]). Ку (см. [435]) построил петлю гистерезиса материала, для которого
<з =2,2, Bs=200 гаусс, Яс=670 эрстед (при измерениях применялось поле
12 000 эрстед).
Марганец—азот. Ведекинд и Фей [85] сообщили о ферромагнетизме некото-
рых нитридов, а Вейсс и Оннес [115] и Ишивара [166] наблюдали ферромагне-
тизм марганца, содержащего примесь азота. Оксенфельд [607] обнаружил,
что марганец поглощает азот при нагревании до температур около 1100° С
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТИ
267
и снова выделяет его при 1300—1320° С и что в результате нитрирования
материал становится ферромагнитным с точкой Кюри около 500° С, коэрци-
тивной силой /7с=200 эрстед, внутренней индукцией В—/7=200 гаусс при
/7=600 эрстед и остаточной индукцией Вг=110 гаусс. Хегг [397] и Шенк
и Кортенгребер [680] в подобном материале нашли е-фазу,оМп4Ы (6,0% N),
с гранецентрированной кубической структурой (а=3,85 А), обладающую
ферромагнитными свойствами, и немагнитную С-фазу (вероятно, Mn6N2) с гекса-
гональной компактной решеткой.
В двух более поздних работах Гийо и Уайрт [1401, 1458] указывают,
что они приготовляли сплавы нитрированием марганца при различных темпе-
ратурах. На фиг. 357 даны значения
и точки Кюри (6) в зависимости от
содержания азота в сплавах, полу-
ченных нитрированием при 800° С.
Максимум кривой для п0 лежит вбли-
зи состава, соответствующего соеди-
нению Mn4N. Сплавы с большим со-
держанием азота имеют одинаковые
точки Кюри, а п0 линейно умень-
шается и достигает нуля для состава,
близкого Mn5N2; поэтому можно счи-
тать, что сплавы в этой области соста-
вов представляют собой смесь е- и С-
фаз. При содержании азота, меньшем
чем в Mn4N, имеется область твердого
раствора. Межатомные расстояния в
твердых растворах, приготовленных
ниже 800° С, линейно возрастают с
увеличением содержания азота (в об-
ласти 12—21 атомн. % N).
Марганец—кислород. Из всех окис-
Ф и г. 357. Число магнетонов Бора (п0) и
точка Кюри (6) для системы Мп—N.
лов марганца наибольшей магнитно-
стью обладает соединение Мп3О4, которое, однако, не обнаруживает ферро-
магнитных свойств. По данным Харалдсена и Клемма [709], восприимчивость
на единицу объема при комнатной температуре равна 69-10-*, а при 90° К—
73-10-®.
Йонкер и др. [1707] наблюдали ферромагнитные свойства в бинарных твер-
дых растворах LaMnO3 с СаМпО8, SrMnO3 и ВаМпО3. Все они имеют структуру
перовскита, как и ферроэлектрический материал ВаТЮ3. Ни один из этих
манганитов в чистом виде не является ферромагнитным. Однако при добавле-
нии даже небольшого количества манганита щелочноземельного металла
к LaMnO3 точка Кюри и намагниченность насыщения быстро возрастают,
достигая максимума при 30—35% добавляемого манганита, а затем уменьшаясь
до нуля. Для твердых растворов, содержащих Са, Sr и Ва, наивысшие значе-
ния точки Кюри равны соответственно 0, 100 и 70° С, а намагниченность насы-
щения при 90° К 4=99, 91 и 90.
Возникновение магнитного момента связано с недостроенностью 3d-o6o-
лочки ионов Мп8+ и Мп4+, а ферромагнетизм, повидимому, связан со сверхобме-
ном (см. гл. X, стр. 378). Если такое предположение правильно, то рассматри-
ваемый случай представляет собой первый пример положительного сверхобмена.
Марганец—фосфор. Эти сплавы являются ферромагнитными [75] при
содержании фосфора больше 17%, которое соответствует появлению в сплаве
соединения МпР (36,1% Р) [862]. Сплавы, содержащие 17—34% Р, по дан-
ным Гийо и Крево [1493], имеют неизменную точку Кюри (при 25° С), а их
насыщение изменяется с изменением содержания МпР. Экстраполяция намаг-
ниченности насыщения до состава МпР дает а0=77 и по=1,2О магнетонов
268
ГЛАВА VIII
Бора на молекулу. Зависимость as/a0 qtTW для Мп Р установлена Гийо 11457].
Берак и Гейман [1681] обнаружили, что гораздо более сильным ферромагне-
тизмом, чем МпР или Мп2Р, обладает соединение Мп3Р2.
По данным Бейтса [386], точка Кюри находится вблизи 40° С или ниже,
причем температурного гистерезиса для нее не существует. Коэрцитивная сила
для изучавшихся образцов при комнатной температуре составляет около
60 эрстед,
Соединения марганца с серой, селеном, теллуром и кремнием. Ведекинд [1211
сообщил о том, что природный или искусственный MnS при нагревании прио-
бретает магнитные свойства. По данным Харалдсена и Клемма [709], это соеди-
нение парамагнитно в интервале температур от 90° К и до комнатной. Соеди-
нение MnS2, подобно FeS2 и NiS2, парамагнитно при комнатной температуре,
тогда как CoS2 ферромагнитно ниже —180° С [795]. Соединения MnSe, МпТе
и MnSi слабо магнитны [121] или, возможно, парамагнитны.
Марганец—олово. После того как Гейслер [60] обнаружил ферромагне-
тизм этих сплавов, Вильямс [74] показал, что ферромагнитными свойствами
Фиг. 538, Число магнетонов Бора марганец-
оловянных сплавов.
Фиг. 359. Точки Кюри для MnAs,
MnSb и MnBi в зависимости от рас-
стояний между атомами марганца(^).
Представленная кривая имеет сходство
с кривой обменного взаимодействия.' tjq
Бете.
обладают сплавы, содержащие 8—93% Sn. В этой работе было обнаружено
существование соединений MnSn (68,4% Sn), Mn2Sn (51,9% Sn) и Mn4Sn
(35,1% Sn). Хонда [105] получил на кривой зависимости остаточной индук-
ции от состава резкий пик вблизи состава Mn4Sn и отсутствие остаточной
индукции в сплавах, не содержащих фазы Mn4Sn.
В более поздней работе Поттера [538] указано, что точки Кюри соедине-
ний Mn4Sn и Mn2Sn лежат соответственно при 150 и 0° С, а значения внутрен-
ней индукции насыщения составляют 1250 гаусс для Mn4Sn (при комнатной тем-
пературе) и 5900 гаусс для Mn2Sn (при температуре жидкого воздуха). Поттер
нашел, что намагниченность сплавов, содержащих менее 65% Sn (включая
Mn4Sn и Mn2Sn), возрастает после длительного отжига при 500° С, но умень-
шается после отжига при более высоких температурах. Напротив, Гийо 11359]
нашел, что Mn4Sn и все сплавы, содержащие менее 38%Sn, после продол-
жительного отжига при 500° С становятся немагнитными. Гийо определил
намагниченность на 1 г при 0° К и соответствующие значения числа магне-
тонов Бора на атом марганца (и0) для сплавов, содержащих 38—94% Sn
(фиг. 358). Точки Кюри всех этих сплавов лежат около —11° С, т. е. ниже,
чем указывалось в прежних работах. Максимум п0 наблюдается при
57 % Sn (т. е. при несколько большем содержании олова, чем в Mn2Sn). Для
этого сплава а0=73, что соответствует внутренней индукции около 11 000 гаусс
при 0° К-
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
269
Расхождение результатов различных работ, повидимому, связано с влия-
нием термической обработки на расположение атомов. Новотный и Шуберт [1473]
наблюдали упорядоченную структуру в сплаве состава MnuSn3 (37,1 % Sn).
Они нашли также, что Mn2Sn имеет структуру типа пирротита,
a MnSn2 (81,2% Sn)—центрированную тетрагональную структуру, аналогич-
ную структурам FeSn2 и CoSn2 и гранецентрированной кубической структуре
СиА12 и FeB2.
Точки Кюри сплавов марганца с элементами группы мышьяка. Соедине-
ния MnAs, MnSb и MnBi имеют одинаковую кристаллическую структуру,
но расстояния между атомами марганца различны. На фиг. 359 приведены
значения точки Кюри (для MnAs — виртуальная точка Кюри) в зависимости
от расстояния между металлическими атомами согласно Гийо [1359]. Кривая
по своей форме подобна теоретической кривой обменного взаимодействия
(см. фиг. 437), хотя ее ход определен недостаточно точно ввиду ограниченного
числа экспериментальных точек. Как видно из фиг. 359, точка, соответ-
ствующая соединению MnAs, лежит на резко падающей части кривой. Этот
факт подтверждает вывод о том, что исчезновение ферромагнетизма связано
с уменьшением межатомных расстояний. Резкое падение кривой при меньших
значениях межатомных расстояний согласуется с отсутствием ферромагне-
тизма у чистого марганца, в котором эти расстояния малы.
ДРУГИЕ СПЛАВЫ И ЭЛЕМЕНТЫ
Кроме уже описанных сплавов, существует ряд слабоферромагнитных
соединений хрома, структура и свойства которых кратко обсуждаются ниже.
Среди чистых элементов отчетливо выраженными ферромагнитными свой-
ствами обладает гадолиний, который будет описан позже. До сих пор остается
невыясненным, являются ли ферромагнитными некоторые другие редкоземель-
ные элементы. При исследованиях металлического церия [993, 1430], лантана
[993] и неодима [993] высодой чистоты ферромагнетизм не был обнаружен.
Тромбе [1443] исследовал диспрозий и сообщил, то этот элемент является
ферромагнитным ниже 105° К и обнаруживает остаточную индукцию и на-
сыщение. При 88° К его восприимчивость изменяется от 0,0512 при Н=
= 1025 эрстед (а=52,5) до 0,0245 при /7=8775 эрстед (о=215). Таким обра-
зом, индукция насыщения при этой температуре составляет около 23 000 гаусс.
Эти результаты еще не подтверждены.
Металлические марганец, хром и ванадий в чистом виде не обнаруживают
ферромагнетизма даже при 14° К — температуре твердого водорода [115].
Хром—сурьма. Были приготовлены соединения CrSb и CrSb2. Соединение
CrSb2 являтся определенно немагнитным, тогда как свойства CrSb окончательно
не установлены [1364, 1383].
Хром—мышьяк. Новотный и Эрстед [976] наблюдали слабый ферромагне-
тизм в CrAs и Cr2As, которые изоморфны с FeAs и Fe2As. Харалдсен и Нигаард
[1128] исследовали сплавы Сг—As при содержании мышьяка 32—56% и нашли,
что восприимчивость имеет наивысшее значение у сплава, состав которого соот-
ветствует соединению Cr3As2, имеющему довольно сложную кристаллическую
структуру. Точка Кюри равна приблизительно —50° С. Наивысшая проницае-
мость составляла около 2,5 при —183° С; величина индукции при этом была
равна 3200 гаусс (при измерениях применялись сильные поля).
Хром—кислород. Одним из первых обнаруженных ферромагнитных соеди-
нений немагнитного элемента было соединение Сг6О9. Со времени его открытия
(в 1859 г.) [5] было проведено несколько исследований. Недавно Гийо и др.
[1402] приготовили СгО2, содержащий примеси Сг2О3 и кислорода. Из измере-
ний на двух образцах, содержащих 40 и 50% СгО2, было установлено, что
намагниченность насыщения на 1 г при 0° К равна . 138. Это соответствует
2,07 магнетона Бора на атом хрома.
270
ГЛАВА VIII
Соединение СгО2 имеет тетрагональную структуру, в которой атомы
хрома располагаются прямыми цепочками на расстоянии 2,86 А один от
другого.
Хром—платина. См. гл. IX. Упорядоченные сплавы ферромагнитны и
имеют индукцию насыщения, достигающую 3000 гаусс.
Хром—сера и хром—селен. Бейтс [1107] приготовил несколько образцов
с различным соотношением содержания хрома и серы (0,5—1,4). Точки Кюри
этих сплавов лежат в интервале 30—100° С. Намагниченность насыщения
на 1 г очень мала; максимальное значение os=0,20 соответствует сплаву CrS.
Соединение CrSe парамагнитно [794].
Хром—теллур. Ферромагнетизм соединения СгТе отмечен Гольдшмидтом
[306], атакжеХаралдсеноми Ковальским [794]. Это соединение имеет гексаго-
нальную структуру типа пирротита с а=3,981,^=6,211 А [318]. Гийои Барбезат
[1459] нашли намагниченность насыщения при 0° К а0=74,57, что соответ-
ствует 2,39 магнетона Бора на атом хрома. Точка Кюри лежит при 66° С. Изме-
нение намагниченности насыщения в за-
висимости от температуры хорошо согла-
суется с теоретической кривой для J=2
[1460]; при комнатной температуре В, «а
«=3100гш/сс. Гальперин иПерекалина [1628]
нашли, что ферромагнетизм усиливается
при увеличении содержания теллура от 1
до 50 атомн.%, а затем быстро умень-
шается.
Серебро—фтор. Грунер и Клемм [947]
в краткой заметке сообщили о ферромагнит-
ное™ AgF2 ниже— 110° С; намагничен-
ность на 1 г при —150° С составляет около
0,3. О дальнейшем изучении этой кажу-
щейся аномалии сообщений не было.
Калий—сера. Подобное аномальное
явление отмечено Клеимом и Зодоманом
[809] для K2S3. Ниже —50° С образец при-
Ф и г. 360. Кривая намагничивания
гадолиния при 77° К.
По оси ординат отложена намагниченность
на 1 г.
тягивается к полюсу электромагнита, тогда
как при —40° С он обнаруживает нормальный диамагнетизм. Авторы счи-
тают необходимым дальнейшее исследование.
Гадолиний. Открытое ферромагнитных свойств металлического гадоли-
ния было сделано Урбеном и др. в 1935 г. [834]. Применявшиеся в этой работе
образцы содержали 99,3% Gd, почти 0,7% Si и менее 0,03% Fe.
Используя для намагничивания сильные поля (до 17 500 эрстед) при тем-
пературах до 77° К, Урбен и др. определили значения намагниченности насы-
щения на 1 г, экстраполяция которых к 0° К дает а0=253,5, что соответствует
7,1 магнетона Бора на атом. Точка Кюри находится при 16° С.
Кривая намагничивания при 77° К показана на фиг. 360. Намагничен-
ность на 1 г можно рассчитать, используя значение плотности, определенное
из рентгенографических данных при комнатной температуре (равное 7,97г/сл13).
Для более низких температур плотность можно определить, учитывая нормаль-
ное термическое сжатие. При 0° К рассчитанная величина Bs составляет
25 400 гаусс, что значительно выше соответствующей величины для железа
(21 800 гаусс). Число магнетонов Бора на атом также больше, чем для железа
(7,1 по сравнению с 2,2).
Были исследованы магнитные свойства [1417] нескольких парамагнитных
соединений гадолиния (GdC2, GdD2, GdH2). Во всех этих соединениях на атом
металла приходится 7 магнетонов Бора; это число не меняется при образова-
нии химической связи, поскольку ответственная за магнетизм внутренняя
4/-оболочка расположена в атоме очень глубоко. Полагают, что гидрид имеет
ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ 271
ферромагнитную точку Кюри при температуре немного выше 0° К. Наиболее
низкая температура, использованная в исследовании, была около 80° К.
Аувертер и Куссман [1676] обнаружили ферромагнетизм сплавов марга-
нец—платина, содержащих 84—90% Pt (68—82 атомн. % Pt). Ферромагне-
тизм этих сплавов обусловлен наличием фазы MnPt3, которая имеет ниже 900° С
упорядоченную структуру типа AuCus. Сверхструктура наблюдалась во всех
магнитных образцах. Наиболее интенсивные линии сверхструктуры и наивыс-
шее значение насыщения обнаружено при 75 атомн. % Pt. Величина Bs для
этого сплава равна 5000 гаусс при 20° С и 8000 гаусс при —193° С. Точка Кюри
по мере увеличения содержания платины изменяется от 430 до —100° С.
. После открытия сплавов Мп—Си—In [1626] (см. стр. 263) Геддел и Ноет
(неопубликованная работа) обнаружили ферромагнетизм двойных сплавов
Мп—In, содержащих от 40 до 90% In. Существование ферромагнетизма в этой
системе было показано также предварительными экспериментами Гамеза
и Эппельегеймера [1542].
ГЛАВА IX
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
Введение. Постоянные магниты, подобно электромагнитам, используются
для получения постоянных по величине внешних магнитных полей значитель-
ной напряженности. Постоянный магнит является одним из основных элемен-
тов конструкции таких приборов, как громкоговорители, магнетроны, телефон-
ные устройства, счетчики, измерительные приборы постоянного тока, поляри-
зованные реле, небольшие моторы и генераторы (магнето).
В любом из этих приборов в магнитную цепь, содержащую постоянный
магнит, входит также и воздушный зазор. Следовательно, магнит работает при
Фиг. 361. Кривые намагничивания и раз-
магничивания материала с высокой коэрци-
тивной силой (алнико 5).
В сильных полях величина В — Н приближается к ин-
дукции насыщения В₽. При намагничивании и стаби-
наличии размагничивающего поля
и величина индукции всегда не-
сколько меньше остаточной индук-
ции Вг. Таким образом, для ха-
рактеристики материала для по-
стоянных магнитов существенную
роль играет та часть петли гисте-
резиса, которая лежит во втором
квадранте, между остаточной ин-
дукцией и коэрцитивной силой.
Этот участок петли гистерезиса на-
зывается кривой размагничивания.
На фиг. 361 показаны кривые на-
магничивания и размагничивания
сплава алнико 5.
При оценке качества материа-
ла для постоянных магнитов наи-
лизации постоянного магнита его магнитное состоя- блпрр иягтн патты
ние изменяется от точки 1 до точки 6. ООЛее ЧИСТО ИСПОЛЬЗуЮТСЯ В6ЛИ-
чины Нс и Вг, а также произ-
ведения Вг//С и (ВН)т; послед-
нее представляет собой максимальное значение произведения В и Н для неко-
торой точки кривой размагничивания (знак минус опускается). Типичная кри-
вая зависимости ВН от В дана на фиг. 362. Нередко для характеристики мате-
риала существенное значение имеют кривые частных циклов и обратимая про-
ницаемости ((ir), которые также показаны на фиг. 362. Среди других свойств,
которые часто приходится учитывать при использовании материала, следует
назвать электросопротивление, плотность и прочность. В производстве суще-
ственное значение имеет обрабатываемость материала. Значение таких физи-
ческих факторов, как магнитострикция, внутренние напряжения, и других
будет рассмотрено в последних главах книги.
После того, как постоянный магнит окончательно установлен в приборе,
для которого он предназначен, и после того, как он намагничен на месте, напря-
женность поля в зазоре должна быть, насколько возможно, нечувствительна
к ударам, вибрациям, к изменению температуры, к действию внешних маг-
нитных полей или к структурным (или металлургическим) изменениям мате-
риала со временем. Чтобы свести к минимуму такие изменения, обычно после
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
273
намагничивания «стабилизируют» магнитную цепь путем кратковременного
приложения слабого поля обратного направления. До стабилизирующей обра-
ботки материал проходит состояния, соответствующие точкам 1, 2 и 3 на
фиг. 361, и достигает состояния, которое определяется размагничивающим
действием воздушного зазора (точка 4). Изменения в магнитном состоянии
материала, обусловленное кратковременным действием слабого поля, показаны
на фиг. 361 точками 4, 5 и 6. Иногда бывает необходимо защитить поверхность
постоянного магнита от случайного контакта с посторонним магнитным мате-
риалом, поскольку такой контакт может изменить намагниченность в точке
соприкосновения и тем самым изменить величину напряженности поля в зазоре.
Фиг. 362. Кривая размагничивания (вместе с кри-
выми частных циклов), а также кривые магнитной
энергии (ВН) и обратимой проницаемости (pir) высоко-
коэрцитивного материала.
Тангенс угла наклона кривых вида s дает величину
История разработки материалов для постоянных магнитов. Широко при-
меняемые в настоящее время материалы для постоянных магнитов перечислены
в табл. 44. В течение многих столетий для стрелок компасов применялась зака-
ленная углеродистая сталь. Эта сталь, содержащая до 1,5% С, до 1910 г. обычно
всюду использовалась в качестве материала для постоянных магнитов. Часто
в углеродистую сталь добавлялось до 0,8% Мп. Иногда применяли литейный
чугун, принимая во внимание его дешевизну и хорошую обрабатываемость.
Об истории создания и применения вольфрамовой стали определенных
сведений нет. В литературе имеются указания [235], что в 1855 г. эту сталь
производили в Австрии и использовали ее в качестве материала для постоян-
ных магнитов. Хромистая сталь в промышленном масштабе производилась в Аме-
рике примерно с 1870 г. [29]. Ее магнитные свойства после закалки были иссле-
дованы Гопкинсоном в 1885 г. [12]. Однако эта сталь получила всеобщее рас-
пространение только во время первой мировой войны [165], когда возникли
трудности с доставкой вольфрама. Позднее для повышения коэрцитивной силы
к хромистым сталям начали добавлять кобальт, после чего широкое распро-
странение получили различные сплавы с содержанием кобальта до 35%.
Большой шаг вперед в развитии материалов был сделан в 1917 г., когда
Хонда и Такаги [193] открыли, что богатая кобальтом сталь, содержащая
вольфрам и хром, имеет коэрцитивную силу 230 эрстед, т. е. примерно в 3 раза
больше, чем существовавшие до этого времени материалы. Этот сплав на про-
тяжении почти 15 лет был наилучшим по своим свойствам, и даже теперь
18 р, Бозорт
274
ГЛАВА IX
Таблица 44
Состав и свойства некоторых материалов для постоянных магнитова
Наименование Год изо- бре- тения Типичный состав б, % Hc. эрстед Br. гаусс (BH)OT.I0Le Литература
Вольфрамовая сталь 1885 6W, 0,7 С, 0,3 Мп 65 10500 0,3 [235]
Сталь с низким содержанием хрома 1916 0,9 Сг, 0,6 С, 0,4 Мп 50 10000 0,2 [99]
Сталь с высоким содержанием хрома 1916 3,5 Сг, 1С, 0,4 Мп 65 9 500 0,3 [165]
Сталь KSB ... 1917 36 Со, 7 W, 3,5 Сг, 230 10 000 0,9 [193]
Кобальт-хроми- стая стальг . . 1921 0,9 С 16 Со, ,9 Сг, 1 С, 180 8 000 0,6 [217]
Ремаллойд ... 1931 0,3 Мп 12 Со, 17 Мо 250 10 500 i,2 у [614] [601]
Сплав Мишима® 1931 (juihW) 25 Ni, 12 Al 475 10 000 J 7 000 1,1 J 1,4
Алнико 2Ж ... 1934 2 Со, 17 Ni, 10 Al, 560 7 300 1,7 79
Магнетофлекс3 . . 1935 6 Си 20 Ni, 60 Си 600 5800 2,0 1974]
Платино- кобальто- вый сплав . . . 1936 77 Pt, 23 Co 3 000K 5 000 4,5 [869]
Викаллой .... 1938 52 Co, 10 V 200 11 500 1,5 [1218]
Алнико . 5 й .... 1940 24 Co, 14Ni, 8 Al, 575 12 500 4,5 [1241,1272]
3Cu
а Приведенные данные в основном взяты из работ [1 158, 1334], а также из бюллетеней компа-
нии «Индиана стил продакте» и экспериментов лаборатории фирмы Белл.
6 Остальное железо.
в В Германии эта сталь известна' под названием коэрцит.
г А также стали, содержащие 3,6 и 9% Со при различном количестве хрома.
А В США этот сплав называется комол, в Германии — эрстит.
е Другое название — алнико 3. Алнико 1 содержит кобальт.
ж В Германии известен под названием эрстит, в Англии — алнико.
3 Другое название — кунифе 1. Кунифе 2 и кунико содержат кобальт.
и Английский сплав алкомакс имеет несколько иной состав.
к Н рдя В—0.
расценивается как высококачественный материал, относящийся к сталям (т. е.
содержащий углерод как существенно важный компонент).
В 1931 г. Сельесетер и Роджерс 1614] (повидимому, по предложению
Дина [639]) и независимо Кестер [595] исследовали системы Fe—Со—Мо и
Fe—Со—W и нашли ряд новых ценных сплавов. Ремаллой, один из сплавов
этой группы, имеет то преимущество, что его можно подвергать горячей про-
катке и обработке резанием до окончательной термической обработки. Первыми
промышленными материалами для постоянных магнитов, не содержащими
в качестве основного компонента углерод, были сплавы Fe—Со—Мо. Даль-
нейшее улучшение свойств материалов, а именно увеличение их магнитной
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
275
энергии, достигалось не за счет углерода, а за счет других элементов,
вызывающих дисперсионное твердение.
Последующий прогресс в области создания материалов для постоянных
магнитов связан с работами японских исследователей. Мишима [601, 885, 886]
в 1931 г., экспериментируя с дисперсионно-твердеющими сплавами, содержа-
щими железо, никель и алюминий, нашел сплавы с коэрцитивной силой
до 700 эрстед. В настоящее время подобные сплавы производятся в промыш-
ленном масштабе и имеют коэрцитивную силу около 475 эрстед. Магнитная
энергия этих сплавов выше, чем у ремаллоя, но они очень тверды, поэтому
магниты нужной формы изготавливаются отливкой и шлифованием.
Сплавы алнико (название, принятое в США для магнитных сплавов
Fe—Ni—Al) были значительно улучшены за счет введения кобальта (Мишима
[666, 885], Рудер [742]), а в дальнейшем—за счет легирования медью (Хорс-
бург и Тетлей [792]). Введение этих элементов, а также использование соот-
ветствующей термической обработки обеспечили возможность получения хоро-
ших свойств магнитов различной величины и формы.
В 1935—1938 гг. был открыт ряд сплавов, которые можно подвергать
пластической деформации (прокатке или протяжке и даже холодной протяжке
в тонкую проволоку) до окончательной термической обработки. В некоторых
случаях оптимальные свойства получаются именно в процессе прокатки
или протяжки, так что последующее старение не требуется. Среди них
прежде всего следует упомянуть сплавы Fe—Ni—Си [974] и Fe—Со—V
[1218], известные соответственно под названиями магнетофлекс (или кунифе)
и викаллой.
Из числа используемых в настоящее время (1951 г.) материалов в большом
количестве производится сплав, известный под названиями алнико 5 в США
и алкомакс в Англии. Этот сплав имеет наивысшую магнитную энергию (ВН)т.
Первое сообщение об этом типе сплавов было сделано Ван Урком [12411
в 1940 г. (год выдачи английского патента [1223]). Сплав найден в результате
исследований, выполненных в Эйдехавне под руководством’ Эмбена [1272k
Существенную роль при термообработке подобных сплавов играет охлаждение
от высокой температуры в сильном магнитном поле, которое производится
перед окончательной обработкой на дисперсионное твердение. Исследование,
выполненное в Голландии, было начато после опытов Оливера и Шеддена
[1069] в Англии по термической обработке сплава Мишима в магнитном поле.
В свою очередь, работы Оливера и Шеддена были стимулированы исследования^
ми термической обработки сплавов с высокой проницаемостью, выполненными:
Келсаллем, Диллинжером и Бозортом [688, 715] в лаборатории фирмы Белл.
Термическая обработка сплава алнико 5 в магнитном поле приводит к увели-
чению как Нс, так и Вг и, несомненно, величины (ВН)т, которая возрастает
более чем вдвое по сравнению с ее значениями для того же материала, но охла-
жденного в отсутствие магнитного поля1).
В 1935 г. Готшальк [790], а впоследствии также Дин [1258] и Гийо [1359]
показали, что агломераты дисперсных частиц (размером 10-4сл< или меньше)
железа или другого ферромагнитного материала имеют высокую коэрцитив-
ную силу. Порошковые магниты из железа с примесью кобальта или без него
используются во Франции. Эти материалы рассматриваются в гл. XVIII.
Магнитная энергия. Данный объем магнитного материала создает в воз-
душном зазоре заданной величины наиболее сильное поле, если индукции
материала В соответствует максимальное произведение ВН [188].
Рассмотрим кольцевой магнит, для которого Ls—длина магнита, Lg—
длина воздушного зазора, As—площадь поперечного сечения магнита и Ад—
х) Значительное увеличение (ВН)т было достигнуто за счет направленной кристаллиза-
ции алнико, а также получения вытянутых однодоменных частиц железа [Joum. AppU
Phys., 26, 1274 (1955)].—Прим. ped.
18*
276
ГЛАВА IX
площадь поперечного сечения зазора (фиг. 363). В отсутствие внешнего
поля
<§HdL = 0,
если интегрирование производится по замкнутому контуру, образованному
линиями индукции, включая зазор. Если величины Ни В, т. е. соответ-
ственно напряженность поля и индукция в образце, а также Нд—напря-
женность поля в зазоре, постоянны, то
HLs + HgLg = 0.
Кроме того, поскольку линии индукции непрерывны,
HgAg^BAs.
Комбинируя эти соотношения, получаем
ilg— —on -л-
vg
где V и Vs—соответственно объем зазора и объем магнита. Таким обра-
' магнита и зазора напряженность поля в зазоре
(Нд) будет максимальной при максимальном зна-
чении произведения индукции и поля. Это произве-
дение обычно обозначается через ВН; оно пропорцио-
нально магнитной энергии единицы объема мате-
риала BHI&k, а также магнитной энергии единицы
объема зазора Яд/8тс. Из кривой зависимости ВН
от В (см. фиг. 362) видно, что для данного ма-
териала максимальная магнитная энергия (ВН)т —
= 4,5-10* имеет место при В — 9000 гаусс и Н —
= 500 эрстед. Значения В и Н, соответствующие
максимальной магнитной энергии {ВН)т, можно
обозначить соответственно через Во и Но.
Поток рассеяния, проходящий через воздуш-
ное пространство вне зазора, обычно учитывается
введением коэффициента q в предыдущую фор-
мулу:
qH2=-BHV^-.
v д
В простых случаях величину q можно рассчи-
тать [1283, 1355], но обычно она должна опреде-
ляться экспериментально. Вопрос об эффективности той или иной кон-
струкции, поскольку речь идет о материале для постоянного магнита, раз-
решается путем выбора материала и придания магниту такой формы, чтобы
ВН было насколько возможно большим.
Кривая размагничивания. При обработке магнитных данных часто бы-
вают полезны определенные геометрические построения и эмпирические ма-
тематические соотношения. Кривую размагничивания можно представить
гиперболой, проходящей через точки Вг(Я = 0) и — Яс(В = 0). Используя
общее выражение для гиперболы
(х-%о)(У-Уо) = Со
и подставляя у = В, х — Н, у0 = \/Ь, х0= —Нс — а/Ь, с% = —а/b2, получаем
12271 и - н
И+^^а+Ь(Н + Нс). (9.1)
зом, при данном
Фиг. 363. Кольцо с воз-
душным зазором.
длина зазора; А^—площадь
.зазора; поле в зазоре;
—площадь поперечного сече-
ния кольца.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
277
Это выражение подобно соотношению Фрелиха—Кеннеди
И 1 , LU
- s= — ~ а + ЬН
в р. ‘
и отличается от него тем, что кривая зависимости В от Н не проходит
через начало координат, смещаясь по горизонтали. Введя обозначение для
асимптот
Bs=4 и Я8 = Д±^ = ^.)
s b s b By ’
выражение (9.1) можно переписать в виде
»(Н + НС) Bs
H + Hs
или
________1 ZQ П\
Вт 1 +(ЯIHC)(BTIBS) •
Фиг. 364.
(Н+НС)!В и
Зависимость между
(Н-\-Нс) для кривой
размагничивания.
Как видно, эта зависимость изображается
прямой.
Для сравнения формулы (9.1) с экспериментом на фиг. 364 построена
зависимость (Я + Яс)/В от Н-[-Нс для алнико 5. Тангенс угла наклона
прямой линии b — 1 /В8 = 0,0743 • 10-3. От-
резок а, отсекаемый на оси ординат при
Н-\-Нй — 0 равен 2,5> 10-8. Для этого мате-
риала Вг = 12 600 гаусс, Нс —560 эрстед,
Bs = 13 450 гаусс, Hs — 598 эрстед.
Кривая размагничивания, рассчитан-
ная по этим константам, приведена на
фиг. 365 (пунктирная линия). Как видно
из фигуры, экспериментальная кривая не
совсем точно совпадает с гиперболой, рас-
считанной по формуле (9.1).
Магнитная энергия ВН для гипер-
болы имеет максимум при Н=— Но,
B — BQ, где
HO = HS-VHS(HS-HC),
B0 = Bs-/Bs(Bs-Br).
Как видно из последней формулы, величина Bs — Во представляет собой
среднее геометрическое из величин Bs и\В8—Br.
Величины Во и Но связаны соотношением
«0==Нс.==Я£.
So Sy Ss
эти соотношения можно получить с помощью простого геометрического
построения, показанного на фиг. 365. Как видно из фигуры, диагональ
прямоугольника с вершиной в точке В = ВТ и Н = —Нс пересекает кривую
размагничивания в точке, для которой ВН — {ВН}т\ продолжение этой ди-
агонали проходит через точку пересечения асимптот гиперболы. На фиг. 365
показано также другое геометрическое построение, с помощью которого
можно получить гиперболу, приближающуюся к кривой размагничивания.
Пусть некоторая прямая, исходящая из точки с координатами В = В?,
Н= — Н8, пересекает линию Н — —Нс в точке Р, а ось абсцисс (В = 0)
в точке Q; прямоугольник с вершинами в точках Р, Q и в точке Н = — Нс,
В —0 имеет четвертую вершину в точке Р' этой гиперболы. Форма кривой раз-
магничивания между ВГ и Нс характеризуется так называемым коэффициен-
том выпуклости
Т = ^- (9.3).
278
ГЛАВА IX
Для кривой размагничивания, аппроксимируемой гиперболой, этот коэффи-
циент равен
„ _ < Y _ < 1-/1-яс/яа2 _ < i-Y i-Br/Bs У /п 4ч
“к Hc/Hs ) “V Br/Bs )' ' '
Теоретически значение у должно лежать в пределах от 0,25 (линейная кри-
вая размагничивая) до 1,0 (прямоугольная петля гистериза). Практически
для магнитно-твердых материалов величина 7 изменяется от 0,3 для сплава
кобальт—платина и 0,4 для магнитной стали KS до 0,65 и более для
/—экспериментальная кривая размагничивания; 2—расчетная
кривая размагничивания (гипербола); Вт, Но—опытные характе-
ристики материала; В», Hs—расчетные характеристики материала.
Из формулы (9.2) видно, что при постоянном Br/Bs отношение В/Вг
зависит только от Н/Нс. Для многих старых материалов ВТ)В3 мало отли-
чается от 0,5; поэтому все эти материалы довольно хорошо характеризу-
ются одной кривой в координатах Я/Яс и В1ВГ> как было показано Сен-
фордом [323]. Теоретически для Br/Bs = 0,5 коэффициент выпуклости
7 ==0,34, тогда как действительное значение 7 для кривой, полученной
Сенфордом, составляло 0,42.
Скотт [615] отметил интересную зависимость между кажущейся оста-
точной индукцией В вблизи центра стержневого магнита, соотношением
его размеров, коэрцитивной силой и остаточной индукцией. Он нашел, что
для стержней с различным отношением длины к диаметру (т), изготовлен-
ных из самых различных материалов, остаточная индукция определяется
•следующим выражением:
(9-5>
Это выражение является следствием гиперболической формы кривой раз-
магничивания, что можно Доказать следующим образом. Пусть на кривой
размагничивания (фиг. 366) точка Р соответствует величинам Ви Н в центре
стержня в отсутствие внешнего поля. Размагничивающий фактор стержня
определяется в этом случае из выражения
В ’
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
279
В то же время размагничивающий фактор для короткого стержня прибли-
женно можно выразить [1313] через соотношение его размеров по формуле
JV =_£
4п т3 ’
где значение постоянной с лежит между 1 и 2. Сопоставляя эту формулу
с формулой (9.2), получаем
•_ сВ!Вг
В __ tn3HdBr с\
Вг - c(Br/Bs)(B/Br)
т3Нс/Вг
или
т3Нс с (В/Br) (1 — BBr/Bj)
Вг 1—В/Вт
где В/Вг зависит только от т2Нс/ВТ, если BrfBs постоянно. Соотношение меж-
ду В/Вг и т }/ HJBr для с — 1 и BTfBs = 0,5 показано на фиг. 367 сплошной
линией. На той же фигуре пунктирными кривыми представлена зависи-
мость В/Вг от тУНс/Вг при с=1 и Br/Bs = 0,7 и при с = 2 и Br/Bs = 0,5.
Эти кривые сравнительно мало смещены относительно первой кривой
(сплошная линия). ____
Скотт отмечает, что для его кривой отношение BfBT к т^Нс1Вг
имеет максимальную величину при индукции, соответствующей максималь-
ному значению магнитной энергии материала. Таким образом, касательная
Фиг. 366. Кривая размагничива-
ния стержня.
Размагничивающий фактор стержня равен
Н/В, если Н и В измерены в отсутствие
внешнего поля.
Фиг. 367. Кривые, характери-
зующие общую форму связи меж-
ду В/Вг и т V НС!ВГ.
к кривой, проведенная через начало координат (см. фиг. 367), фиксирует
в точке касания величину Во. Это является экспериментальным подтверж-
дением правила Эвершеда, согласно которому данная величина магнитного
потока будет создаваться наименьшим объемом материала, если произведе-
ние ВН имеет максимум. Можно непосредственно показать, что для гипер-
болической формы кривой размагничивания в точке касания
В Bp = 1 — /1 —Br/Bs
Вт Вт Вт/В$
Эленбаас [577] показал, что полученную Скоттом кривую зависимости В/ВТ
280
ГЛАВА IX
от т У HJBr можно вывести теоретически. При этом Эленбаас предпола-
гал, что кривая размагничивания имеет эллиптическую форму.
Обратимая проницаемость и «возврат». Кроме кривой размагничивания,
при описании свойств постоянных магнитов удобны и другие кривые В(Н).
Наиболее важной из них является несимметричная петля гистерезиса, часть
которой показана на фиг. 361 (линия 5 и 6), называемая иногда кривой воз-
врата. Если, например, при изменении воздушного зазора в магнитной цепи
или при наложении отрицательного поля произойдет снижение остаточной
индукции до заданной величины, а затем будет
Фиг. 368. Уменьшение оста-
точной индукции полосовых
магнитов из различных мате-
риалов и с различным отноше-
нием размеров под действием
переменного магнитного поля
различной амплитуды.
Кривые /, 2, 3—сплав алнико 5;
отношение размеров полос соответ-
ственно m=8,2, т=4,4 и m=l,9;
4—сплав ремаллой, т=7; 5 — хро-
мистая сталь, /п=18.
По оси ординат отложена индукция
в середине магнита; по оси абсцисс
отложены амплитудные значения
напряженности переменного отри-
цательного поля.
приложено поле положительного направления,
то изменение магнитного состояния характери-
зуется кривой возврата. Несколько таких кри-
вых показаны на фиг. 362, 400, 418 и 421. Кроме
того, на этих фигурах для * нескольких точек
кривых размагничивания приводится обратимая
проницаемость, определяемая первоначальным
наклоном кривой возврата. Обратимая прони-
цаемость может изменяться почти вдвое при
уменьшении индукции от Вг до нуля и дости-
гает максимального значения при индукции,
равной примерно Во/2. Как и следовало ожи-
дать, материалы с высокой магнитной энер-
гией обладают относительно малой обратимой
проницаемостью.
Возврат от индукции Во, соответствующей
максимальной магнитной энергии, при увеличе-
нии Н от—HQ до 0 может привести к индукции,
составляющей от 1/2 до 3/4 значения остаточной
индукции.
Величину отрицательного поля, при изме-
нении которого до луля индукция доходит
до В=0 при Я=0, иногда называют коэрцитив-
ной силой возврата или коэрцитивной силой
разомкнутой цепи.
Стабильность. Как уже было сказано, по-
ле внутри воздушного зазрра постоянного маг-
нита должно быть как можно более постоянным
во времени. Недостаточное постоянство обус-
ловлено влиянием температурных колебаний
и действием внешних магнитных полей. Чтобы
выявить влияние внешних магнитных полей, стержень, изготовленный из
сплава алнико 5 с отношением размеров /п=4,4, подвергался намагничива-
нию, после чего намагничивающее поле снималось и измерялись значения В
и Я в середине стеожня, которые получились равными соответственно 9700
и —460. Затем было наложено пульсирующее отрицательное поле, амплитуда
которого сначала увеличивалась до заданного значения, а потом уменьша-
лась до нуля. После этого вновь измерялась величина В. Результаты пред-
ставлены на фиг. 368, на которой по оси абсцисс отложены значения ампли-
туды отрицательного поля.
Кривая 2 на фиг. 368 характеризует снижение индукции образца из ал-
нико 5 за счет действия такого пульсирующего отрицательного поля. На той
же фигуре приведены аналогичные кривые для образцов ремаллоя (кривая 4}
и 3,5-хромистой стали (кривая 5). Соотношение размеров каждого из образ-
цов близко к значению, соответствующему максимуму магнитной энергии.
Пунктирные кривые 1 и 3 относятся к стержневым магнитам из алнико 5^
имеющим отношение размеров 8,2 и 1,9, т. е. получены при большем и мень-
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
281
шем значениях индукции, чем в случае максимального значения ВН. Харак-
тер кривой для самого длинного стержня показывает некоторое его пре-
имущество в отношении стабильности, что можно было предположить, исходя
из формы кривой размагничивания.
Горизонтальная пунктирная кривая на фиг. 368 показывает, что
после наложения и удаления переменного поля определенной амплитуды
(например, Нт=200эрстед) индукция образца приобретает некоторое ста-
бильное, хотя и низкое значение (например, В=7600 гаусс).
Это значение индукции стабильно по отношению ко всем случайным полям,.
которые могут действовать на образец, есл
тед. Таким образом, стабильность по
отношению к нарушающим полям может
быть достигнута за счет потери части ис-
пользуемого потока. Назначение якоря
магнита состоит в том, чтобы защитить
магнит от внешних полей, когда он не
используется.
Индукция постоянного магнита ча-
сто необратимо изменяется в резуль-
тате даже кратковременного контакта
магнита с железом или другими магнит-
ными материалами, что приводит к изме-
амплитуда их не превышает 200 эре-
Томиина> мм
Фиг. 369. Уменьшение остаточной ин-
дукции в полосовом магните вследствие
соприкосновения с железом, если маг-
нит защищен немагнитным материалом
указанной толщины.
1—алнико 5; 2—ремаллой.
По оси ординат отложена величина остаточ-
ной индукции после соприкосновения с желе-
зом по отношению к первоначальной.
нению направления и величины индук-
ции в магните. Защитный экран, окру-
жающий магнит, предназначен для то-
го, чтобы предотвратить такие изменения
и, таким образом, поддержать стабиль-
ное поле в зазоре. В одном из экспери-
ментов стержневой магнит из алнико 5
с поперечным сечением 1,6 см2, и дли-
ной 11,5 см был окружен экраном из
немагнитного металла определенной
толщины, после чего экран по
всей его поверхности несколько раз приводился в соприкосновение со стерж-
нем из мягкого железа сечением 1,6 сл<2. Индукция стержневого магнита умень-
шалась, причем чем тоньше экран, тем значительнее было это уменьшение,
вплоть до 34% при испытании без экрана. Уменьшение индукции в зависи-
мости от толщины защитного экрана иллюстрируется фиг. 369, на которой
приведены также и данные для несколько более длинного магнита из ремаллоя.
В большинстве случаев экран толщиной 3,2 в достаточной мере обеспе-
чивает защиту магнита. Так, например, для алнико 5 при описанных выше
условиях изменения В не превосходят 1%. В случае иных видов контакта
с магнитными материалами, естественно, могут потребоваться другие сред-
ства защиты.
Нарушающие влияния температуры гораздо более сложны. Если стер-
жень, намагниченный при комнатной температуре, нагревается в отсутствие
приложенного поля, то индукция уменьшается по мере повышения темпе-
ратуры и снова увеличивается при снижении температуры, однако, как
правило, не достигает прежней величины. Степень восстановления свойств
зависит, в первую очередь, от стабильности структуры сплава, которая сущест-
венно различна в разных материалах. В мягких магнитных материалах, таких,
как чистое железо, нагревание до 100° С может вызвать снижение потока при-
мерно на 1%. При охлаждении поток возрастает и достигает значения, отли-
чающегося лишь на 0,01% от первоначальной величины [44]. При нагревании
никеля до температуры, лежащей на 10—20° ниже точки Кюри, остаточная
индукция падает до 30%; после охлаждения индукция восстанавливается
до 95% своего первоначального значения [1001].
282
ГЛАВА IX
Однако наиболее дешевые магнитные материалы, такие, как 3,5-хромистая
сталь, в результате нагревания до 200° С в течение 30 мин. и последующего
охлаждения на воздухе теряют более 10% своей остаточной индукции. Кривые
на фиг. 370 иллюстрируют потерю остаточной индукции после нагревания
до различных температур. Сплошные кривые показывают величину остаточной
индукции стержневых магнитов из 3,5-хромистой стали, ремаллоя и алнико 5.
Индукция была измерена при комнатной температуре, после того как пред-
варительно намагниченные стержни были выдержаны в течение 30 мин. при
определенной температуре. Отношение размеров магнитов соответствовало мак-
симальной величине ВН. Пунк-
тирными линиями показаны значе-
ния остаточной индукции магнитов
после повторного намагничивания
при комнатной температуре. Как
Температура
Фиг. 370. Уменьшение остаточной
индукции в магните за счет отпус-
ка при различных температурах.
/—алнико 5; 2—ремаллой; 3—хроми-
стая сталь (3>5 % Сг).
Сплошные кривые—для образцов, ох-
лажденных до комнатной температуры;
пунктирные кривые—для тех же образ-
цов после повторного намагничивания.
По оси абсцисс отложена температура
отпуска.
Фиг. 371. Уменьшение остаточной
индукции за счет циклической об-
работки между 15 и 100° С для
стали, содержащей 5,5% W.
По оси ординат отложена относительная
величина остаточной индукции после
циклической обработки. Температурный
коэффициент обратимых изменений на-
магниченности а=—2,5*10-4 на 1° С.
видно из фигуры, алнико 5 вполне стабилен по отношению к колебанию
температуры в пределах нескольких сотен градусов.
Снижение индукции, вызываемое циклическим изменением температуры,
можно уменьшить путем предварительного искусственного понижения перво-
начальной индукции кратковременным приложением размагничивающего поля.
Если, например, после намагничивания уменьшить на 15% действием поля
обратного знака остаточный поток магнита из 3,5-хромистой стали, затем на-
греть магнит до 145° С и охладить его, то магнитный поток будет на 17%
меньше исходного. Таким образом, нагревание приводит к снижению потока
всего на 2% по сравнению с 4%, что имело бы место для образца, не подверг-
нутого предварительной стабилизации действием обратного поля.
Размагничивающее действие нагревания и охлаждения магнита можно
уменьшить путем повторного нагревания до более высокой температуры и по-
следующего охлаждения. На фиг. 371 показано влияние циклической обра-
ботки (15—100° С) на величину остаточной индукции стали, содержащей 5,5% W
[348]. Разность между первоначальным и конечным значениями индукции
при 15° С является необратимым изменением индукции; изменения ее в по-
следних циклах между 15 и 100° С могут быть названы обратимыми. Обра-
тимые изменения учитываются при помощи температурного коэффициента.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
283
Температурный коэффициент обратимых изменений намагниченности по-
стоянных магнитов лежит в пределах от —1 до —5-10-4 на 1°С; обычно он
составляет около 2-10'4. Как и в сплавах с высокой проницаемостью, этот
коэффициент зависит не только от состава и термической обработки, но и от
значения индукции. Для большинства материалов температурный коэффи-
циент имеет меньшую абсолютную величину при большей величине индукции,
т. е. в том случае, когда отношение размеров стержня велико или размагни-
чивающий фактор мал [182, 201]. Для некоторых коэрцитивных материалов,
не нашедших практического применения, температурный коэффициент про-
ходит через нуль и имеет положительный знак для нижней части кривой размаг-
ничивания [37, 348]. Значения температурного коэффициента для некоторых
сплавов даны в табл. 45.
Таблица 45
Температурный коэффициент (а) некоторых материалов для постоянных
магнитов*
Материал Отношение размеров магнита a - IO* на 1° С Литература
f 127 -0,1 1
Углеродистая сталь / 64 -0,3 } [46]
I 32 -2,5 J
( 37,0 -2,4 ]
Хромистая сталь { 12,3 -3,2 } [182]
I 4,0 -4,2 J
Сталь KS 40 -2,0 [201]
Ремаллой 14 —1,9 **
f Н —2,4 1
Алнико 5* • . . . ( 4,5 -2,0 ./ **
I 1,5 -1,6 J
Иструментальная сталь .... —7,6 ’
Пружинная сталь, 3 мм . . . +7,9 f — 9 [348]
Пружинная сталь, отожженная I 0
формулой
температурой
определяется
♦ Изменение индукции с
В = В^—о(1+ «О*
♦♦ Данные лаборатории фирмы Белл.
Необратимые изменения намагниченности, происходящие при нагре-
вании и охлаждении магнита, вообще говоря, связаны с изменением струк-
туры материала или с изменением распределения и величины упругих напря-
жений. Эти процессы могут происходить даже при комнатной температуре;
в последнем случае они носят название старения. Эффект старения имеет серьез-
ное значение для материалов со сравнительно невысокой коэрцитивной силой
(например, хромистая сталь). Магниты из таких материалов обычно перед исполь-
зованием выдерживаются в течение суток при температуре 100° С или выше.
Такая обработка уменьшает эффект последующего старения при комнатной
температуре, так что старение магнита уже не отражается на работе прибора.
На фиг. 372 приведены кривые, характеризующие старение свежезака-
ленных стержневых магнитов из 3,5-хромистой стали, с различными отноше-
ниями размеров [934]. Величина потока экспоненциально меняется со вре-
менем. Кривые размагничивания этой стали, снятые через 10 мин., 1 день
284
ГЛАВА IX
и 320 дней после закалки, приведены на фиг. 373. Из рассмотрения фиг. 372
и 373 следует, что остаточная индукция намагниченного длинного стержня
снижается при старении, но если этот стержень вновь намагнитить, то его
остаточная индукция будет выше, чем до старения.
В новейших магнитных материалах, используемых для постоянных маг-
нитов, старение при комнатной температуре не имеет существенного значения.
В настоящее время можно считать установленным, что старение при комнат-
ной температуре практически имеет место в материалах, в которых углерод
содержится как один из основных
риалам, не содержащим угле-
рода, таким, как ремаллой и
сплавы типа алнико. Еще од- '
ной причиной уменьшения оста-
точной . индукции является
компонентов в противоположность мате-
Фиг. 373. Изменения кривой размагничивания
вследствие старения хромистой стали (3,5% Сг)
при комнатной температуре через различные про-
межутки времени после закалки.
Ф и г. 372. Уменьшение остаточной
индукции полосовых магнитов из
хромистой стали (3,5% Сг с различ-
ным отношением размеров т) за счет
старения при комнатной температуре.
По оси ординат отложена относительная
величина индукции после старения.
механическая вибрация, обычно обусловленная повторяющимися толчками. Этот
эффект также играет существенную роль для материалов с низкой коэрцитив-
ной силой и почти отсутствует в сплавах типа алнико. Значительная вибра-
ция, которая в вольфрамовой стали уменьшает индукцию на 15%, в сплаве
алнико 2 уменьшает ее на доли процента и почти не изменяет индукции в ал-
нико 5.
Конструкция постоянных магнитов. Важной проблемой при создании
рациональной конструкции является выбор подходящего материала, о чем
уже упоминалось выше. Следующим шагом является решение вопроса о мини-
мальном количестве материала, необходимом для создания нужной напря-
женности поля в данном объеме воздушного пространства. Рассмотрим сна-
чала вопрос о связи между размерами тела, напряженностью поля и свой-
ствами материала, не учитывая рассеяния.
Как уже указывалось ранее,
HgLg + HL3 = 0 (9.7)
и
HgAg = BAs.
Отсюда получаем
__/У = ^0^9
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
285
и
о__________________________________НдАд
As
ИЛИ
Тогда магнитное состояние используемого материала будет характеризо-
ваться точкой на кривой размагничивания, для которой —BIH=(LsA^I{LgA^
в частности, тем самым определяется величина В и поле в зазоре
Величины В и Н в материале легко можно определить графическим
путем, построив прямую, проходящую через начало координат под углом,
тангенс которого равен —LsAgILgAs, и найдя точку пересечения этой прямой
с кривой размагничивания (см. фиг. 366).
Эту линию часто называют «линией сдвига»; тангенс угла ее наклона яв-
ляется величиной, обратной размагничивающему фактору.
При конструировании магнита, создающего определенную напряженность
поля в зазоре, имеющем заданную площадь сечения и длину, часто приходится
для концентрации или, наоборот, для ослабления потока использовать нако-
нечники из мягкого железа, помещаемые между постоянным магнитом и воз-
душным зазором.
Для определения длины и сечения постоянного магнита можно, пренеб-
регая рассеянием, снова использовать приведенные выше формулы.
Получаем (см. фиг. 363)
т _HgLg
s~ Н ’
л _HgAff
В ’
Объем магнита будет равен
V -
ВН •
В идеальном случае В и Н должны быть координатами точки (на кривой
размагничивания), которой соответствует максимальное значение магнитной
энергии ВН.
В том случае, когда в магнитную цепь входит значительный объем мате-
риала с высокой проницаемостью, используемого, например, в качестве маг-
нитопровода (фиг. 374, а и б), важно, чтобы магнитное сопротивление этого
материала U^A было существенно меньше магнитного сопротивления зазора
Lg!Ад. Если сечение магнитопровода слишком мало, то индукция в нем будет
высокой, а проницаемость соответственно низкой. Практически сечение А
берется достаточно большим, чтобы магнитное сопротивление магнитопро-
вода было ничтожным. Обычно отожженное железо является подходящим
материалом для магнитопроводов, но часто, для того чтобы выиграть в весе
магнита и в объеме межполюсного пространства, используется сплав пермен-
дюр, поскольку он имеет высокую проницаемость при большой индукции.
Пермендюр незаменим для концентрации потока в воздушном зазоре в тех
случаях, когда Нд приближается к индукции насыщения нелегированного
железа.
Влияние рассеяния можно качественно оценить, предполагая, что поток
в воздухе между двумя точками пропорционален разности магнитных потен-
286
ГЛАВА IX
циалов этих точек, т. е. величине Hdl. Тогда наибольшее рассеяние будет
иметь место вблизи полюсов магнита и вокруг воздушного зазора, но, напри-
мер в конструкции, изображенной на фиг. 374, а, значительное рассеяние
будет существовать и внутри конструкции на некотором расстоянии от полюсов.
Указанное обстоятельство всегда следует иметь в виду при конструировании;
расстояние между рассеивающими поверхностями должно быть возможно
большим, а их площади—наименьшими. Конструкция, представленная на
Фиг. 374. Некоторые простые конструкции постоянных
магнитов.
а—хорошая конструкция, полюсные наконечники изготовлены из
алнико, остальная часть магнита—из железа; б—плохая конструкция,
полюсные наконечники изготовлены из железа; в—магнит с попереч-
ным сечением, обеспечивающим постоянную индукцию В= 10 000 гаусс
почти во всех точках магнита (незаштрихованная часть замыкает
поток рассеяния), полюсные наконечники изготовлены из железа,
остальное из алнико; поле в зазоре равно 5500 эрстеду поток в за-
зоре равен 16 000 максвелл', а—кольцевидный магнит (заштрихован-
ная часть—алнико, незаштрихованная—железо; стрелками указано
направление магнитного потока). Поле в кольцевом зазоре равно
12 060 эрстед.
фиг. 374,6, является неудовлетворительной, так как в ней большие рассеи-
вающие поверхности находятся при высокой разности потенциалов. Идеальной
в отношении эффективности будет магнитная цепь, форма которой прибли-
жается к кругу или эллипсу1), как показано на фиг. 374, в.
Индукция внутри магнита должна быть равной Во в каждой точке, а поэто-
му его сечение должно выбираться с учетом рассеяния, что показано пунктир-
ными линиями на фиг. 374, в. В реальном магните такой формы, сделанном
из алнико 5 и дающем поле 5500 эрстед в зазоре длиной Lg= 1,62 см и площа-
дью Д0=2,85 см2, поток в наиболее толстом сечении составляет 240 000 максвелл.
При этом поток в зазоре HgAg равен 16 000 максвелл, а в тонком сечении (у по-
люса) постоянного магнита—79 000 максвелл.
х) Точнее говоря, форму круга или эллипса имеет средняя линия магнита,т. е. линия,
на которой расположены средние точки сечений.—Прим. ред.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
287
Конструкция магнита с «кольцевым полем» дана на фиг. 374, г.
Хотя некоторые простые геометрические формы поддаются расчету, кон-
структор обычно производит оценку рассеяния на основе опыта работы с цепями
подобного рода. Чиоффи в неопубликованном исследовании определял рас-
сеяние на моделях, заменяя коэрцитивные части магнита частями из мягкого
железа. Магнитодвижущая сила создавалась с помощью обмотки, охватывав-
шей эти железные части. Измерялся общий и полезный поток, приходящийся
на единицу магнитодвижущей силы. При этом важно, чтобы измерительные
приборы обеспечивали точность измерения потока в малых сечениях.
Фиг. 375. Кривые магнитной энергии материала при
разных способах стабилизации.
1—стабилизация наложением обратного поля 50 эрстед} 2—стаби-
лизация уменьшением остаточного потока на 10%; 3—исполь-
зуемая энергия (см. текст).
Формулы, используемые при расчете конструкции, могут быть видоиз-
менены для учета рассеяния. Опуская знак минус у Н, имеем
HLs — fHgLg,
BAs = FHgAg,
где f и F—коэффициенты рассеяния, вводимые для облегчения расчета. Коэф-
фициент f учитывает тот факт, что поток в зазоре направлен не во всех точках
перпендикулярно к поверхности полюса, вследствие чего длина силовых
линий несколько больше, чем геометрическая длина зазора Lg. Практически
f немного больше 1 и редко достигает 1,5.
Величина F изменяется в значительно больших пределах и часто дости-
гает 10; в конструкциях с большим воздушным зазором и при большой напря-
женности поля в зазоре F возрастает до 100 и более. Этот коэффициент пред-
ставляет собой отношение общего потока (измеренного в нейтральном или
большом сечении магнита) к полезному потоку (измеренному в воздушном
зазоре).
Для магнита, представленного на фиг. 374, в, коэффициенты /=1,006
и F=15,0, если считать, что полезный поток заключен в цилиндрическом про-
странстве, площадь сечения которого равна площади грани полюса. Ясно,
что при малой величине Lg/Ls коэффициент F сильно уменьшается.
Формулы, содержащие f и F, могут быть использованы для определения
Ь3 и Аа таким же образом, как это было описано выше при определении этих
288
ГЛАВА IX
Н
Фиг. 376. Диаграмма
для определения исполь-
зуемой магнитной энер-
гии.
величин без учета рассеяния. Линия сдвига теперь имеет наклон («отрица-
тельный»), определяемый выражением
jB _ FA gLg
Объем магнита
v _ EjrfgVg
s ВН '
Рабочая точка определяется графически как пересечение линии сдвига
и кривой размагничивания.
При расчете конструкций часто используется метод моделирования [1355],
который особенно удобен в тех случаях, когда магнит должен иметь очень
большие или, наоборот, малые размеры, что затрудняет экспериментальное
исследование. При использовании алнико 5 необходимо помнить, что направ-
ление потока в магните должно соответствовать направлению поля при спе-
циальной термомагнитной обработке сплава. Только в этом случае достигаются
наилучшие свойства. В направлении, перпендикуляр-
ном к направлению поля при термообработке, маг-
нитная энергия будет в 2—3 раза меньше.
При конструировании стабилизируемых магни-
тов необходимо учитывать, что конечная рабочая
точка будет лежать не на кривой размагничивания,
а внутри ее на частном цикле. Положим, например,
что магнит стабилизируется наложением обратного
поля 50 эрстед (фиг. 375, кривая 1) или путем умень-
шения остаточного потока на 10% (фиг. 375, кривая
2). Наименьшее количество материала потребуется
в том случае, когда В соответствует максимуму
величины ВН не для, кривой размагничивания,
а для кривой, соответствующей условиям работы.
Для магнита, стабилизированного первым спо-
собом, зависимость ВН от В определяется совокуп-
ностью значений В, Я, соответствующих значениям В
после того, как было наложено и снято обратное поле, равное 50 эрстед. Изме-
нение магнитного состояния в этом случае соответствует пути PQR на фиг. 375.
Во втором случае изменение состояния происходит по пути PST. Макси-
мумы произведения ВН для кривых 1 и 2 будут ниже, чем для нормальной
ВЯ-кривой, и будут иметь место при несколько различающихся значе-
ниях В, зависящих от природы материала и режима стабилизации.
В процессе работы некоторых видов магнитов положение линии сдвига
изменяется. Это имеет место, например, в подъемных магнитах, у которых
положение линии сдвига может изменяться в пределах, обозначенных на
фиг. 376 линиями О А и ОС [1203, 1396]. Очевидно, что конструкция магнита,
в которой произведение ВН максимально в точке А или в точке С, не яв-
ляется наилучшей. При изменении нагрузки магнита изменяются величины
В и Н. Изменение магнитного состояния происходит по линии частного цикла
(линии возврата) AC'D между А и С'. В точке А весь поток можно рассмат-
ривать как рассеяние, поскольку он не используется для подъема. В точке С',
когда магнит несет максимальную нагрузку, рассеяние определяется орди-
натой Д'. Действительно, пути рассеяния, по существу, остаются теми же, а по-
ток рассеяния вдоль этих путей пропорционален магнитодвижущей силе, кото-
рая при увеличении нагрузки уменьшается в отношении Н21НГ Эдвардс и Гозе-
литц [1396] рассматривают поток, соответствующий отрезку С'Д', как исполь-
зуемый поток, а произведение //2(С'Д')—как полезную используемую энергию.
Геометрический анализ чертежа показывает, что для данной точки А исполь-
зуемая энергия имеет максимальную величину, если точка С' находится в сред-
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
289
ней части петли частного цикла AD, которую для удобства можно рассмат-
ривать как прямую, и что в этом случае используемая энергия пропорцио-
нальна Н^В*.
Кривую используемой энергии можно, таким образом, определить по
кривой размагничивания и точке пересечения линии возврата с осью ординат.
Такая кривая для сплава алнико 5 показана на фиг. 375 (кривая 3). Максимум
кривой имеет место при плотности потока 9000—10 000 в «разомкнутом» поло-
жении и около 10 500 в «замкнутом» положении. Указанные значения очень
близки к плотности потока, соответствующей максимальной магнитной энергии
для этого материала. Данные для алнико 2 и более детальное описание кон-
струкций магнитов из таких материалов изложены в работе Эдварса и Гозелитца
[13961. Рассмотрение работы магнита при переменной нагрузке дано в пре-
восходной статье Чиоффи [1526]; в той же статье приведены данные для спла-
ва ремаллоя и сплавов алнико 2, 5 или 6. Для более глубокого изучения кон-
струкции магнитов различных видов можно обратиться к специальным статьям
[783, 1203, 1241, 1418] и к двум книгам [1283, 1355], в которых подробно рас-
смотрены технические применения.
СВОЙСТВА СПЛАВОВ
Материалом для постоянных магнитов почти всегда являются сплавы,
упрочняющиеся при термической обработке. Они могут быть разделены на
три основные группы: 1) углеродсодержащие сплавы, которые для улучшения
свойств обычно легируются одним или несколькими элементами и, подобно
инструментальным сталям, упрочняются в результате закалки от температур
выше 700° С; 2) дисперсионно-твердеющие сплавы, т. е. сплавы, в которых
упрочнение происходит за счет выделения одной фазы в другой или за счет
упорядочения; термическая обработка обычно состоит в нагревании до темпе-
ратур выше 1000° С, чтобы получить состояние однородного твердого раствора,
и последующем отпуске при 600—800° С, при котором одна фаза (химическое
соединение или упорядоченная фаза), не содержащая существенного коли-
чества углерода, выделяется в высокодисперсном виде; 3) материалы, изго-
товленные из частиц с очень малыми линейными размерами (порядка 10“* см
или менее).
Поскольку для понимания природы всех сплавов первой группы необхо-
димо знать свойства и структуру двойных железо-углеродистых сплавов,
эта система рассматривается здесь в первую очередь, хотя железо-углеро-
дистые сплавы, не содержащие легирующих элементов, в настоящее время
не имеют сколько-нибудь важного значения в качестве материалов для постоян-
ных магнитов.
Железоуглеродистые сплавы. Диаграмма фазового равновесия и струк-
тура. Эти сплавы использовались для постоянных магнитов в течение столетий
и лишь сравнительно недавно, начиная примерно с 1910 г., были окончательно
вытеснены более совершенными материалами. Рассмотрение их структуры
и свойств важно для понимания природы более сложных сталей, до сих пор
имеющих широкое применение.
Диаграмма фазового равновесия дана на фиг. 377. Вид диаграммы опреде-
ляется наличием двух полиморфных превращений железа а-у и у-8 и образо-
ванием соединения Fe3C (цементит), содержащего 6,7% углерода. Эвтетика,
состоящая из твердого раствора углерода в железе и цементита, содержит
4,3% углерода и плавится при 1130° С. Температура а-у-превращения пони-
жается в присутствии углерода; при содержании 0,83% углерода и темпе-
ратуре 723° С (точка образуется эвтектоид. При длительном нагревании
высокоуглеродистой стали цементит разлагается с образованием железа и гра-
фита. Виды превращений и структур стали даны в табл. 46.
9 р. Бозорт
290
ГЛАВА IX
Растворимость углерода в a-железе (или феррите) при комнатной темпе-
ратуре очень мала (около 0,006%), но возрастает до 0,04% при температуре Аг
Выше этой температуры углерод легко растворяется в у-фазе (или аустените)»
причем растворимость непрерывно возрастает с повышением температуры.
При охлаждении количество углерода в твердом растворе уменьшается. При
прохождении через точку Лх происходит скачкообразное уменьшение раство-
римости, что является основанием многообразных и сложных изменений,
совершающихся в стали при закалке.
Фиг. 377. Диаграмма фазового равновесия железо-углеродистых
сплавов.
Как прочностное, так и магнитное твердение стали осуществляется
путем нагревания выше точки Аг и быстрого охлаждения до некоторой более
низкой температуры или при охлаждении с контролируемой скоростью до
комнатной температуры. При быстром охлаждении (или закалке) атомы угле-
рода и железа не имеют времени для заметной диффузии и образуется мар-
тенсит. Он имеет пластинчатую структуру (в поперечном сечении пластины
видны как иглы) и является нестабильной фазой с тетрагональной объемно-
центрированной решеткой. Присутствие мартенсита сообщает стали наиболее
высокую твердость. Температура образования мартенсита (Л?) не вполне опре-
деленна и понижается с увеличением содержания углерода, но приблизи-
тельно она находится около 200° С.
Если охлаждение производится менее быстро или если материал в про-
цессе охлаждения выдерживается при температуре около 500° С, образуется
бейнит1). Бейнит, повидимому, состоит из феррита, образовавшегося по кристал-
лографическим плоскостям зерен распавшегося аустенита, и сфероидов цементи-
та. При еще более медленном охлаждении или при изотермической выдержке при
температуре около 650° С образуется перлит, состоящий из перемежающихся
т) В СССР принято название игольчатый троостит.—Прим. ред.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
291
Таблица 46
Виды структур и превращений в углеродистых сталях
а. Структура
Стабильные фазы Нестабильные фазы Структурные формы
а, феррит у, аустентит 8, дельта-феррит F3C, цементит С, графит жидкость Fe3C, цементит Fe—С, мартенсит 6. Превращение Ледебурит, эвтектика из аустенита и цементита Перлит (троостит), перемежающиеся пластинки феррита и цементита Бейнит, пластинчатоподобный фер- рит и зернистый цементит Мартенсит, нестабильная тетраго- нальная фаза я
Обозначение Температура, °C Примечание
Л() Л1 л2 Л3 44 Л/ 200 723 769 912 (чистое Fe) до 723 1 (0,83% С) 1 | 1400 (чистое Fe) до 1490) 1 (0,1% С) J 600 (неопределенно) 200 (неопределенно) Точка Кюри Fe8C При нагревании a-фазы, насыщенной С, образуется у-фаза (Лс1). При ох- лаждении у-фаза распадается на эвтектоидную смесь (Лг1) Точка Кюри феррита a-фаза образуется из у-фазы при охлаждении (Лгз) или исчезает при нагревании (Лсз) у-фаза образуется из b-фазы при охлаждении Троостит образуется из аустенита (средняя скорость охлаждения) Мартенсит образуется из аустенита (большая скорость охлаждения)
пластин феррита и цементита. Перлит, имеющий очень тонкое строение, с тру-
дом разрешаемое микроскопом, обычно называют трооститом\ температуру,
при которой он образуется, иногда обозначают символом А'г. При очень мед-
ленном охлаждении стали может произойти сфероидизация цементита.
Физические свойства. Плотность стали зависит от ее состава и термической
обработки. Плотность (в г!см3) горячекатанной стали и стали, подвергнутой
отжигу, можно определить, пользуясь следующими соотношениями, предло-
женными Кроссом и Хиллом [343]:
8 = 7,885 — 0,032 С (горячекатанная сталь),
8 = 7,860 — 0,04 С (отожженная сталь),
где через С обозначено содержание углерода в процентах. При содержании
углерода выше 1% закалка приводит к уменьшению плотности. Плотность
цементита равна 7,66 г[см3 [310].
19*
292
ГЛАВА IX
Электросопротивление особенно чувствительно к термической обработке
[176, 276]. Как видно из фиг. 378, электросопротивление закаленньи сплавов
значительно выше, чем отожженных. При содержании углерода, равном 1,5%,
Содержание углерода, °/о
Фиг. 378. Электросопротивление
железо-углеродистых сплавов, под-
вергнутых различным термическим
обработкам.
1—после отжига; 2—после закалки от
850° С; 3—после закалки от 930° С.
Кружками и косыми крестами обозначе-
ны данные Гумлиха [176], прямыми креста-
ми и квадратами—данные Кемпбелла [276].
значения электросопротивления в этих со-
стояниях относятся как 5 : 1 или 4:1.
Если электросопротивление возрастает за
счет добавления углерода или термической
обработки, то температурный коэффи-
циент электросопротивления соответственно
уменьшается, так что их произведение ос-
тается приблизительно постоянным и имеет
величину около 0,060—0,065 [176].
Магнитные свойства. При введении уг-
лерода магнитное насыщение железа умень-
шается в большей степени, чем это можно
было бы ожидать, предполагая, что угле-
род действует просто как разбавитель. От-
сюда следует, что углерод уменьшает сред-
ний магнитный момент атомов железа. По
данным Гумлиха [176], это уменьшение в
закаленных сплавах значительней, чем в
отожженных (фиг. 379). Данные, приводи-
мые Гумлихом, получены на сплавах про-
мышленной чистоты, содержавших до
0,2% Si, 0,6% Мп и небольшие количества S и Р. Магнитное насыщение цемен-
тита характеризуется следующими данными: Bs = 12 400 гаусс [370], os = 128
(15е С), а0=169,3, по = 2,015 на атом железа [1400].
Фиг. 379. Изменение намагниченности
насыщения железо-углеродистых спла-
вов в зависимости от содержания угле-
рода.
1—после отжига; 2—после закалки от 850° С.
При 1% С (4,7 атомн. %) число магнетонов
Бора по, рассчитанное из этих данных, равно
соответственно 2,0 и 1,8.
Фиг. 380. Начальная (у0) и макси-
мальная (iim) проницаемость железо-
углеродистых сплавов с различным
содержанием углерода после различ-
ных термических обработок.
/—Но после отжига; 2—но после закалки;
3—нт после отжига.
Проницаемость железа, как и следовало предполагать, существенно сни-
жается при увеличении содержания углерода. Данные Гумлиха [176] и Йен-
сена [251] , представленные на фиг. 380, показывают, что при высоком содер-
жании углерода начальная проницаемость для отожженных сплавов лежит
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
293
в пределах 100—150 и уменьшается более чем вдвое после закалки. Макси-
мальная проницаемость при введении углерода уменьшается еще более сильно
и составляет примерно 500 для отожженной стали с 0,8% С, а для зака-
ленной стали снижается до 100. По приведенным величинам р>0, и Bs можно
построить ориентировочную кривую проницаемости от В) для данного
сплава и данной термической обработки^ учитывая, что максимальная прони-
цаемость имеет место при значениях индукции от 6000 до 8000 гаусс.
Характер изменения коэрцитивной силы и остаточной индукции в зависи-
мости от содержания углерода и термической обработки иллюстрируется
фиг. 381 1176]. Хотя приведенные здесь
результаты в известной степени неточ-
ны, отчасти' вследствие недостаточной
чистоты образцов, приготовленных и
Фиг. 381. Остаточная индукция (Вг),
коэрцитивная сила (Яс) и ВГНС
углеродистых сталей в 1вависимости
от содержания углерода и термиче-
ской обработки.
1 —закалка; 2—отжиг.
Фиг. 382. Влияние температуры
отпуска на остаточную индукцию
(Вг) и на коэрцитивную силу (Яс)
закаленной углеродистой стали с
различным содержанием углерода.
исследованных более 25 лет назад, тем не менее они показывают, что наи-
лучшие свойства для постоянных магнитов получаются после закалки сплава с
содержанием 0,8% С; именно этот сплав и использовался в промышленности
в течение многих лет. Данные Матсушита [213] и других авторов говорят о том,
что наилучшая температура закалки лежит между 780 и 850° С. Закалка может
производиться в воде или в масле.
На фиг. 382 представлено влияние отпуска после закалки от 850° С [208,
402]. Как видно из фигуры, отпуск при температурах ниже 100° С уже оказы-
вает определенное влияние на свойства. Действительно, старение происходит
уже при комнатной температуре, а при 200° С становится заметным эффект вы-
294
ГЛАВА IX
деления карбида из пересыщенного твердого раствора. Некоторое «перестаре-
ние», обусловленное коагуляцией тонко распределенной выделившейся фазы,
имеет место при 300° С. По мере повышения температуры коэрцитивная сила
снижается, а остаточная индукция, напротив, медленно возрастает.
Меськин [407] исследовал влияние холодной прокатки на коэрцитивную си-
лу, остаточную индукцию и максимальную проницаемость горячекатанных ли-
стов стали с содержанием углерода 0,78%. Коэрцитивная сила возрастает
вначале быстро, затем более медленно и достигает предельного значения около
40 эрстед, которое существенно меньше величины Нс, получаемой в результате
закалки. Максимальная проницаемость за счет наклепа уменьшается примерно
вдвое.
При измерениях зависимости остаточной индукции от температуры была
обнаружена необычная особенность. Стержни намагничивались при комнат-
ной температуре и затем нагревались (в отсутствие внешнего поля). Измерения
показали, что в стержнях с содержанием углерода выше 0,4% индукция про-
ходит через нуль при температуре около 200° С. Смит и Гуилд [138], которые
производили эксперимент, объяснили это явление наличие слоистой структу-
ры из чередующихся пластин феррита и цементита. Исследование [243] подтвер-
дило первоначальное объяснение. При комнатной температуре более высокая
магнитная жесткость цементита приводит к возникновению некоторого пото-
ка в феррите в направлении, противоположном направлению первоначально
приложенного поля. Это имеет место, пока цементит остается ферромагнитным.
В точке Кюри (210° С) цементита остаточная индукция изменяет направление.
При более высоких температурах индукция ведет себя нормальным образом,
т. е. постепенно снижается до нуля в точке Кюри феррита (при температуре
723—770° С, в зависимости от содержания углерода)1).
Влияние марганца. Марганец обычно присутствует в промышленных угле-
родистых сталях (куда он добавляется для облегчения горячей прокатки слит-
ков). Большинство сплавов, рассмотренных выше, содержало 0,2—0,8% этого
элемента. Промышленная углеродистая сталь для постоянных магнитов содер-
жит 0,8% Мп [1158] и ее часто относят к группе марганцовистых сталей.
Влияние такого количества марганца на диаграмму фазового равновесия
сплавов Fe—С невелико [1178]. При содержании до 13% Мп и до 1,5% С ника-
ких новых фаз не образуется. При введении марганца эвтектоидная точка S
(см. фиг. 377) смещается в сторону более низкого содержания углерода и более
низкой температуры; на 1 % Мп это смещение составляет приблизительно 0,1 %
по концентрации углерода и 5° С по температуре. Строго говоря, введение тре-
тьего элемента в систему приводит к тому, что существование трех фаз становит-
ся возможным в некоторой области концентраций и температур (вместо одной
точки в бинарной системе). Таким образом, феррит, аустенит и цементит могут
находиться в равновесии в области температур 10—15° С при содержании
в сплаве около 0,8% С и около 1,0% Мп.
Можно полагать, что марганец мало влияет на магнитные свойства терми-
чески обработанной углеродистой стали.
Вольфрамовые стали. В попытках улучшить свойства железоуглеродистых
сплавов были испробованы многие легирующие элементы. В прошлом столетии
наибольший успех был достигнут при использовании вольфрама. Сталь для
постоянных магнитов; содержащая вольфрам, была приготовлена Реми и Веле-
ром в 1883—1885 гг. [235]; в 1885 г. Гопкинсон [12] сообщил об измерениях на
французской вольфрамовой стали, бывшей тогда «во всеобщем употреблении».
Эта сталь заменена теперь хромистой сталью, которая обладает почти теми же
свойствами, но значительно дешевле, и более дорогими сплавами, имеющими го-
раздо лучшие свойства.
х) Исчезновение ферромагнетизма ниже 770° С является следствием появления аусте-
нита.— Прим, ред.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
295
Вольфрам повышает температуру a-f-превращения и понижает темпера-
туру т-8-превращения железа; у-фаза исчезает при содержании вольфрама
выше 6%. В вольфрамовой стали, содержащей углерод, эвтектоидная точка
(температура равновесия у-фазы с a-фазой и карбидами) смещается к более
низким температурам и меньшим концентрациям углерода тем больше, чем
выше содержание вольфрама -[240, 5511. Вольфрам снижает также предел
растворимости углерода в аустените. Содержание углерода в современной
вольфрамовой стали (0,7% С, 5,5% W) таково, что эта сталь является заэв-
тектоидной.
Высказывалось немало предположений относительно состава соедине-
ний вольфрама с углеродом и с железом. В интересующей нас области соста-
вов можно, повидимому, счи-
тать окончательно установлен-
ным существование соедине-
ния WC.
Вопрос о двойных карби-
дах вольфрама и железа ди-
скутируется до сих пор; для
объяснения явления магнит-
ной «порчи», рассмотренного
ниже, была предложена [6031
реакция, как будто имеющая
место в сплавах при содержа-
нии больше 0,4% Си5—6% W:
т F3C+ п WC = т Fe3 С • nWC.
Однако Вестгрен и Фраг-
мен [377] приписали карбиду,
Фиг. 383. Влияние содержания углерода на маг-
нитные свойства вольфрамовой стали с 5,4—6,0% W
после закалки от 830—850° С.
присутствующему в быстро-
режущей стали (0,7% С, 18% W), формулу Fe4W2C, а Вуд [4961 обнаружил
тот же карбид и в магнитной стали. Критический обзор работ по этой системе
дан в книге Грегга [703].
М. Кюри [38, 39] при изучении влияния состава на магнитные свойства
вольфрамовой стали после различных вариантов термической обработки на-
шла, что оптимальней состав соответствует содержанию около 5% W и 0,6% С.
Этот состав близок к составу современной стали. Влияние содержания углеро-
да на магнитные свойства вольфрамовой стали показано на фиг. 383 по данным
Эвершеда [258] и Шонерта и Ганнака [269]. В последней работе было исследо-
вано 1795 образцов, содержавших 5,4% W, 0,3% Мп, 0,2% Si. Содержание
вольфрама в образцах Эвершеда составляло около 6%.
Примеси, присутствующие в промышленных сплавах, такие, как марганец,
кремний, сера и фосфор, обычно не ухудшают магнитных свойств. Изменение
содержания марганца от 0,3 до 0,6% не отражается заметным образом на свойст-
вах[2б9], а0,2—0,5% Si могут оказать благоприятное влияние [371]. Напротив,
даже 0,1% кислорода вызывает понижение магнитной энергии [304]. Магниты
из вольфрамовой стали производятся горячей прокаткой или ковкой и иногда
отливкой. В случае горячей прокатки сталь необходимо нагревать до 1200° С
перед каждым проходом, чтобы предотвратить ухудшение магнитных свойств
окончательного продукта [371]. Наилучшие магнитные свойства получаются
путем нагревания горячекатанного металла в течение короткого времени при
температуре около 850° С и закалки в воде. Иногда бывает необходимым смяг-
чить металл, для того чтобы можно было подвергнуть его определенной механи-
ческой обработке. Смягчение осуществляется путем отжига при 800—850° С
с охлаждением на воздухе; такая обработка оказывает нежелательное влияние
на магнитные свойства, получающиеся при последующей термической обработ-
ке [275]. Можно полагать, что этот отжиг, вызывая переход пластинчатого пер-
296
ГЛАВА IX
лита в зернистый, затрудняет растворение углерода в аустените при температу-
ре закалки и тем самым делает закалку малоэффективной.
При производстве и обработке постоянных магнитов следует соблюдать
осторожность, чтобы избежать порчи. В этом случае, если необходимо проведе-
ние термической обработки при 1250° С для исправления структуры после смяг-
чающего отжига, следует особенно опасаться* обезуглероживания. Процесс
обезуглероживания облегчается, если имеются мельчайшие поверхностные тре-
щины, а обезуглероживание, в свою очередь, приводит к уменьшению прочно-
сти. Резкая закалка в воде, часто используемая для получения наилучших
магнитных свойств, вызывает сильные внутренние напряжения, которые могут
привести к разрушению или короблению изделия, если оно имеет неподходя-
щую форму или какие-либо внутренние дефекты.
Температура закалки может лежать в интервале 750—950° С [258, 424];
обычно предпочитают температуру около 850° С. Если температура, до которой
нагревается материал при закал-
ке, слишком высока или время
выдержки при температуре за-
калки слишком велико, свойства
получаются недостаточно удовле-
творительными [363]. Если сталь
выдерживается втечение часа при
температуре, несколько большей
800° С, то происходит «порча»
стали; ее свойства могут быть
восстановлены путем нагрева-
ния до значительно более вы-
сокой температуры1) (1200—
1300° С) [258]. Чтобы явления
«порчи» и обезуглероживания не
имели места, время выдержки
при температуре закалки долж-
но быть не более 15 мин.
Фиг. 384. Уменьшение коэрцитивной силы (Яс)
вольфрамовой стали за счет старения при раз-
личных температурах.
По оси ординат отложена относительная величина коэр-
цитивной силы после старения.
Ухудшение магнитных свойств часто связывается с диссоциацией двойного
карбида железа и вольфрама [603] в соответствии с вышеприведенным уравне-
нием. Однако механизм «порчи» никак не может считаться окончательно уста-
новленным. Вуд [496] и Вуд и Вайнрайт [624], использовавшие для исследова-
ния вольфрамовых сталей и выделенных из них осадков рентгеноструктурный
анализ, установили наличие диффракционных линий, соответствующих двой-
ному карбиду (которому была приписана формула Fe4W2C), а также более про-
стому карбиду WC. Карбид железа Fe3C не был обнаружен. Вуд и Вайнрайт
нашли, что явление «порчи» может быть связано с резкостью диффракционных
линий феррита на рентгенограммах, и пришли к выводу, что хорошее качество
магнита обусловливается внутренними напряжениями, вызываемыми присут-
ствием в решетке атомов W и С. Хоселитц и Мак-Кег [1497] также считают, что
«порча» связана с карбидным превращением.
Вольфрамовые стали после закалки претерпевают старение, которое при-
водит к уменьшению коэрцитивной силы, и к увеличению остаточной индукции
на несколько процентов. На фиг. 384 показано изменение свойств во времени
при различных температурах [393] для стали, содержащей 6,2% W и 0,74% С.
Для стабилизации практически рекомендуется [697] ускорить старение, для
чего необходимо выдержать сталь в течение 12 час. при 100° С, а после намагни-
чивания провести несколько раз циклическую обработку между 0 и 100° С
и затем уменьшить индукцию на 5% приложением обратного поля.
Ъ С последующим ускоренным охлаждением.—Прим. ред.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
297
Фиг. 385. Кривые размагничивания, маг-
нитной энергии и обратимой проницаемо-
сти вольфрамовой стали.
/—сталь, не подвергнутая термической обра-
ботке; 2—после отжига; 3—после закалки.
Кривая размагничивания и кривая ВН для вольфрамовой стали приведе-
ны на фиг. 385. Пунктиром изображены кривые размагничивания этой же стали
после горячей прокатки и после отжига [258]. Температурный коэффициент на-
магниченности составляет от —2 до—4- 10“4на 1°С, плотность равна 8;0 г/см3,
электросопротивление хорошей стали—35—40 мком- см, «испорченной» стали—
несколько ниже.
Хромистые стали. Эти стали вошли во всеобщее употребление только со
времени первой мировой войны, когда хром стал использоваться как замени-
тель дефицитного вольфрама. Задолго до этого Гопкинсон [12] эксперименти-
ровал с магнитами из закаленной хромистой стали, а М. Кюри [39] изучила
влияние химического состава на ко-
эрцитивную силу и остаточную индук-
цию. Марс [94] в 1909 г. снова рас-
сматривал возможности технического
применения хромистой стали. Свой-
ства, близкие к тем, которыми в на-
стоящее время характеризуется эта
сталь, впервые получены лишь в
1916 г. Гумлихом [165]; результаты
его обширных исследований были
опубликованы в 1922 г. [212].
Добавление хрома к чистому же-
лезу сначала вызывает понижение
температуры а-у-превращения (см.
фиг. 247), затем при содержании
свыше 7—8% Сг эта температура
повышается; при содержании более
11—12% Сг 7-фаза исчезает. Однако
в присутствии углерода у-фаза ста-
бильна до более высоких содержаний
хрома. Температура Аг железо-угле-
родистых сплавов в присутствии хро-
ма повышается, а содержание угле-
рода в эвтектоиде уменьшается; та-
ким образом, эта точка смещается влево и вверх по сравнению с ее
положением на диаграмме Fe—С [194, 955]. Влияние хрома на критические
точки стали при нагревании и охлаждении исследовано Маурером и Нингаузом
[359]. Следует отметить, что высокохромистая магнитная сталь (3,5% Сг,
1% С) при нагревании теряет магнитные свойства в точке Кюри (Лег), а затем
претерпевает а-у-превращение в точке Л3(Лсз), т. е. ведет себя подобно угле-
родистой стали. Однако при охлаждении хромистая сталь становится снова
ферромагнитной лишь тогда, когда образуется a-фаза (Лг2=Лг1)1). .
Путем микроскопического исследования и рентгенографического анализа
[378] в хромистой стали было обнаружено несколько карбидов: Fe3C,
(Сг, Fe)4C и (Сг, Fe)7C3. При наличии хрома растворение карбидов в аустените
происходит очень медленно. Как и в вольфрамовой стали, карбиды в хромистой
стали склонны видоизменяться при продолжительном нагреве. Следовательно,
чтобы получить наилучшие магнитные свойства, нагревание стали при закалке
необходимо производить с большой осторожностью. Магнитная «порча» хроми-
стой стали может быть исправлена кратковременным нагреванием при 1200° С2).
Влияние состава на Въ, Нс и Вг Нс иллюстрируется фиг. 386, где исполь-
зованы данные Гумлиха [212]. Наиболее удачным сочетанием свойств обладает
г) Фактически углеродистая и хромистая заэвтектоидные стали при нагревании
перестают быть ферромагнитными в точке т. е. при эвтектоидном превращении, и точки
Кюри не имеют.—Прим. ред.
2) С последующим ускоренным охлаждением.—Прим. ред.
298
ГЛАВА IX
сплав, содержащий 3,5% Сг, 1,0% С. При увеличении содержания хрома до 6%
существенного изменения свойств не происходит. Повышение содержания угле-
рода приводит к увеличению Нс, но одновременно понижается Вг, так что про-
изведение ВГЯС остается неизменным [235].
Наилучшие свойства хромистой стали, содержащей 3% Сг, Гумлих полу-
чил после закалки от 850° С. Влияние условий закалки (температуры нагрева-
ния и времени выдержки) на свойства низкохромистой стали (1,6% Сг, 1,1% С)
Содержание хрома, °/о
Фиг. 386. Влияние хрома на остаточную индукцию, коэрцитив-
ную силу и НСВГ стали при различных содержаниях углерода.
а—после закалки от 850° С; б—после закалки от 900° С.
было детально изучено Оберхофером и Эмикке [265]. Полученные ими резуль-
таты приведены на фиг. 387. Эта сталь гораздо более чувствительна к условиям
обработки, чем вольфрамовая сталь [292]. Термическая обработка хромистых
сталей изучалась также Еллингхаузом [1636].
В связи со склонностью хромистой стали к карбидному превращению («пор-
че») хорошие результаты дает кратковременное нагревание перед закалкой.
В случае необходимости коэрцитивную силу можно увеличить за счет снижения
остаточной индукции, применяя закалку от более высоких температур. Закал-
ка в воде обеспечивает хорошие магнитные свойства, однако, учитывая воз-
можность коробления и образования трещин, предпочитают применять масло,
но и в последнем случае следует принимать меры, чтобы избежать короб-
ления.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
299
Смягчение хромистой стали перед механической обработкой или перед хо-
лодной деформацией осуществляется путем отжига в течение ограниченного
времени при температуре несколько ниже
точки Аг. Такой отжиг обычно про-
изводится после горячей деформации пе-
ред закалкой. Смягчающий отжиг при-
водит к ухудшению магнитных свойств и
поэтому в тех случаях, когда механи-
ческая обработка не требуется, его следует
избегать. При производстве магнитов из
хромистой стали применяется та же техно-
логия, что и для магнитов из вольфрамо-
вой стали.
Перед использованием в аппаратуре
магниты из хромистой стали подвергаются
старению. Гумлих [212] предложил сле-
дующую последовательность окончательной
термической обработки:
1) закалка;
2) намагничивание;
3) отпуск в течение 10 час. при 100° С;
4) попеременное нагревание и охлаж-
дение между 0 и 100° С (10 циклов).
Ухудшение свойств магнитов за счет
вибрации может составить 2—3%.
Кривые размагничивания для хроми-
стых сталей с высоким и низким содер-
жанием хрома показаны на фиг. 388. Тем-
пературный коэффициент изменяется от —2
до —4-Ю-4 и, повидимому, возрастает
при наличии кремния.
Плотность [252], электросопротивле-
ние [1891 и механические свойства [106]
хромистых сталей после закалки и после
отжига существенно изменяются в зависи-
мости от химического состава и метода об-
Фиг. 387. Влияние температуры за-
калки на свойства хромистой стали.
Закалка производилась в масле. 1—на*
гревание в течение 2 мин.; 2—в течение
4 мин.; 3—в течение 10 мин. Внизу по
работки. Примерные значения плотности
и электросопротивления для стали, со-
держащей около 1,0% углерода, даны в
табл. 47.
оси ординат отложено время выдержки при
температуре закалки.
Влияние малых количеств различных
элементов на магнитные свойства хроми-
стых сталей (3,5 и 5,5% Сг) изучалось Крайнером и Райдлом [1368]. По-
вышение величины (ВН)т вызывают следующие элементы: Al, Si, Sn-]-V, W,
Таблица 47
Примерные значения плотности и электросопротивления хромистой стали
Свойства 2% Сг 3,5-4 .0% Сг
закалка отжиг закалка отжиг
Плотность, г/см3 .... Электросопротивление, м кам-см ....... 7,75 50—60 7,81 20—25 7,7 50—60 7,7 20-25
300
ГЛАВА IX
Мо, V, Си, Мп. Добавление никеля почти не влияет на свойства стали.
Грейнер изготовлял ленту и проволоку для Звукозаписи из нержавеющей стали,
обычно используемой для хирургических инструментов (13%Сг, 0,3%С). Коэрци-
тивная сила такой стали составляла 60 эрстед.
В настоящее время хромистая сталь представляет собой самый дешевый
материал из всех важнейших промышленных магнитных сталей; в тех случаях,
когда не требуется высоких свойств, ее применение наиболее экономично.
Хром-вольфрамовые стали. Одновременное введение в сталь и вольфрама
и хрома дает некоторые преимущества [603]. Магнитные свойства стали ул уч-
Фиг. 388. Кривые размагничивания и магнитной энергии для
стали с высоким (3,5%) и низким (1,0%) содержанием хрома.
1,2% С [94]. Иногда в качестве легирующего элемента в хромистой или вольфра-
мовой сталях используется молибден [1101]. Промышленное наименование
этих сплавов кобафлюкс и перманит.
Молибденовые стали. Введение молибдена в качестве легирующего элемен-
та оказывает на магнитные свойства стали, по существу, то же влияние, что
и введение вольфрама. Однако молибден оказывает гораздо более сильное дей-
ствие, поэтому для получения нужной величины магнитной энергии молибден
вводится в сталь в меньшем количестве, чем вольфрам.
Молибден мало влияет на точку Act, но сильно снижает температуру ЛГ1
[143, 425], так что для стали, содержащей 2—4% Мо, разность температуры
для этих двух точек составляет около 200° С. Предполагают наличие в молиб-
деновой стали двойных карбидов, но их состав и структура не установлены.
Сплавы, содержащие 3,5—4% Мо, исследовались М. Кюри [38]. Она уста-
новила возможность замены вольфрама в стали молибденом, но не обнаружила
особых преимуществ молибденовой стали. Другие исследователи [94] подтвер-
дили эти выводы, но Стогов и Меськин [425] показали, что при содержании все-
го 2—2,5% Мо свойства стали улучшаются. Стогов и Меськин нашли, что оста-
точная индукция имеет гораздо большую величину, чем в предыдущих иссле-
дованиях.
На фиг. 389 представлено изменение Нс и ВТНС в зависимости от количества
введенного в сталь молибдена при содержании углерода около 1—1,3%. Опти-
мальный состав соответствует 2—2,5% Мо и 0,9—1,0% С. Наилучшие резуль-
таты были получены закалкой в воде с температуры 800—825°С. Время выдерж-
ки стали при этой температуре должно быть небольшим (5—10 мин.).
Магнитные свойства молибденовой стали характеризуются следующими
данными [425]:
/7С = 75, ад = 0,8-10«,
Вг= 10500, (ВД)т = 0, 3.10е.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
301
При содержании 2,5% Мо, повидимому, облегчается обработка стали.
Для предотвращения окисления при плавке стали в качестве раскислителей
используются титан или ванадий.
Механические свойства и электросопротивление различных молибденовых
сталей приведены в работе Свиндена [143]. Температурный коэффициент элек-
тросопротивления для молибденовой стали составляет около —2-10-4 на ГС.
Эта сталь не получила промышленного применения.
Кобальтовые стали. Известная сталь Хонда, или сталь KS, изобретена
в 1917 г. Такаги и Хонда [193]; второе название стали введено в честь япон-
ского промышленника К. Сумитомо. Первые сплавы имели следующий пример-
ный состав: 0,6% С. 2%Сг, 7% W. 35% Со.
остальное Fe. Таким образом, по-
мимо элементов, о которых уже в то
время было известно, что они улучшают
свойства постоянных магнитов, в состав
новой стали был введен кобальт. Позд-
нее была исследована целая серия ста-
лей, содержавших различные количества
кобальта (до 40%) и различные ком-
бинации других легирующих элементов
(W, Сг, Мо, Мп). Некоторые из этих ста-
лей были внедрены в промышленность.
В Англии, например, используется се-
рия кобальтовых сталей, содержащих
3, 6, 9, 15 и 35% Со. Другим основным
легирующим элементом является хром.
Температура а-7-превращения же-
леза (точка А3) повышается почти до
1000° С при 35—50% Со; точка Кюри
(Аг) повышается еще в большей степени,
так что при содержании выше 20% Со
Фиг. 389. Влияние молибдена на маг-
нитные свойства стали, содержащей
1,0—1,3% С.
температура магнитного превращения
совпадает с температурой а-^-превращения. В присутствии углерода [618]
кобальт смещает эвтектоидную точку к более высоким температурам и несколь-
ко понижает содержание углерода в эвтектоиде; так, например, при 50% Со
эвтектоидная точка находится возле 850° С и 0,7% углерода. Кобальт мало из-
меняет растворимость углерода в аустените, но при быстром охлаждении стали
(закалке) он способствует образованию мартенсита, подавляя перлитное пре-
вращение. Кобальт не вызывает увеличения термического гистерезиса превраще-
ний в стали, как это происходит при введении хрома и молибдена. Если в спла-
ве, кроме кобальта, присутствуют углерод и другие элементы, точка Кюри (А2)
повышается в гораздо меньшей степени, чем для чистых железо-кобальтовых
сплавов. Точка Кюри для стали KS лежит около 750° С.
Эффективность введения кобальта в сплавы для постоянных магнитов,
возможно, обусловлена тем, что в железо-кобальтовом сплаве создается боль-
шая магнитострикция. Большая магнитострикция приводит к возрастанию
коэрцитивной силы. Кроме того,введение кобальта в железо приводит к повыше-
нию магнитного насыщения и, таким образом, поддерживает более высокую
остаточную индукцию; введение 30% Со увеличивает насыщение на 2500 гаусс
по сравнению с железом, тогда как при содержании 5% Сг насыщение понижает-
ся примерно на 1500 гаусс. Индукция насыщения стали типа KS составляет
16 000—16 500 гаусс [1068].
Ватсон [246] предложил удобную классификацию кобальтовых сталей,
разбив их на три группы в зависимости от содержания хрома: низколегирован-
ные, среднелегированные и высоколегированные стали. В пределах каждой
группы коэрцитивная сила и магнитная энергия почти линейно зависят от со-
302
ГЛАВА IX
держания кобальта. Содержание кобальта в высоколегированных сталях не
превышает 15%. Характеристики некоторых промышленных сталей, взятые
из работ различных авторов, приведены в табл. 48.
Таблица 48
Магнитные свойства промышленных кобальтовых сталей
Содержание кобальта, % Вг «с (ВН)т. ю-е Во Но
3 7 000— 7 500 125—135 0,36-0,38 4000 90
6 7 200— 8 000 140—150 0,45—0,50 4500 100
9 7500— 8 100 150—165 0,50—0,55 4700 ПО
15 8 000— 8 500 175—190 0,60—0,65 5200 120
35 9000—10 500 220—260 0,90—1,00 6000 160
Наибольшее распространение получили стали с 15 и 35% Со. Точный ана-
лиз именно этих сталей не приводится, но в работе [293] указан следующий со-
став сталей такого типа: 1% С, 9% Сг, 2,5% Мо, остальное Fe и Со.
Магнитные свойства некоторых сплавов известного химического состава,
в том числе и кобальт-марганцовистых сталей, описанных Гумлихом, приведе-
ны в табл. 49.
Таблица 49
Состав и свойства некоторых кобальтовых сталей
Состав, % Свойства Литература
Со С Сг W Мп Вг, гаусс Нс, эрстед
35 0,6 2 7 — 10 600 220 [193]
38 0,9 2 4 0,5 10 000 250 —
38 0,9 5,0 4,0 — 9 500 235 [772]
36 0,9 4,5 5,5 0,6 9 700 235 [1158]
33 1,2 — — 4,4 9 300 165 [217]
36 1,1 4,8 — 3,5 9 300 225 [217]
9 0,9 5 1 0,4 7 500 120 [1158]
16 1,0 9 — — 8 000 180 [1414]
Типичные кривые размагничивания и магнитной энергии английских про-
мышленных сталей с различным содержанием кобальта приведены на фиг. 390.
Термическая обработка сталей типа KS относительно проста. После отлив-
ки или горячей прокатки (или ковки) сталь нагревается до 950° С (выдержка
5—10 мин.) и закаливается в масле [193, 384]. Если должна производиться ме-
ханическая обработка, сталь подвергается смягчающему кратковременному от-
жигу при 750° С. После механической обработки сталь закаливается по опи-
санному выше режиму.
Был предложен [221] следующий режим «тройной термической обработки»
сталей с небольшим содержанием кобальта.
1. Нагревание до 1150—1200° С, выдержка.5—10 мин., охлаждение на
воздухе.
2. Нагревание до температуры рекалесценции (около 750° С) и охлаждение
на воздухе.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ-ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
303
3. Нагревание до 950—1000°С, охлаждение на воздухе до появления фер-
ромагнитных свойств (притяжения к магниту), затем закалка в масле.
Такая обработка иногда применяется для стали KS. Шульц и др. [293]
дали следующее объяснение значения этого режима в связи с образованием
аустенита, троостита и мартенсита. В первой стадии обработки (1) углерод рас-
творяется в аустените; при охлаждении карбиды выделяются в тонко распреде-
ленной форме, обеспечивающей их быстрое растворение при последующем
нагревании (2). В последней стадии обработки (3) углерод быстро растворяется
(при 950° С) и при закалке образуется мартенсит наряду с некоторым количе-
ством сложных карбидов1).
Фиг. 390. Кривые размагничивания и магнитной энер-
гии для различных кобальтовых сталей.
Производство стали KS для компасных стрелок описано Гиром [467].
Горячая прокатка слитков производится при температуре 1000—1100° С, за-
тем заготовки обжимаются до диаметра 2,5 мм. Чтобы противодействовать обез-
углероживанию в процессе прокатки, материал предварительно науглерожи-
вается в течение 12 час. при 850° С в карбюризаторе. Нагревание стрелок для
закалки производится в соляной ванне в течение 3 мин. при температуре 950° С;
охлаждение производится в легких сортах масла.
Для стали KS явление старения имеет большее значение, чем для воль-
фрамовой стали. Влияние температуры и времени старения на свойства несколь-
ких промышленных кобальтовых сталей было изучено Гулдом [393]. Старение
приводит к увеличению остаточной индукции. Гулд исследовал стали, которые,
кроме 15% Со, содержали 1,1% С, 10,0% Сг и 1,7% Мо.
Напряженность намагничивающего поля при намагничивании сложных
магнитов из кобальтовой стали должна составлять 1500 эрстед.
Другие стали. С целью улучшения свойств углеродсодержащей стали для
постоянных магнитов производилось легирование ее бором, алюминием, кремни-
ем, титаном, марганцем, медью, оловом и, возможно, некоторыми другими эле-
ментами [39, 94, 603]. Стогов и Меськин [372], исследуя сплавы с медью, полу-
чили Нс=75 эрстед и Вг=9000 гаусс для сплава, содержащего 5% Си и 1 % С,
после закалки от 770° С. Часто в хромистую и в вольфрамовую стали вводятся
молибден и марганец, особенно когда в стали также присутствует кобальт.
Сплавы железо—кобальт—молибден и железо—кобальт—вольфрам. Важный
шаг вперед в металлургии сплавов для постоянных магнитов был сделан после
того, как Дин и другие исследователи предсказали [595, 614, 639], что выделе-
3) Фактически обработка (2) нужна для разложения остаточного аустенита.
Обработка (3) приводит к получению смеси мартенсита с мелкодисперсными карби-
дами, получившимися при обработках (1) и (2).—Прим. ред.
304
ГЛАВА IX
ние избыточной фазы в дисперсном виде (дисперсионное твердение, см. гл. II,
стр. 34) может вызвать в безуглеродистых железных сплавах магнитное тверде-
ние подобно тому, как в дюралюминии происходит механическое твердение.
Сельесетер и Роджерс [614] впервые иссле-
Ф и г. 391. Изменения коэрцитивной
силы, остаточной индукции и НСВТ
в зависимости от содержания кобаль-
та в магнитах типа ремаллой (основ-
ные данные относятся к сплавам, со-
держащим 16% Мо).
довали с этой целью некоторые двойные и
тройные сплавы (включая Fe—Со—Мо и
Fe—Со—W) и получили значения коэрци-
тивной силы около 200 эрстед. Независимо
от них ту же идею разрабатывал Кестер,
который совместно с Тонном опубликовал
наиболее полные данные по сплавам Fe—
Со—Мо [591, 595] и Fe—Со—W [592, 595].
Всем этим работам предшествовала работа
Кролля [401], который путем добав-
ки бериллия получил дисперсионно-твер-
деющий сплав Fe—Ni—Be и повысил
коэрцитивную силу до 20 эрстед. Эта
величина коэрцитивной силы, конечно,
слишком мала, чтобы иметь какое-либо
практическое значение.
Диаграммы фазового равновесия спла-
вов Fe—to—Мо и Fe—Со—W уже рас-
сматривались в гл. VI (см. фиг. 226). Со-
гласно Кестеру, некоторые из этих сплавов
твердеют в процессе охлаждения от 1300° С
за счет у-а-превращения, другие—за счет
выделения избыточной фазы (например,
Fe3Mo2 выделяется из a-твердого раствора),
третьи—за счет того и другого механизма
твердения. После быстрого охлаждения от 1300° С дисперсионно-твердеющие
сплавы получают наибольшую магнитную твердость в результате старения
Фиг. 392. Кривые размагничивания и магнитной энергии для
сплавов Fe—Со—Мо, содержащих 12% Со, при наличии 20, 17 и
15% Мо, и кривая обратимой проницаемости для сплава с 15% Мо.
Кестер и Тонн исследовали магнитные свойства сплавов Fe—Со—Мо, со-
держащих до 12% Со и 19% Мо, и сплавов Fe—Со—W, содержащих 15% Со
и 18% W и 30% Со и 15% W. Данные по системе сплавов Fe—Со—Мо не утра-
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
305
тили своего значения и в настоящее время, поскольку один из этих сплавов
имеет промышленное применение. На фиг. 391 приведены неопубликованные
данные Грейнера и Толмена, а также и более ранние данные. Максимальное
значение произведения ВГЯС наблюдалось для сплава, содержащего 20% Мо
и 12%Со, но так как кривые размагничивания сплава Fe—Со—Мо с 12% Со
и 17% Мо и стали типа KS одинаковы, то первый промышленный сплав Fe—
Со—Мо имел именно этот состав. Этот сплав известен под названиями ремал-
лой, или комол-, имеются также и другие названия.
Типичные кривые размагничивания, магнитной энергии ВН и обратимой
проницаемости даны на фиг. 392. Обработка сплава после отливки включает
горячую прокатку, закалку на воздухе или в масле от 1200—1300° С, затем
в случае необходимости механическую обработку и, наконец, старение в те-
чение часа или более при 650—700° С. Возможные колебания магнитных свойств
при изменении температуры закалки и старения можно видеть из табл. 50,
Таблица 50
Свойства сплава Fe—Со—Мо, содержащего 72% Fe, 12% Со, 16% Мо
Температура закалки, °C Температура старения*, °C гаусс вг, гаусс нс. эрстед Вгнс- 10-е
900 — 15700 8 000 7 0,06
900 725 14 700 6800 45 0,31
1100 — 18500 3 000 7 0,02
1100 725 15 300 9 500 240 2,3
1300 — 18600 3 000 7 0,02
1300 725 14800 10 000 260 2,6
1100 675 — 8 500 130 1,1
1200 675 — 11 200 250 2,8
1300 675 10 900 255 2,8
1300 — 18600 3 000 7 0,02
1300 610 17 300 11 000 40 0,4
1300 725 14 800 10 000 260 2,6
1300 825 15 300 11000 100 1,1
* Сплав выдерживался при указанной температуре в течение 1 часа. В том случае, когда темпе-
ратура не указана, старение не производилось,
♦♦ Нт — 1700 эрстед.
взятой из неопубликованной работы Грейнера и Толмена. Сплав нечувствителен
к нарушениям термической обработки и химического состава, если не считать
того, что содержание углерода должно быть низким. Содержание 0,1% углеро-
да вызывает уменьшение Вг на 5% или более и уменьшает Нс на 25%. Индукция
насыщения зависит от термической обработки и достигает 18 000 гаусс и выше
после закалки и около 15 000 гаусс после старения при 700° С. Ремаллой имеет
следующие физические свойства: плотность 8,3 г! см?, электросопротивление
45 мком- см, твердость по Роквеллу С после закалки 27, после старения 55.
В неопубликованной работе Несбита изучалось влияние добавления хрома
и уменьшения содержания кобальта на свойства ремаллоя. В результате уда-
лось получить некоторое повышение магнитной энергии сплава (см. табл. 49).
Уменьшение содержания кобальта существенно понижает стоимость мате-
риала.
По сравнению со сталью K.S ремаллой имеет несколько лучшие магнитные
свойства; кроме того, он значительно дешевле в производстве, менее чувствите-
20 Р. Бозорт
306
ГЛАВА IX
лен к старению и колебаниям температуры и имеет лучшие механические свой-
ства: легче поддается обработке резанием и не так склонен к растрескиванию-
и короблению при термической обработке.
При изучении механизма твердения этих сплавов Роджерс [669] собрал
данные для двадцати сплавов Fe—Со—W, остаренных при различных темпе-
ратурах. Он измерял Вг, Нс, плотность, проводимость, твердость по Роквеллу
и модуль упругости. Сноек [1077], исследуя сплав с 15% Со и 17% Мо, оп-
ределил коэрцитивную силу и индукцию в сильных полях в зависимости от
температуры старения. В работах Кестера содержатся данные по твердости,
плотности, термическому расширению и электросопротивлению различных
сплавов.
Сельесетер и Роджерс [614] нашли, что добавление Мп заметно улучшает
ковкость сплавов Fe—Со—W (например, при составе 26% Со, 20% W, 6% Мп).
Если механические свойства не имеют большого значения и магниту легка
придать необходимые форму и размеры отливкой и шлифовкой, ремаллой обыч-
но заменяют тем или иным сплавом Fe—Ni—Al, содержащим или не содержащим
другие легирующие элементы.
Сплавы железо—никель—алюминий. После сообщения Мишима в 1932 г.
[601, 886] интерес к этим сплавам (сплав Мишима «МК» или алнико 3) стал бы-
стро возрастать. Оптимальный состав тройного сплава (25% Ni, 12% Al,
63% Fe) близок к составу, выражаемому формулой Fe2NiAl (30% Ni, 14%Al,
56% Fe). Исследование таких сплавов было выполнено Рудером [743], который
показал, что они являются дисперсионно-твердеющими1); он же впервые при-
менил к этим сплавам соответствующую термическую обработку.
Бредли л Тейлор [1002, 1603], а также Киути [1274], исследуя структуру
сплавов Fe—Ni—Al, нашли, что эта система сложнее, чем утверждалось в более
ранней работе Кестера [655], и что в системе важную роль играют процессы
упорядочения. На фиг. 393 приведены диаграммы фазового равновесия сплавов
при 1300—1350°С и после охлаждения до комнатной температуры со скоростью
10°С в 1 час. Упорядоченной структурой обладают фазы а' (объемноцентриро-
ванная кубическая решетка FeAl или NiAl с атомами, расположенными в вер-
шинах кубов), а" (объемноцентрированная решетка Fe3Al) и у' (гранецен-
трированная решетка NisAl или Ni3Fe). Фаза а' имеет важное значение для
объяснения происхождения высокой коэрцитивной силы, так как при низких
температурах сплавы с хорошими свойствами лежат в а-[-<х'-области2).
Бредли и Тейлор истолковывают структурные изменения в процессе твер-
дения следующим образом. При 1300° С сплав находится в однофазном состоя-
нии (а'-фаза). Если сплав охлаждается медленно, то эта фаза распадается на
две фазы, имеющие объемноцентрированную кубическую решетку. Одна из
них близка к a-железу (а-фаза), а другая (а'-фаза) отличается от высокотем-
пературной фазы по составу, как показывают прямые линии (коноды) на диа-
грамме. В случае ускоренного охлаждения равновесное состояние не устанавли-
вается, так что распределение атомов и расстояния между ними (период решетки)
соответствует промежуточному состоянию между первоначальной а'-фазой
и двумя новыми фазами, имеющими различные периоды решетки, которые обра-
зуются в конечном итоге. Это обусловливает возникновение своеобразной гете-
рогенной структуры и высоких внутренних напряжений.
Первоначально предполагалось, что высокая коэрцитивная сила обуслов-
лена внутренними напряжениями, как это следует из теории напряжений (см.
гл. XVIII), однако Несбит [1718] (см. гл. XIII) показал, что магнитострикция
некоторых сплавов этого типа близка к нулю, тогда как коэрцитивная сила до-
1) Впервые, это было показано Займовским и Лившицем [Качественная сталь, 5—6,
42 (1933)].—Прим, ред
2) Дальнейшее уточнение системы Fe—Ni—Al было сделано О. С. Ивановым [Изв.
сект. физ.-хим. анализа, 19, 503 (1949)].—Прим. ред.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
307
стигает 400 эрстед или более. В настоящее время считают, что распад высоко-
температурной фазы приводит к образованию частиц, размеры которых на-
столько малы, что они являются однодоменными и имеют вследствие этого вы-
сокую коэрцитивную силу (см. гл. XVIII).
Вслед за сообщением Мишима магнитные свойства сплавов тройной систе-
мы подвергались неоднократному исследованию. Кестер [654] измерял намаг-
ниченность насыщения, остаточную индукцию, коэрцитивную силу и твердость
двух сплавов (21% Ni, 12,5% Al и 25% Ni, 5% Al) после закалки от высокой
температуры и отпуска при различных более низких температурах; остаточная
индукция и коэрцитивная сила имели максимальное значение в результате от-
пуска при 650—750° С, тогда как наивысшее значение твердости по Бринелю
Фиг. 393. Диаграмма фазового равновесия сплавов Fe—Ni—Al.
а—при комнатной температуре после охлаждения со скоростью 10° С
в 1 час (Бредли и Тейлор); б—при температуре 1300—1350° С
(Куити и Бредли).
отмечено при 500° С; несовпадение максимумов этих свойств является характер-
ным для дисперсионно-твердеющих сплавов. Намагниченность насыщения мед-
ленно снижается с увеличением температуры отпуска, что свидетельствует о вы-
делении фазы с менее высокой намагниченностью. Сноек [1159] показал, что
намагниченность насыщения серии сплавов, лежащих по составу между Fe
и NiAl, после дисперсионного твердения изменяется почти прямо пропор-
ционально содержанию железа.
В литературе имеются также некоторые данные по электросопротив-
лению сплавов Fe—Ni—AI после различных термических обработок [1006,
1206].
Наиболее обширное из опубликованных исследований наилучшего состава
и термической обработки сплава принадлежит Беттериджу [1102]. Он получил
максимальное значение магнитной энергии в сплаве, содержащем около 27%
Ni и 13% А1. Термическая обработка сплава состояла в закалке от 1100° С
в воде, имеющей температуру 75° С, и последующем отпуске при 650° С в тече-
ние 3—4 час. Чтобы получить наивысшее значение (ВН)т в сплавах различного
20*
308
ГЛАВА IX
состава, приходится соответственно менять все этапы термической обработки;
значения (ВН)т после оптимальной термической обработки для сплавов раз-
личного состава показаны на фиг. 394. Сплав с оптимальным составом имеет
А1, %
Фиг. 394. Магнитная энергия сплавов Fe—Ni—Al при оп-
тимальной термической обработке.
следующие магнитные свойства: (ВН)т= 1,35- 10е, Вг=6900 гаусс, Яс=520 эр-
стед. Увеличение содержания никеля вызывает уменьшение Вг. Коэрцитивная
сила имеет наивысшее значение при 13% А1 и снижается с уменьшением содер-
жания никеля.
Присутствие углерода в сплаве особенно нежелательно; так, содержание
уже 0,1% С вызывает определенное ухудшение свойств (фиг. 395), однако из-
вестно, что действие такого количества углерода может быть скомпенсировано
введением соответствующих количеств титана. Кремций и марганец также могут
Фиг. 395. Влияние углерода на магнитные свой-
ства сплавов Fe—Ni—Al.
заметно влиять на свойства,
если они присутствуют в ко-
личествах, превышающих не-
сколько десятых долей про-
цента.
Промышленные сплавы,
как алник или алнико 3
11334], содержат номиналь-
но 25% Ni и 12% А1 и имеют
следующие свойства: Вт—
= 12 000 гаусс при Ят=2000
эрстед, Вг=6900 гаусс, Нс—
=475эрстед,(ВН)т=1,33-Ю*,
Рг=4 113341. Эти сплавы
хрупки; изделия из них из-
готовляются отливкой и дово-
дятся до заданных размеров
шлифовкой, однако при определенных условиях после термической обра-
ботки, вызывающей некоторое ухудшение магнитных свойств, возможна
обработка сверлением [1227]. Ставы практически не испытывают ста-
рения и могут нагреваться до 500° С без ухудшения свойств, если не
считать возможной необходимости повторного намагничивания. Сильные
вибрации вызывают изменения потока приблизительно на 1%. Плотность
составляет 7,1 г/см3, твердость по Роквеллу С равна 45—50.
Введение кобальта и меди. Мйшима [885] и Рудер [742], независимо друг
от друга исследовавшие влияние добавления кобальта к сплавам Fe—Ni—Al,
обнаружили увеличение Нс при сравнительно небольшом изменении Вг или
{ВН)т. Сплав с высокой коэрцитивной силой (5% Со, 28% Ni, 12% Al) получил
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
309
промышленное применение под названием алнико 4; для него Яс=730 эрстед,
Вг=5300гаусс, (ВН)т=1,3-10®. Полагают, что кобальт мало влияет на фазовое
состояние сплавов Fe—Ni—Al, используемых для постоянных магнитов1).
Мишима нашел, что магниты с хорошими свойствами могут быть изготовле-
ны из сплавов, содержащих Си, Сг, Мп, Мо, V или W. Сплавы с медью исследо-
вались Беттериджем [1102], который получил магнитную энергию, равную
1,5-10®, при составе 24% Ni, 13% Al и 3% Си. Его данные подтверждаются
последним систематическим исследованием Лившица2) [1276]. Этот сплав из
вестей под названием ални.
Одновременное введение кобальта и меди существенно упрощает термиче-
скую обработку при некотором повышении магнитной энергии.
Хорсбург и Тетлей [792] показали, что для сплава, содержащего 17% Ni,
13% Со, 10% А1 и 6% Си при соответствующей скорости охлаждения магнит-
ная энергия может иметь одну и ту же величину (1,6-10®) как при больших,
так и при малых размерах магнита. Кобальт улучшает свойства при содер-
жании его, по крайней мере, до 17%; при этом Нс возрастает, а Вг остается прак-
тически неизменной; содержание кобальта, равное 10—13%, выбрано по эко-
номическим соображениям. Такой сплав известен под названием алнико 2 (рас-
пространены и другие названия) и характеризуется следующими свойствами:
Вт=12 600 гаусс (при Я =2000 эрстед), Вг=7400 гаусс, Яс=560 эрстед,
(ВЯ)т=1,6-10®, р.г=4. Термическая обработка сплава заключается в закалке
от 1300° С в подогретой до 90—95° С воде или на воздухе, затем отпуске в тече-
ние 2—4 час. при 650° С. Были получены образцы с магнитной энергией выше
1,8*106, но для промышленной продукции эта величина обычно составляет
1,5- 10е. Механические свойства и плотность примерно те же, что и для тройного
сплава Fe—Ni—Al. Добавление к алнико 2 нескольких процентов ванадия де-
лает возможным горячую ковку отливок после их отжига; магнитные свойства
затем восстанавливаются дополнительной термической обработкой [1399].
Тройная система Fe—Со—А1 исследовалась Кестером [657] и Эдвардсом
[1260]. Как и в системе Fe—Ni—- Al, алюминий сильно понижает точку Кюри
[657]: Область составов, где а- и у-фазы находятся в равновесии при комнатной
температуре, распространяется от 75—90% Со на стороне концентрационного
треугольника Fe—Со до 80—95% Со на стороне Со—А1. Известно, что в этой
системе существуют упорядоченные фазы на основе FeAl и FeAl3, но области
их существования точно еще не определены.
Термическая обработка в магнитном поле. Оливер и Шедден [1069] в 1938 г.
показали, что при охлаждении сплава алнико 2 от высоких температур в при-
сутствии магнитного поля происходит увеличение остаточной индукции. Не-
смотря на то, что увеличение Вг было сравнительно невелико (около 20%),
эти эксперименты вскоре завершились работой большого практического зна-
чения: менее чем через шесть месяцев компания «Филипс» в Голландии взяла
патент [1223] на материал, магнитная энергия которого в 2 или 3 раза больше,
чем у алнико 2 [1272].
Сплавы, которые можно подвергать такой обработке, в основном имеют тот
же состав, что и сплавы Мишима, но содержат значительно больше кобальта—
20—25% вместо 13% или менее—для сплава алнико 2 (табл. 51).
Сплав, впервые получивший промышленное применение (алнико 5, тико-
нальЗ,8)3 * *), имеет следующий состав: 13,5% Ni,24% Со, 8% А1,3% Си, 51% Fe.
х) Это показано в работе Иванова и Скрябиной [Изв. АН СССР, отд. хим: наук, 13,
337 (1949)].—Прим. ред.
2) В действительности данные Беттериджа и Лившица во многом не совпадают, что
объясняется тем, что первый из них для ряда сплавов не нашел оптимальной скорости
охлаждения при термообработке.—Прим. ред.
8) В СССР этот сплав называется магнико.—Прим. ред.
310
ГЛАВА IX
Таблица 51
Влияние термической обработки в магнитном поле на свойства некоторых
сплавов Fe—Со—Ni — Al (типа алнико 5)
Соста в, % Обработка без наложения магнитного поля Обработка в присутствии магнитного поля Коэф- фи- циент выпук- лости
Со Ni А1 Си Нс. (ВН)т.10-6 нс. Вг, (ВН)т.10-в Т
эрстед гаусс эрстед гаусс
23 16 8,5 350 9100 1,2 490 12 700 3,5 0,56
24 13,5 8 1,5 370 9500 1,3 505 13100 3,8 0,57
24 13,5 8 3 535 8300 1,7 600 13 400 4,8 0,60
22 14 8,5 — 350 14 000 2,9 0,59
20 15 8,5 — 440 13700 3,1 0,48
27 12,5 8 3 520 13 900 3,5 0,49
23 15 8,5 3 630 12 900 4,6 0,56
23 13,8 8,3 3,5 630 12800 4,6 0,57
Термическая обработка состоит в нагревании сплава до 1300° С и охлаждении
до комнатной температуры в присутствии магнитного поля 1000—3000 эрстед,
после чего производится старение при 625° С в течение нескольких часов.
Влияние наложения поля в процессе охлаждения иллюстрируется фиг. 396.
Фиг. 396. Кривые размагничива-
ния для алнико 5, измеренные в
различных направлениях по отно-
шению к полю при термообработке,
/—кривая размагничивания, измеренная
параллельно полю при термообработке;
2—кривая размагничивания образца,
обработанного в отсутствие поля; 3—
кривая размагничивания, измеренная
перпендикулярно к полю.
Фиг. 397. Зависимость индукции насыще-
ния и точки Кюри сплавов типа алнико 5
от содержания алюминия и железа (при
23% Со, 15% Ni и 3% Си)
Кривая размагничивания для образца, подвергнутого термообработке в при-
сутствии поля, идет выше и имеет иную форму, чем у образца, обработанного без
поля; коэффициент выпуклости [(ВН)т/ВТНС] становится необычно высоким.
Еллингхауз Г1366, 1547] исследовал изменения микроструктуры и маг-
нитных свойств сплава, содержащего 23% Со, 15% Ni и 3% Си при изме-
нении количества алюминия от 6 до 17%. В сплавах преобладала структура
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
311
•феррита (a-фаза). Небольшие количества аустенита (у-фазы) были обнаружены
в сплавах с 6% А1 или менее, а упорядоченная фаза была найдена в сплавах,
-содержащих более 16% А1. В сплавах с 8—14% А1 изменения намагничен-
ности с температурой необратимы, что свидетельствует о происходящих при
нагревании изменениях структуры. Окончательных сведений о природе этих
превращений нет. Возможно присутствие некоторого количества у-фазы, не
обнаруживаемой рентгеновским методом. Можно предполагать, что количе-
ство ее меняется с температурой; возможно также, что, как и в тройных
сплавах Fe—Ni—Al, здесь происходит распад высокотемпературной ct-фазы на
а- и а'-фазы, который не обнаруживается при рентгенографическом исследова-
нии. По мнению Еллингхауза, происходят оба названных превращения.
Индукция насыщения и точка
Кюри в этих сплавах изменяются в
зависимости от содержания алюми-
ния, как показано на фиг. 397. Вли-
яние содержания алюминия на ве-
личину (ВН)т иллюстрируется
фиг. 398, откуда видно, что макси-
мальные значения Нс, Вг и (ВН)т
достигаются при одном и том же со-
ставе. Термообработка в магнитном
поле эффективна только при опре-
деленном содержании алюминия—
около 8,5—9%. Изменение содер-
жания других элементов не оказы-
вает столь заметного влияния [1223]
на магнитные свойства (см. табл. 51),
однако систематические исследова-
ния в этом направлении не публико-
вались. Допускаемые в производстве
колебания в содержании в сплаве
других элементов, кроме алюминия,
•составляют около ±1 %. Количество
кремния должно быть минималь-
ным. Как уже было упомянуто при
рассмотрении сплавов Fe—Ni—Al,
наличие даже менее 0,1% С уже
Фиг. 398. Зависимость остаточной индук-
ции, коэрцитивной силы и магнитной энер-
гии сплавов типа алнико 5 от содержания
алюминия и вида термической обработки.
а—Нс и Вг образца, охлажденного в магнитном
поле; б—(ВН)т образца, охлажденного в поле
(/) и без наложения поля (2).
заметно ухудшает свойства матери-
ала. Микрофотографии образцов,
содержащих соответственно 0,006 и
0,08% С, после окончательной тер-
мической обработки приведены на
фиг. 399.
При термообработке отливка нагревается до 1200—1300° С, затем охла-
ждается при наложении поля 1000 эрстед или больше. Скорость охлаждения
не превышает 10° С в 1 сек., предпочтительней 5° С в 1 сек. при изменении
температуры от 1000 до 700° С. Критическая область температуры, в пределах
которой действие магнитного поля является эффективным, соответствует ин-
тервалу от точки Кюри до 800° С. Возможно, что поле эффективно и при не-
сколько более низких температурах. Отсюда ясно, что точка Кюри сплавов,
подвергаемых термообработке в магнитном поле, должна быть достаточно вы-
сока. В алнико 5 точка Кюри равна 870—900° С и действие поля эффективно
в процессе охлаждения на 100—150° ниже этой температуры. Если точка Кюри
лежит значительно ниже 800°, такая обработка неэффективна. •
Гоуе в частном сообщении указал, что остаточная индукция материала
возрастает с увеличением поля, накладываемого в процессе термообработки,
312
ГЛАВА IX
пока оно не достигнет 1000 эрстед, тогда как коэрцитивная сила достигает мак-
симального значения уже при напряженности поля всего лишь 100 эрстед.
Отпуск промышленного сплава обычно производится при 600° С в течение
8 час. или при 625° С в течение более короткого времени; этот режим, повидимо-
му, эффективен и для сплавов несколько иного состава. В результате старения
остаточная индукция меняется очень незначительно, но коэрцитивная сила
увеличивается почти вдвое.
Фиг. 399. Микрофотографии сплава алнико 5, содержащего 0,006% С (о)
и 0,08% С (6); увеличение 25 X.
Материал, подвергнутый термообработке в присутствии поля, является
анизотропным, и свойства, указанные выше, получаются только при измерениях
в поле того же (или противоположного) направления, что и поле при термооб-
работке. При измерении в направлении, перпендикулярном к направлению поля
при термообработке [1272], значения магнитной энергии получаются в 4—7 раз
меньшими (см. фиг. 396). Это свойство очень важно при использовании алнико 5
в магнитах, имеющих криволинейные контуры (см. фиг. 374), так как поле,
используемое в процессе термообработки, должно соответствовать форме
магнита.
Как уже было сказано, термическая обработка в магнитном поле не только
увеличивает Вг и Нс, но и изменяет форму кривой размагничивания, делая ее
«прямоугольной». Коэффициент выпуклости (BH)mjBJic для такого материала
составляет около 0,6, тогда как для других материалов (кроме викаллоя) он
обычно не превосходит 0,4. В связи с большим коэффициентом выпуклости и вы-
сокой остаточной индукцией высокое значение имеет и рабочая индукция Во,
для которой ВН максимально. В связи с высокой коэрцитивной силой сле-
дует ожидать, что обратимая проницаемость невелика: так, для алнико 5 обра-
тимая проницаемость |ir=3,7. Механические свойства алнико 5 подобны свой-
ствам алнико 2.
Гозелитц [1633] показал, что можно достигнуть существенного улучшения
магнитных свойств магнитов из сплава типа алнико 5, если добиться, чтобы при
затвердевании расплава рост столбчатых кристаллов происходил в направле-
нии, примерно параллельном направлению окончательного намагничивания,
В обычном алнико 5 зерна ориентированы различным образом, поскольку за-
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
313-
твердевание расплава начинается обычно одновременно от нескольких поверх-
ностей. Подобное наблюдение было сделано также в США, где такой сплав был
назван алнико 5DG.
По данным работ 11439, 1567], почти такие же магнитные свойства, как.
и у алнико 5, могут быть получены у сплава, содержащего только 11% Ni
(и 25% Со, 8% А1, 6% Си). Такой сплав получил название алкомакс 2. Таким
образом, этому составу, так же как и составу алнико 5, соответствует макси-
мальная магнитная энергия, тогда как промежуточным составам отвечают мень-
шие значения (ВН)т. Режим термической обработки для обоих сплавов практи-
чески одинаков. Сплав алкомакс 1 содержит титан. Алкомакс 3 и алкомакс 4
содержат ниобий; эти сплавы в отношении технологии обработки и свойств ана-
логичны другим алкомаксам (см. приложение IV, табл. 93).
Физическая природа высокой магнитной энергии и сильной анизотропии
алнико 5 окончательно не выяснена, однако можно указать на некоторые опыт-
ные факты и теоретические соображения по этому вопросу. Была обнаружена
анизотропия магнитострикции [1633, 1718], электросопротивления [1620],
а также намагниченности. Анизотропию магнитострикции следует ожидать на
основании доменной теории; этот вопрос рассматривается в гл. XIII.
Гейслер [1700] измерял межплоскостные расстояния в пространственной
решетке для фаз, образующихся после перестарения, и отметил относительно
малую разность периодов решеток, которая, согласно его данным, составляет
около 0,1% по сравнению с 1,5% в сплаве кунико.
Несбит и Вильямс [1719] получили порошковые фигуры, которые позволи-
ли обнаружить границы доменов, смещающиеся при наложении поля, а также-
показали, что домены удлинены в направлении поля, действовавшего в процессе
термообработки.
Несбит показал также, что магнитная анизотропия проявляется особенно-
ярко, если после охлаждения сплава в магнитном поле до 800° С следует за-
калка, а не старение. После такой обработки поле, необходимое для попереч-
ного намагничивания до половины намагниченности насыщения, составляет
230 эрстед, тогда как коэрцитивная сила равна всего 15 эрстед. Это показыва-
ет, что уже термомагнитная обработка прочно «привязывает» домены к направ-
лению поля, действовавшего в процессе обработки.
Стонер и Вольфарт [1570], а также Неель [1502] высказали предположение^,
что материал разделен на очень малые участки, которые ведут себя как отдель-
ные домены, и что высокая коэрцитивная сила связана с отсутствием границ меж-
ду доменами и возможностью перемагничивания только путем вращения (см.
гл. XVIII). Неель предположил, что материал состоит из игольчатых частиц,,
рост которых направлялся полем, действующим в процессе термообработки.
Шубина и Шур [1663], а также Киттель и др. [1708] предполагают, что разделе-
ние материала на отдельные участки связано с образованием пластинчатых ча-
стиц в плоскостях, определяемых действием магнитного поля при термообра-
ботке. Киттель и др. предполагают, что зародыши образуются при температу-
рах, несколько меньших точки Кюри, когда на материал действует магнитное-
поле; в процессе последующего старения зародыши растут, приобретая пластин-
чатую форму. Непосредственных доказательств существования таких пластин-
чатых частиц до сих пор нет, однако эксперименты Бредли [1603] по сплавам
Fe—Ni—Al подкрепляют это предположение1). Следует надеяться, что дальней-
шее изучение монокристаллов, приготовленных Несбитом, поможет решению-
этой проблемы.
Сплавы, содержащие титан. Эта группа сплавов включает сплавы новый.
KS, или новый Хонда, тикональ 2А, алнико 12, алкомакс 1 и нипермаг.
Для образцов с высокой коэрцитивной силой наличие пластинчатых частиц было--
показано электрономикроскопически Ю. А. Скаковым [ДАН СССР, 79, 1, 77 (1951)].—
Прим. ред.
314
ГЛАВА IX
Недавние исследования двойных сплавов титана с железом, кобальтом
<и никелем [1305] показали существование соединений Fe2Ti, Co2Ti и NisTi
при небольших содержаниях титана, и FeTi, CoTi и NiTi при значительно боль-
ших его содержаниях. При 800° С растворимость титана в железе или никеле
составляет около 3%, а в кобальте—7% и значительно меньшую величину при
комнатной температуре.
В тройной системе Fe—Ni—Ti [1085] наблюдаются те же соединения, но
растворимость титана в твердом состоянии больше, чем в бинарных системах.
Старение было исследовано в сплавах, содержащих 35, 50 и 75% Ni. Старение
выражено яснее в сплавах с небольшим содержанием никеля при содержании
титана 2% или более [1224]. Эти сплавы имеют практическое значение, так как
они обладают высокой прочностью при высокой температуре [1248]. В системе
Fe—Со—Ti также обнаружено старение [804] при содержании титана -более
2%. При 8% Ti и 55% Со твердость по Бринелю в результате старения при
600° С повышается от 420 до 600. Упрочнение при старении найдено также в си-
стеме Со—Ni—Ti, к которой относится промышленный сплав конель (17% Со,
73% Ni, 9% Ti), применяющийся для изготовления нитей накала электронных
ламп и других целей. Сообщения о четверных и более сложных системах в лите-
ратуре отсутствуют. Имеются лишь некоторые сведения об их магнитных и ме-
ханических свойствах.
Первое важное применение титана в магнитных дисперсионно-твердеющих
•сплавах было найдено Хонда, Масумото и Ширакава. За счет введения титана
удалось получить коэрцитивную силу 830 эрстед в сплаве состава 45% Fe,
28% Со, 16% Ni, 11% Ti [803] и даже 920 эрстед для другого сплава, состав
которого неизвестен [706]. Эти данные наряду с другими приведены в табл. 52.
Таблица 52
Магнитные свойства некоторых сплавов Fe—Ni—Ti, содержащих или не содержащих
легирующие элементы
Состав, %♦ Вг, гаусс нс. эрстед Название сплава Литература
Со Ni Ti другие элементы
20 И 10 — 9 000 250 [803]
28 16 11 — 7 500 830 Новый KS [803]
— 25 12 4,7 А1 5 200 300 [874]
— 29 16 4,7 Си 2 500 490 [874]
-15—36 10—25 8—25 — 6 400 920 Новый KS [706]
27 18 6,7 3,7 А1 7100 780 [973]
35 18 8 6А1 5 700 1050 [1365]
35 18 8 6А1 5 800 950 Алнико 12 [1477]
— 32 2 12 А1 5 000 500 Нипермаг [848]
24 14 2,4 7,1 А1 7 900 600 [1223]
24 14 2,4 7,1 А1 11 100 660 [1223]**
22 18 3 7,4 А1 10500 760 [1223]**
23 16 1,4 7,7 А1 12 500 600 [1223]**
22 18 2,4 7,1 А1 11 000 720 [1223]**
23 15 1,9 6,6 А1 12 800 520 [1223]**
* Остальное железо.
** Термическая обработка в магнитном поле.
Указанные сплавы известны под названием «новый KS», или «новый Хонда».
.Как указано в патентах [803, 874], сплавы могут содержать алюминий и другие
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
315
легирующие элементы; на фиг. 400 приведена кривая размагничивания одного
из таких сплавов [973] (45% Fe, 27% Со, 18% Ni, 6,7% Ti, 3,7% Al). Плот-
ность этого сплава составляет 7,3 г/см3, электросопротивление—65 мком-см.
Гоуе [1268] описал технологию производства промышленного сплава со-
•става 33% Fe, 35% Со, 18% Ni, 6% Al и 8% Ti, известного под названием ални-
ко 12, в котором дисперсионное твердение происходит за счет образования
а- и а2-фаз, подобных соответ-
ствующим фазам системы Fe—
Ni—Al. Элементы Со, Си и Ti
входят в состав фаз на осно-
ве Fe и NiAl. Расплав, к
которому алюминий и титан
добавляются в последнюю оче-
редь, при высокой температуре
разливается в земляные формы.
Формы разбирают, как только
это становится возможным, и
отливки охлаждаются на воз-
духе. Затем они подвергаются
старению в течение несколь-
ких часов при 650° Сф. Как
показало исследование сплава
Рт
Фиг. 400. Магнитные свойства стали новая KS,
или новая Хонда.
тикональ, присутствие сильно-
го магнитного поля при воздушном охлаждении может оказаться благо-
приятным фактором для сплавов подобного типа, хотя улучшение их магнит-
ных свойств менее значительно, чем для сплавов, не содержащих титана.
Свойства промышленного сплава алнико 12 даны в табл. 52 и на фиг. 401.
Магнитная энергия составляет примерно 1,75-10® [1268, 1477].
В патентах на сплав новый KS и алнико 12 указано содержание титана в ко-
личестве 6% или более. Катеролл [843, 848] в сплаве, названном нипермаг,
использовал значительно меньшее количество титана: 32% Ni, 12% Al, 2% Ti,
остальное Fe. Сплав имеет до-
ff, эрстед ВН
Фиг. 401. Магнитные свойства сплава алнико 12.
вольно высокую коэрцитивную
силу (см. табл. 52). Тем самым
подтверждается предположе-
ние [1223], что в сплавах дан-
ного типа титан эффективен^
для получения высокой коэр-
цитивной силы, но не является
необходимым для достижения
высокой магнитной энергии.
Алнико 6 содержит 0,5% Ti.
Сплавы железо—никель—
медь. Эта система имеет бол fa-
шое значение, поскольку к ней
относится сплав магнетофлекс, или кунифе, который можно подвергать
деформации в холодном состоянии и таким образом изготовлять из него
тонкую ленту или проволоку, используемые при магнитной звукозаписи.
О магнитном твердении этих сплавов впервые сообщили Куссман и Шар-
нов [400]. Эти авторы, добавляя медь к сплаву, содержащему равные коли-
чества Fe и Ni, нашли, что коэрцитивная сила образцов в отожженном состоя-
нии резко возрастает при содержании в сплаве 18% или более Си. Сплав тако-
го состава имеет однофазную структуру при высоких температурах (7), а при
охлаждении распадается на фазу, богатую медью (72), и фазу, бедную медью
(Tj), как это показано на диаграмме фиг. 402. Положение границы между 7-06-
ластью и 71+72-областью остается спорным. По последним данным, эта гра-
316
ГЛАВА IX
ница имеет несколько более сложный вид, чем предполагалось первоначально.
Результаты последних исследований приведены на фиг. 402.
Кестер и Даниель [800] определили границы областей, измеряя электро-
сопротивление и намагниченность при повышенных температурах на сплавах,
содержащих 0,5% Мп.
Бредли с сотрудниками [1252] исследовал чистые сплавы и порошки после
закалки от определенных температур, а также после медленного охлаждения
для установления равновесного состояния при низких температурах.
Фиг. 402 Ч Положение границы области 7-фазы сплавов
Fe—Ni—Си при различных температурах.
/—по данным Кестера и Даниеля; 2—по данным Бредли.
Что касается наиболее подробно исследованного сплава, имеющего состав
20% Fe, 20% Ni, 60% Си, то, повидимому, можно не сомневаться в том, что
этот сплав при высокой температуре (например, 1050° С) является однофазным
(7) и что после холодной деформации или нагревания до 600—700° С имеет
место распад (7=71+72), сопровождающийся твердением. Даниель и Лип-
сон [1354, 1394] при детальном рентгеновском исследовании сплава, соответ-
ствующего по составу соединению Fe Ni3Cu4 (12% Fe, 36% Ni, 52% Си), на-
шли, что в латентной стадии распада сплав состоит из исходной 7-фазы, в кото-
рой имеются периодические изменения постоянной решетки. Эта структура
становится заметной после старения закаленного сплава при 650° С в течение
15 мин. или при 550° С, но в течение более длительного времени. Сплав перехо-
дит в гомогенное состояние в результате нагрева до 800—950° С.
Было высказано предположение, что большая магнитная анизотропия ка-
танных листов вызывается выделением 7г-фазы по определенным кристаллогра-
фическим направлениям или плоскостям в текстурованных зернах, причем
это выделение происходит таким образом, что возникают анизотропные внутрен-
ние напряжения. Рентгенографическое исследование, проведенное Даниелем
!) На фиг. 402, а также на приведенной ниже фиг. 406 расположение областей 7 и
T1 + T2. повидимому, должно быть обратным.—Прим. ред.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
317
и Липсоном, показало периодические изменения постоянной решетки в плоско?
стях, параллельных плоскостям куба решетки распадающейся фазы.
Систематическое исследование этих сплавов с целью получения высокой
коэрцитивной силы было впервые предпринято Далем и др. [775], которые из-
мерили значения Нс и Вг для сплавов, закаленных или медленно охлажденных
•Фиг. 403. Зависимость коэрцитивной силы Нй и остаточной индук-
ции Вг сплавов Fe—Ni—Си от температуры старения.
а—старение при 600° С; б—старение при 650° С; а—старение при 700° С; а—за-
калка от 1000° С.
<от 1050° С. Наибольшее значение Нс составляло 410 эрстед (при Вг= 1400
гаусс) для сплава 10% Fe, 25% Ni, 65% Си, наибольшее значение ВГНС, рав-
ное 0,75> 10* (Яс=155 эрстед, Вг=48&д гаусс), имело место для сплава 20% Fe,
318
ГЛАВА IX
40% Ni, 40% Си. Твердость по Бринелю для последнего сплава возрастает
от 120 после закалки до 180 после медленного охлаждения' с 1050° С. Важное
обстоятельство, которое удалось выяснить Далю и др., заключается в том, что
указанные сплавы после медленного охлаждения могут легко деформироваться
в холодном состоянии и что после вытяжки на 30% величина Вг//С для второго
сплава возрастает примерно до 1,0-10®.
Вслед за этой работой Нейман и др. [974] занялись детальным исследовани-
ем влияния термической обработки на свойства сплава и особенно влияния хо-
лодной деформации. Нейман и др. наблюдали эффект старения в литом сплаве^
гомогенизированном и закаленном от 1000° С, в результате нагревания в тече-
ние часа при 500—700° С (лучше при 650° С). Холодная деформация приводит
к увеличению ВТНС, которое еще более увеличивается в результате последую-
щего старения. Свойства материала после различных обработок даны &
табл. 53 и на фиг. 403 и 404.
Таблица 53
Влияние обработки на свойства сплава, содержащего 20% Fe, 20%Ni, 60%Си
Обработка * Brt гаусс "с. эрстед Вгнс- 10-е (,ВН)т. 10-«
Литье, гомогенизация, закалка от 1000° С 2000 200 0,4 —
Старение при 650° С 3200 400 1,3 —
Холодная прокатка, обжатие на 50% . . . Последующая холодная прокатка до 95% 4800 400 1,9 —
обжатия и старение при 650° С Литье, гомогенизация, ковка (обжатие на 95%), закалка от 1070° С, холодная вы- тяжка до окончательного размера, ста- 5000 440 2,2
рение при 600° С (кунифе 1) 5800 600 3,5 2,0
Промышленный материал (кунифе 1) . . . 5400 550 3,0 1,7
♦ Первые четыре вида обработки следуют одна за другой.
Если на какой-либо стадии производства сплав был подвергнут холодной
деформации, то даже последующая термическая обработка не приводит к исчез-
новению анизотропии магнитных свойств. Этот эффект иллюстрируется
фиг. 405 [974], на которой представлены магнитные свойства листов после об-
жатия на 85% и старения.
Эти сплавы обладают относительной механической мягкостью и могут лег-
ко обрабатываться даже в том случае, когда они находятся в магнитно-жестком
состоянии. Естественно, что такие материалы вызывают большой интерес. Дей-
ствительно, свойства этих сплавов свидетельствуют о том, что механическая
твердость не обязательно должна сопутствовать магнитной жесткости и откры-
тие их ведет к исследованию и открытию других сплавов, имеющих подобные или
даже лучшие свойства. Сплав, содержащий 20% Fe, 20% Ni, 60% Си, известен
в Германии под названием магнетофлекс, а в США—кунифе 1.
Магнитное твердение наблюдалось также в богатых железом сплавах, содер-
жащих около 15% Ni и 15% Си. В своем исследовании Легат [963] определил
фазы, присутствующие в сплаве после закалки от 1100—1200° С. Наилучшие
свойства (//с=300 эрстед и Яг=1500 гаусс) имел сплав состава 70% Fe,
15% Ni, 15 % Си, прошедший закалку и последующее старение при 700° С.
Даннель [1015] получил несколько лучшие свойства, /7с=330 эрстед и Вг =
3900 гаусс в сплаве, содержащем 12% Ni и 15% Си, подвергнутом гомогениза-
ции при 1100° С, закалке и старению при 600° С. Даннель полагает, что тверде-
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
319»
ние является результатом выделения богатой медью т2-фазы, которое дости-
гается при нагревании сплава до однофазного состояния (7-фаза), закалки,,
затем старения при 700° С. При охлаждении до комнатной температуры некото-
рый объем 7-фазы может превращаться в a-фазу, однако обычно считают, что-
Степень обжатия. °!о
твердение в основном обусловлено не этим про-
цессом, а процессом выделения высокодиспер-
сной Тз'фазы.
Сплавы подобного состава (70—87% Fe,
10—20% Ni, остальное Си) подвергаются после
закалки холодной деформации [1170] и исполь-
зуются для звукозаписи. Эти сплавы, так же
как и сплавы, богатые медью, имеют необходи-
мые механические свойства. Наивысшее значе-
ние коэрцитивной силы равно 93 эрстед. Это
свидетельствует о том, что превращения в сплаве,.
Фиг. 405. Анизотропия магнитных свойств образ-
цов сплава магнетофлекс, содержащего 20% Fe„
20% Ni, 60% Си, после обжатия на 85% (прокатка>
и старения.
Фиг. 404. Влияние степени об-
жатия при прокатке на магнитные
свойства сплава, содержащего
20% Fe, 20% Ni, 60% Си.
/—после одночасового отпуска при
650° С и прокатки; 2—после отпуска,
прокатки и повторного отпуска (старе-
ния).
вызванные деформацией, приводят к меньшему магнитному твердению, чем
старение при повышенных температурах.
Твердение только за счет холодной деформации имеет место в сплаве,
содержащем 45% Fe, 15% Ni, 40% Си. Несбит (неопубликованная работа)
нашел, что проволока указанного выше состава, подвергнутая закалке от 1000°С
и холодной протяжке (уменьшение диаметра от 0,65 до 0,15 мм), имеет коэр-
цитивную силу 240 эрстед и остаточную индукцию 4400 гаусс. Ro холодной
обработки металл, как это видно из диаграммы фазового равновесия (фиг. 163),
является немагнитным. Материал приобретает ферромагнитные свойства при
деформации за счет превращения у-фазы в а+у2-фазу. Подобная обработка для
сплава, содержащего 60% Fe, 15% Ni и 25% Си, дает Яс=170 эрстед, Вг—
=11 000 гаусс.
Было исследовано влияние раздельного и одновременного введения кобаль-
та и алюминия в сплавы Fe—Ni—Си, изучавшиеся Далем и Нейманом. Промы-
-320
ГЛАВА IX
шлейный сплав кунифе 2 имеет состав 27,5% Fe, 2,5% Со, 20% Ni и 50% Си
и обрабатывается таким же образом, как и сплав кунифе 1. Его свойства тако-
вы: Яс=260 эрстед, Вг=7300 гаусс, (ВЯ)т=0,78-10в; этот сплав имеет
остаточную индукцию, большую, чем кунифе 1, и лучше удовлетворяет тре-
бованиям, предъявляемым к материалу для звукозаписи. Было исследовано
также влияние добавления молибдена.
Сплавы кобальт—никель—медь. Промышленный сплав, подобный куни-
фе 1, но в который вместо железа входит кобальт, содержит 29% Со, 21% Ni
Фиг. 406. Граница области f-фазы для сплавов Со—Ni—Си
при различных температурах (изотермы ограниченной раствори-
мости в твердом состоянии).
я 50% Си и известен под названием кунико 1. Исследование структуры и маг-
нитных’свойств сплавов этой тройной системы было выполнено Даниелем и Ней-
маном [1013]; механизм твердения изучался Фольком и др. [1086], а также Гей-
«слером и Ньюкирком [1539] (см. ниже). Изотермы растворимости в твердом
состоянии подобны изотермам в системе Fe—Ni—Си, но несколько проще по
форме, поскольку в системе Со—Ni—Си нет a-f-превращения. Границы ра-
створимости при нескольких температурах показаны на фиг. 406, а значения
намагниченности насыщения медленно охлажденных сплавов даны на фиг. 301.
Сплавы, исследовавшиеся Даниелем и Нейманом, содержали 0,4—1,1 % Мп
и около 0,03% Si. Образцы гомогенизировались довольно продолжительное
время при высокой температуре, после чего подвергались закалке и старению.
После медленного охлаждения от высокой температуры можно подвергнуть
сплавы холодной деформации, но затем, чтобы получить хорошие свойства,
нужно вновь произвести закалку и старение. На фиг. 407 приведено изменение
свойств одного из сплавов (29% Со, 25% Ni, 45% Си) после 15-часовой гомоге-
низации при 1140° С, закалки в 10-процентном растворе едкого натра и старе-
ния в течение 1 часа при различных температурах. Коэрцитивная сила и твер-
дость по Бринелю достигают максимума после старения при 700° С, но намагни-
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
321
ценность насыщения имеет при этом несколько меньшую величину, чем после
закалки.
При увеличении содержания меди индукция насыщения и остаточная ин-
дукция непрерывно уменьшаются. Максимальное значение коэрцитивной силы
Фиг. 407. Влияние температуры отпуска
на некоторые свойства сплава, содержа-
щего 29% Со, 25% Ni, 45% Си, 0,7% Мп,
после закалки от 1140° С.
По оси ординат справа отложена твердость
по Бринелю.
получено для сплава, близкого по
составу к 20% Со, 20% Ni и 60%
Си (фиг. 408); наивысшее значение
ВГЯС—для состава, близкого к 30% Со,
25% Ni и 45% Си. Однако, поскольку
коэффициент выпуклости изменятся
с изменением состава, максимальную
магнитную энергию (ВН)т имеет
сплав, содержащий 41% Со, 24% Ni
и 35% Си. Этот состав соответствует
сплаву кунико 2. Сплав кунико 2
гомогенизируется в течение 10 час.
при 1080° С и отпускается 12—15 час.
при 625° С; при необходимости он мо-
жет быть подвергнут холодной дефор-
мации, как это указано выше. Свой-
ства сплава, обработанного таким об-
разом (частное сообщение Гоуе), от-
личаются от указанных Даниелем и
Нейманом, что, возможно, обуслов-
лено различным режимом старения
(см. табл. 54).
При изучении механизма тверде-
ния рентгенографическим методом
Гейслер и Ньюкирк [1539, 1700] показали, что выделяющаяся фаза, обра-
зующаяся в начальной стадии старения, имеет гранецентрированную тетра-
гональную структуру, причем, выделяясь по плоскостям (100) исходной фазы
Таблица 54
Некоторые свойства сплавов Со — Ni — Си, обработанных с целью получения
максимального значения магнитной энергии (Z3/7)m*
Состав, % Hct эрстед Вг, гаусс (BH)m.io-e гаусс (при Во) р. МКОМ • см
Со Ni Си
49 26 25 232 6 250 0,7 9 750 7 25
45 25 30 335 5900 0,9 9 030 5 26
41 24 35 444 5 300 1.0 8 570 4 26
37 23 40 550 4 400 0,9 7 570 4 29
(29 21 50)** 660 3 400 0,8 5 000 3,5 32
(41 24 35)*** 450 5 300 1.0 — — —
♦ По данным работы [1013].
*♦ Кунико 1.
Кунико 2.
(матрицы), она когерентна с последней. Напряженное состояние матрицы и
выделяющейся фазы иллюстрируется схемой фиг. 409. Впоследствии в про-
цессе старения происходит потеря когерентности и обе фазы приходят в ста-
21 Р. Бозорт
322
ГЛАВА IX
бильное состояние, которое характеризуется тем, что фазы приобретают струк-
туру гранецентрированного куба, причем период решетки одной из фаз
больше, а другой—меньше, чем период решетки исходного твердого раствора.
Си, %
Со, %
Фиг. 408. Коэрцитивная сила (сплошные линии) и остаточ-
ная индукция (пунктирные линии) для сплавов Со—Ni—Си
после закалки от 1050° С в масле и старения в течение 8 час.
при 650° С.
Кружком отмечен состав с наивысшей магнитной энергией (ВН)т.
Фиг. 409. Структура фаз сплавов Со—Ni—Си в различных
состояниях.
а—пересыщенная матрица (переохлажденное состояние); б*—когерентное
состояние; в—равновесное состояние. А—богатая кобальтом выделяющаяся
фаза; В—богатая медью матрица.
Сплавы железо—кобальт—ванадий. К числу сплавов этой системы относит-
ся викаллой—сплав, из которого путем холодной пластической обработки
(прокатки или протяжки) можно изготовить материал (тонкую ленту, прово-
локу), пригодный для звукозаписи [1218,1330,1471}. Механизм твердения спла-
вов типа викаллой отличается от механизма твердения рассмотренных выше
материалов.
Фазовое состояние этих сплавов уже обсуждалось при рассмотрении вана-
диевого пермендюра (49% Fe, 49% Со, 2% V). Природа превращений еще не
вполне выяснена, однако известно, что важную роль играет ^-a-превращение
и что в системе имеют место процессы упорядочения. Особый интерес в качестве
материала для постоянных магнитов представляют сплавы, содержащие
50% Со и 5—15% V.
Несбит показал [1471], что высокую коэрцитивную силу в этих сплавах
можно получить двумя различными способами. Согласно первому из них,
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
323
материал, содержащий примерно 38% Fe, 52% Со и 10% V, подвергается за-
калке в масле от 800—1200° С и затем старению при 600° С в течение нескольких
часов. Перед окончательной термической обработкой материал может быть под-
вергнут горячей или холодной пластической деформации или обработке резании
ем. Твердость по Роквеллу С, равная после закалки примерно 30, возрастает
Температура, °C
Фиг. 410. Зависимость магнитных свойств сплава
викаллой от температуры закалки.
/—измерения после закалки и отпуска; 2—измерения после
закалки.
в результате старения до 60. Зависимость магнитных свойств от температуры
закалки видна на фиг. 410, а влияние старения иллюстрируется данными,
приведенными в табл. 55. Типичная кривая размагничивания такого сплава
приведена на фиг. 415. Этот материал известен под названием викаллой 1 и име-
ет магнитную энергию около 1,0-10®. Холодная деформация не оказывает су-
щественного влияния нй свойства материала.
Таблица 55
Влияние закалки и старения на свойства сплава викаллой
(37% Fe, 53% Со, 9,4% V, 0,6% Si)
Термическая обработка * Вг, гаусс Нс, эрстед В—Н для 1700
Отливка 5050 65 14 500
Старение при 600° С, 8 час. 6900 295 12 400
Закалка от 1200° С ... . 4 950 50 16 600
Старение при 600° С, 8 час. 9000 300 14 400
Охлаждение с печью от 5 250 55 16 900
1100° С ’ .
Старение при 600° С, 8 час. 8 650 300 14 100
♦ Исследовались свойства одного и того же образца, подвергнутого после-
довательно указанным обработкам.
Применение другого метода к сплаву викаллой 2 (содержащему 10—14% V)
позволяет получить еще более высокие значения коэрцитивной силы и магнит-
ной энергии, если сплав в процессе обработки подвергается холодной деформа-
21*
324
ГЛАВА IX
ции (обжатие 50% или более). Обычная технология обработки литых сплавов
типа викаллой 2 состоит в горячей деформации, за которой следует холодная
деформация и, наконец, старение при температуре около 600° С (закалка от
высоких температур не требуется). Замечательное действие различных видов
с различным содержанием ванадия (при 52% Со).
•Сплавы отпущены при 600° С после различных видов холодной
деформации: протяжки (/), прокатки в калибрах (2) и ковки (3).
Фиг. 412. Магнитные свойства проволоки из сплава викаллой 2
(34% Fe, 52% Со, 14% V) после волочения с разной степенью обжа-
тия и отпуска при 600° С.
1—протяжка до диаметра 3,2 мм (степень обжатия 53%); 2—протяжка до диа-
метра 2,49 мм (степень обжатия 73%); 3—протяжка до диаметра 2,05 мм
(степень обжатия 86%); 4—протяжка до диаметра 1,47 мм (степень обжатия 90%);
5—протяжка до диаметра 0,97.мм (степень обжатия 96%).
До протяжки проволока была отожжена и имела диаметр 4,75 мм.
холодной деформации (ковка, протяжка, прокатка) очевидно из рассмотрения
кривых фиг. 411. В результате такой обработки магнитная энергия материалов,
содержащих 10—11% V, возрастает на 50—100%, а для сплава, содержащего
14% V, практически немагнитного до холодной деформации, магнитная энер-
гия возрастает почти до 3- 10е. На фиг. 412 представлены кривые размагничива-
ния холоднотянутой проволоки из сплава, имеющего состав 34% Fe, 52% Со,
14% V и 0,3% Мп, для различных степеней деформации. Отливки в виде стерж-
ней обжимались в горячем состоянии на ковочной машине до диаметра 4,3 мм,
затем подвергались холодной протяжке до заданного размера и отпускались
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
325
Фиг. 413. Индукция насыщения спла-
вов Fe—Со—V, содержащих 52% Со,
в зависимости от содержания ванадия,
/—после холодной деформации; 2—после хо-
лодной деформации и старения.
в течение нескольких часов при 600° С. Магнитная энергия проволоки, подверг-
нутой холодной протяжке до диаметра 0,15 мм (степень деформации 98%), до-
стигает 3,5-10е (Яс—525 эрстед, гаусс, 7=0,67).
Намагниченность насыщения снижается при добавлении ванадия, а также
в результате старения (фиг. 413).
Методы холодной деформации, даю-
щие наибольшее удлинение, такие, как
обжатие на ковочной машине, прокатка
в валках с закрытыми калибрами и про-
тяжка, являются более эффективными
по сравнению с такими методами дефор-
мации, которые допускают уширение,
как, например, прокатка между гладкими
валками. В любом случае холодная де-
формация сопровождается существенным
увеличением твердости, например при
обжатии на 50% (по площади попереч-
ного сечения) твердость по Роквеллу С
повышается от 30 до 40. Это ухудшает
условия работы инструмента (фильеры,
валки), используемого для обработки.
Холодная деформация приводит к возникновению анизотропии магнитных
свойств. Наибольшая разница возникает в значениях остаточной индукции. При
измерении вдоль прокатки она вдвое больше, чем при измерении в поперечном
направлении (фиг. 414). Коэрцитивная сила изменяется в меньшей степени.
Фиг. 414. Магнитные свойства образцов викаллоя, изме-
ренные в различных направлениях, после отпуска при 600° С.
/—свойства цельного прутка в направлении прокатки в закрытых ка-
либрах; 2—свойства листа в направлении прокатки в гладких валках;
3—свойства прутка, разрезанного и составленного из кубиков (ребро
4,75 мм), в направлении, перпендикулярном к направлению прокатки
в закрытых калибрах; 4—то же, что и кривая /, но для образца, со-
ставленного из кубиков.
Рентгенографический анализ показывает усиление кристаллографической тек-
стуры с увеличением степени деформации; следует ожидать, что эта преиму-
щественная ориентация кристаллитов сохраняется и в процессе старения. Ма-
лые изменения коэрцитивной силы в зависимости от направления указывают
на отсутствие анизотропии напряжений.
326
ГЛАВА IX
При обсуждении механизма твердения сплава викаллой следует восполь-
зоваться диаграммой фиг. 220. Материал, содержащий 50% Со и 10% V, после
холодной прокатки содержит только a-фазу без каких-либо существенных ко-
личеств 7-фазы. Из диаграммы видно, что в процессе старения при 600° С неко-
торое количество a-фазы переходит в у-фазу; появление высокодисперсных вклю-
чений этой фазы приводит к магнитному твердению. Такой тип твердения в од-
ном отношении существенно отличается от обычного, такого, например, как
в случае сплавов Fe—Со—Мо. В сплавах Fe—Со—Мо материал после закалки
находится при комнатной температуре в нестабильном состоянии и представля-
ет собой пересыщенный твердый раствор; в процессе старения происходит при-
ближение системы к равновесному
состоянию за счет выделения не-
больших количеств второй фазы.
В викаллое, наоборот, после закал-
ки или после холодной деформации
Содержание платины, атомн. °/о
Фиг. 415. Магнитные свойства сплавов Фиг. 416. Диаграмма фазового равно-
Fe—Со—V, содержащих различные количе- весия сплавов железо—платина,
ства ванадия, после старения.
I—сплав с 4% V; 2—сплав с 10% V (викаллой 1);
<?—сплав с 13% V (викаллой 2); 4—сплав с 14% V
при обжатии на 98%.
имеется стабильная a-фаза, а в процессе старения происходит приближение
к равновесному состоянию при повышенной температуре.
В сплавах с обычным типом твердения при комнатной температуре имеются
две стабильные фазы, а при повышенной температуре—одна стабильная фаза,
тогда как в викаллое при высокой температуре имеются две фазы, а одна фаза—
при комнатной температуре. Если содержание ванадия в викаллое составляет
12% или более, то при комнатной температуре перед холодной прокаткой в нем
имеются и а- и 7-фазы. При деформации возникает добавочное количество а-фа-
зы, часть которой при последующем старении снова переходит в 7-фазу, что
и вызывает магнитное твердение.
После старения пластичность материалов снижается. После холодной де-
формации викаллой 1 и викаллой 2 сохраняют пластичность и могут подвер-
гаться механической обработке. Проволока диаметром 3 мм из сплава викал-
лой 2 может закручиваться вокруг проволоки такого же диаметра без появле-
ния трещин. Магнитные свойства викаллоя нескольких марок приведены на
фиг. 415.
Сплавы с благородными металлами. Железо—платина. Впервые высокие
значения коэрцитивной силы для этих сплавов были получены Графом и Кус-
сманом [786]. Они нашли, что максимальная коэрцитивная сила соответствует
составу FePt (78 вес. % Pt) и достигает 1200 эрстед (но при В—H=Q
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
327
/Яс=1700 эрстед). Остаточная индукция составляет 3500 гаусс, а (ВН) =
= 3,1-10е [973].
Диаграмма, приведенная на фиг. 416 по результатам работ Изаака и Там-
мана (см. [862]), Фалло [702, 1027] и Графа и Куссмана дает представление о
фазовых превращениях в системе Fe—Pt. Граф и Куссман впервые определили
точки Кюри для ряда сплавов в области 30—70 атомн. % Pt (или 60—90 вес. %),
а также указали температуру упорядочения для сплава FePt (около 1100° С).
Еллингхауз [869], по данным рентгенографического анализа, установил суще-
ствование тетрагональной упорядоченной решетки в FePt, содержащем неко-
торое количество родия. Это было подтверждено Липсоном и др. [1277], кото-
рые показали, что структура FePt подобна структуре AuCu с отношением
Фиг. 417. Индукция насыщения железо-платиновых
сплавов после закалки (/) от 1200° С и после отжига
при 800° С (2).
с/а=1,37. Куссман [956] обнаружил, что сплавы, содержащие 50—60% Pt,
имеют отрицательный коэффициент термического расширения. Большая поло-
жительная магнитострикция наблюдалась в сплаве с 54% Pt [1595].
Индукция насыщения при комнатной температуре сначала возраста-
ет при добавлении к железу платины (др 13 атомн.% Pt), затем умень-
шается при дальнейшем увеличении содержания платины и при 25 атомн. %
(или 54 вес. %) падает до нуля [786, 1027] (фиг. 417). В области сплавов,
содержащих 30—70 атомн. % Pt, индукция насыщения опять существенно
возрастает (до 14 000 гаусс) и с увеличением содержания платины до 70%
снова падает до нуля.
Коэрцитивная сила FePt, как и следовало ожидать, зависит от термической
обработки; наивысшее значение Нс достигается закалкой от 1200° С. Кривая
размагничивания представлена на фиг. 418 [786, 973]. Липсон и др. указыва-
ют, что при образовании упорядоченной тетрагональной фазы из неупорядо-
ченной 7-фазы возможны три кристаллографические ориентировки новой фазы
по отношению к старой. Эти авторы указывают также, что сильные напряжения,
ответственные за высокую коэрцитивную силу, создаются благодаря смещению
атомов из первоначальных положений. В литературе имеются данные относи-
тельно плотности [786], электросопротивления [605] и термического расшире-
ния [956] этих сплавов.
Железо—палладий. Первое исследование этих сплавов, выполненное Гри-
горьевым (см. [862]), и соответствующая диаграмма фазового равновесия были
существенным образом дополнены результатами рентгеновского и магнитного
анализов. Кроме 72-фазы (FePd3), о которой сообщалось в первой работе и ко
торая, как известно теперь, имеет упорядоченную кубическую структуру,
Хелтгрен и Цапффе [1124] поданным рентгеновского анализа установили су-
328
ГЛАВА IX
ществование упорядоченной у1-фазы (FePd), имеющей тетрагональную решетку
типа AuCu с отношением осей с/а=0,966.
На фиг. 419 показаны фазовые состояния, обнаруженные при комнатной
температуре после резкой закалки от различных-температур. В общих чертах
Фиг. 418. Магнитные свойства сплава, содержащего 22% Fe и
78% Pt.
Фиг. 419. Диаграмма фазового равновесия сплавов железо-
палладий.
Пунктирная линия—магнитное превращение медленно охлажденных сплавов.
данные Хелтгрена и Цапффе подтверждаются в других работах [1096]. Гри-
горьев нашел, что температура перехода FePds из ^-состояния в 72-состояние
находится вблизи 900° С. Этот результат подтверждается результатами послед-
них работ по исследованию закаленных сплавов. В работах, посвященных ис-
следованию этих сплавов рентгеновским методом, имеются данные относительно
величины периода решетки для различных состояний. Упорядочение сплавов,
соответствующих соединениям FePd и FePds, сопровождается небольшим уве-
личением объема (на 0,5 и 0,3% соответственно).
Измерения намагниченности насыщения и точки Кюри всех сплавов систе-
мы Fe—Pd (см. гл. VII), произведенные Фалло [1027], согласуются с более
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ'
329
Содержание кобальта, атомн. %
Фиг. 420. Диаграмма фазового рав-
новесия сплавов кобальт—платина.
Пунктирная линия—магнитное превраще-
ние закаленных сплавов.
поздними результатами других авторов по изучению фазовых равновесий в этой
системе. Точка Кйри для сплавов, богатых палладием, зависит от термической
обработки и имеет максимальные значения вблизи составов, соответствующих
соединениям FePd и FePd3. Еллингхауз [869] нашел, что в результате старе-
ния литого сплава при 500° С коэрцитивная сила возрастает до 260 эрстед.
Сплавы железа с другими благородными металлами. В кратком сообщении
Цумбуша [841] указывалось, что в сплаве Fe—А§была измерена коэрцитивная
сила, равная 5000 эрстед (вероятно, iH^.
Серебро в твердом состоянии почти не раст-
воряется в железе.
Золото также слабо растворимо в а-же-
лезе, всего до 0,5% при 500° С, согласно
Джетте и др. [713], что подтверждается
также постоянством точки Кюри и линей-
ным уменьшением намагниченности насы-
щения в сплавах, содержащих до 30% Au
[858]. Был измерен период решетки и уста-
новлено, что эти сплавы обладают способ-
ностью к дисперсионному твердению [713].
Влияние холодной обработки и отпуска
на магнитные свойства сплава, содержа-
щего 14% Fe, изучалось Паном и др.
[1332].
Фалло [1027] измерял точки Кюри и
намагниченность насыщения сплавов же-
леза с рутением, родием/ осмием и ири-
дием (см. гл. VII).
Кобальт—платина. Еллингхауз [869] нашел, что эти сплавы имеют самую
высокую магнитную энергию (3,8- 10е), измеренную за последние годы у спла-
вов с благородными металлами. При исследовании структуры сплавов Со—Pt
Гебхардт и Кестер [1199] нашли, что твердый раствор платины в кобальте, име-
ющий гексагональную структуру, является стабильным при комнатной темпера-
туре до 6 (или несколько более) атомн. % Pt (или 18 вес. %); при дальнейшем
увеличении содержания платины возникает структура гранецентрированного
куба(т-фаза). Соединение CoPt (77% Pt) стабильно примерно в области 30—60
атомн.% Pt (или60—85 вес.%); высокая коэрцитивная сила связана со структур-
ными напряжениями, создающимися вследствие превращения у-фазы CoPt при
охлаждении или в процессе старения после закалки от 1000—1200° С. Диа-
грамма фазового равновесия, построенная на основании измерений электро-
сопротивления, термического расширения, намагниченности и термического
анализа, приведена на фиг. 420.
Природа превращения CoPt в дальнейшем изучалась Хелтгреном и Джаф-
фи [1269]. Рентгенографический анализ образцов, закаленных от различных
температур, подтвердил мнение о том, что выше 1000° С соединение CoPt имеет
гранецентрированную кубическую структуру и что упорядоченная фаза с тетра-
гональной структурой образуется при более низких температурах. В частном
сообщении Ньюкирк, Мартин и Гейслер подтвердили эти результаты и высказа-
ли предположение, что магнитное твердение связано с превращением одной фа-
зы в другую. В дополнение к изложенному Хелтгрен и Джаффи сообщили о на-
личии стабильной фазы с объемноцентрированной кубической структурой
при еще более низких температурах. Гебхардт и Кестер [1.199] обнаружили пре-
вращения при 500 и 825° С, которые они интерпретируют как переход кубичес-
кой фазы в тетрагональную неупорядоченную и последующий переход неупоря-
доченной фазы в упорядоченную тетрагональную1). Однако ввиду открытия
*) При охлаждении.—Прим. ред.
330
ГЛАВА IX
объемноцентрированной кубической фазы правильность их интерпретации на-
блюдаемых превращений может вызвать сомнения. Точки Кюри закаленных
сплавов показаны на фиг. 420.
Индукция насыщения €oPt достигает наибольшего значения после закал-
ки (7200 гаусс) и падает в результате старения при 700—750° С (приблизительно
до 4000 гаусс). В отдельных небольших образцах наблюдалось исчезновение
ферромагнетизма после продолжительного выдерживания при температу-
ре 750 С.
Вследствие большой коэрцитивной силы и низкой остаточной индукции
кривые размагничивания имеют совершенно различный вид в зависимости
от того, откладывается ли по оси ординат В или В—Н. На фиг. 421 приведены
Аг
-4 --CJ__________________________________ ________________ б
-4000 -ЗООО -2000 -1000 0 0 1 2 3 4-10
Н, эрстед ВН
Фиг. 421. Магнитные свойства кобальт-платинового сплава,
содержащего 23% Со и 77% Pt.
результаты измерений Неймана [973]. Несмотря на то, что в исследованиях
Неймана образцы только закаливались от 1200° С, полученные им результаты
вполне согласуются сданными Гебхардта и Кестера, производивших закалку от
1200° С и старение при 700° С. Исследования, проведенные в лаборатории фир-
мы Белл, также показали, что последний режим термической обработки являет-
ся эффективным.
В литературе имеются данные относительно плотности, периода решетки,
электросопротивления и твердости,[1199]. Электросопротивление CoPt замет-
но зависит от термической обработки, что объясняется процессом упорядочения.
Кобальт—палладий. При содержании палладия меньше 15 атомн. % (или
24 вес. %) наблюдается аллотропическое е-^-превращение (переход гексагональ-
ной модификации в кубическую гранецентрированную). При дальнейшем
увеличении содержания палладия образуется непрерывный ряд твердых раство-
ров. Точка Кюри постепенно понижается с увеличением содержания палла-
дия, приближаясь к комнатной температуре при 92 атомн. % Pd [787] и дости-
гая абсолютного нуля для чистого палладия [454]. Намагниченность насыще-
ния [787] при комнатной температуре уменьшается приблизительно линейно
с увеличением содержания палладия и становится равной нулю при 92 атомн. %
(или 95,5 вес. %). Кривые зависимости электросопротивления от температуры
имеют излом только при температуре т-е-превращения и в точке Кюри [860].
Коэрцитивная сила сплавов, содержащих 90 и 95 атомн. % Pd, по изме-
рениям Константа [454], оказалась равной 420 эрстед при низкой температуре
(—190° С). Сплавы этого состава имеют низкие значения остаточной индук-
ции и индукции насыщения.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
331
2000
800
400
16001-
Фиг. 422. Диаграмма фазового
равновесия сплавов хром—платина.
О ____
Pt 20 40 60 80 Сг
Содержание храма, атомн. %
Сплавы никеля с благородными металлами. Никель и платина образуют не-
прерывный ряд твердых растворов; только в сплавах, близких по составу к
Ni3Pt (52% Pt) [965,1045, 1641] и к NiPt (77% Pt) [1398], отмечено образование
упорядоченных структур при температуре около 600° С. Структура NiPt яв-
ляется тетрагональной, подобной структуре AuCu. Намагниченность насы-
щения и точка Кюри при упорядочении несколько понижаются. Точка Кюри
достигает комнатной температуры при содержании Pt около 30 атомн. % (или
59 вес. %) и абсолютного нуля при 60 атомн. % Pt (или 83 вес, %). Были произ-
ведены измерения периода решетки и электросопротивления. О величине коэр-
цитивной силы сведений в литературе нет.
Никель и палладий образуют непре-
рывный ряд твердых растворов во всей
области концентраций, не обнаруживаю-
щих определенных признаков сверхструк-
туры [1124]. Точка Кюри падает до ком-
натной температуры при 85 атомн.% Pd
(или 92 вес. %) и до абсолютного нуля для
чистого палладия [965].
Точки Кюри и намагниченность на-
сыщения сплавов никель—золото и ни-
кель—рутений измерены Марианом [965].
Кестер и Даннель [879], исследуя диспер-
сионное твердение сплавов никель—зо-
лото, получили коэрцитивную силу, рав-
ную 220 эрстед, но при низкой остаточ-
ной индукции.
Хром—платина. Эти сплавы являются
ферромагнитными при содержании пла-
тины 50—80 атомн.% (или 80—95 вес.%)
[784]. Наивысшая величина индукции на-
сыщения, полученная в закаленных сплавах, составляет около 1000 гаусс,
а в отожженных сплавах—около 3000 гаусс. На фиг. 422 приведена часть
диаграммы фазового равновесия сплавов Pt—-Сг, по данным Гебхардта и Кестера
[1199]. Повидимому, ферромагнетизм некоторых сплавов этой системы опреде-
ляется природой атомов хрома и связан с наличием упорядоченной гране-
центрированной фазы, которая еще недостаточно изучена.
Сплавы марганец—серебро—алюминий. Поттер [538] нашел, что тройной
сплав, приблизительно соответствующий составу MnAg6Al (8,8% Мп, 86,8% Ag,
4,4% Al), имеет коэрцитивную силу /Яс=6000 эрстед (при В—Н=0), оста-
точную намагниченность 40—50 (или Вг=500—600 г аусс) и индукцию насыще-
ния В3=880 гаусс. Напряженность поля, при которой В достигает нуля (т.е.
очень мала, поэтому (ВН)т также мало. Однако этот материал, имеющий
чрезвычайно высокую величину /Нс, представляет не только теоретический
интерес, но имеет некоторые практические применения [1419]. Он известен
под названием сильманал. Наилучшие свойства этот сплав приобретает после
длительного отжига при 250° С. Точка Кюри лежит около 360° С. Рентгенов
графические исследования показывают, что сплав представляет собой просто
твердый раствор, без ясных признаков сверхструктуры; магнитное твердение,
повидимому, происходит за счет выделения второй фазы. Сплав достаточно
пластичен и вытягивается в тонкую проволоку. Этот сплав является основным
среди сплавов Гейслера.
Другие двойные сплавы. В своей первой работе по исследованию магнит-1
ных свойств сплавов, твердеющих при старении, Сельесетер и Роджерс [614]
в общих чертах изучили ряд сплавов железа с бериллием, титаном, молибденом
и вольфрамом. Наибольшие значения Не для сплавов с бериллием и титаном
лежат ниже 100 эрстед, поэтому эти сплавы не представляют большого инте-
332
ГЛАВА IX
реса. Для сплава Fe—Мо Сельесетер и Роджерс нашли Яс=220 эрстед, ВТ—
= 7000 гаусс, а для Fe—W соответственно #с=150 эрстед, Вг—&№ гаусс.
Другие тройные и более сложные сплавы. Краткий обзор других систем
сплавов, для которых имеются данные об их магнитных свойствах или которые
представляют некоторый интерес для дальнейших исследований, дан только
в таблицах 56—59. Более полные данные можно найти в работах, ссылки
на которые даны в таблицах.
Таблица 56
Некоторые свойства тройных сплавов железа и кобальта
Легирующий элемент Область a-фазы ♦ при 50% Co, % Известные соединения •• Наибольшее значение Яс, эрстед Соответству- ющее значе- ние Вг, гаусс Литература
Нет — FeCo 40 10 000 См. гл. VI
А1 50 FeAl3, FeAl, Fe2CoAl — — [657, 1260]
Be 1 FeBe, CoBe 480 8 000 [1133]
Сг 1 FeCr, CoCr 270 10 300 [593, 802, 1381J
Си «1 — — — [871, 888]
Мп 17 — 60 10 000 [802, 1471]
Мо 3 Fe3Mo2, FeMo, CoMo 250 11000 [591, 1139]
Ni 25 — 40 10 000 См. гл. V
Sb Si 2,5 6 FeSb2, CoSb Fe3Si, FeSi, FeCoSi, CoSi, Co2Si — — [1120] [835]
Sn 3 Fe2Sn, FeSn, Co2Sn, CoSn 106 [805]
Та 1 Fe2Ta, FeTa, Co§Ta2 < 100 3 000 [1132]
Ti 1,5 Fe2Ti, Co2Ti — — [614, 804]
V 10 FeV 400 9 500 [1043, 1471]
W 4 Fe2W, Fe3W2, CoW 150 11 500 [592, 614]
* Если количество третьего элемента превышет значение, указанное в этой графе, то при комнат-
ной температуре появляется вторая фаза.
•• В том числе и упорядоченные фазы.
Порошковая металлургия. Промышленные магниты из алнико 2 (12% Со,
17% Ni, 10% Al, 6% Си) изготавливаются смешиванием порошковых составляю-
щих, прессованием и спеканием. Магнитные свойства полученного таким обра-
зом материала обычно немного хуже, чем у литых сплавов, а стоимость на еди-
ницу веса в несколько раз выше. Однако порошковые образцы прочнее и более
однородны по магнитным свойствам. Кроме того, из порошковых материалов
можно изготовлять без шлифовки детали с жесткими допусками на размеры,
так что мелкце детали экономически выгоднее изготавливать именно таким
образом.
Рекомендуется следующая технология изготовления металлокерамиче-
ского материала алнико [1204, 1205, 1326]. Тонкий порошок, полученный
дроблением литого железо-алюминиевого сплава (50% Fe, 50% Al), смешивается
в необходимой пропорции с другими порошковыми составляющими (кроме
Таблица 57
Некоторые свойства тройных сплавов железа и никеля
Легирующий элемент Область a-фазы * при 50% Ni, % Известные соединения ♦♦ Наибольшее значение HCf эрстед Соответству- ющее значе- ние Вг, гаусс Литература
Нет — — 35 7800 —
Ag — — 0,7 — [465]
Al 16 FeAl, NiAl, Fe2NiAl 475 7000 См. сплавы Fe —Ni — Al
Be — NiBe 20 — [401]
Сг 40 FeCr 130 7700 [1157, 1436]
Си 4 — 440 5000 См. сплавы Fe—Ni—Си
Мп — Ni3Mn, NiMn 55 8000 [656, 1432]
Мо 13 Fe3Mo2, NiMo — — [717]
Si 3 Fe3Si, FeSi, Ni3Si, NiSi — — [574, 1358]
Sn 2 Fe2Sn, FeSn, Ni3Sn2, NiSn 80 1500 [1061, 1160]
Та > 1,5 Fe2Ta, Ni3Ta — — [861]
Ti 6 Fe2Ti, Ni3Ti — — [1085]
V Широкая область FeV 75 9500 [718, 1435]
W 8 Fe3W2, NieW — — [614, 621]
• Если количество третьего элемента превышает
«атной тецдературе появляется вторая фаза.
В том числе и упорядоченные фазы.
значение, указанное в этой
графе, то при ком-
Таблица 58
Некоторые свойства других тройных сплавов, содержащих железо,
кобальт, никель и марганец
Система Известные магнитные свойства Литература
Со — Ni—Al — [1286]
Со — Ni —As — [126]
Со —Ni — Си Яс = 710 эрстед, В г —8400 гаусс, В s—4800 гаусс См. стр. 320
Со —Ni —Si — [1197]
Fe —Al—Си — [1103]
Fe —Al—Мп Нс —40 эрстед [660, 889]
Fe—Al —Si Высокая ро [887, 1238]
Fe—Cr—Си — [1142]
Fe—Cr—Mn Нс = 40 эрстед, В г —7000 гаусс [654, 1433]
Fe — Cr—Mo Нс —800 эрстед, Вг = 7400 гаусс [552, 747] ♦
Fe—Cr—Ti — [614]
Fe—Cr —W Нс — 2\0 эрстед, Вг = 5500 гаусс [747]
Fe—Си—Mo — [1016]
Fe—Mn—Ti — [614]
334
ГЛАВА IX
Продолжение табл. 58
Система Известные магнитные свойства Литература
Fe—Мп—V Hc — 60 эрстед, Вг — 11 400 гаусс *
Fe—Мо —V Яс = 240 эрстед, Вг = 8200 гаусс ♦
Fe—Ti—W — [614]
Fe-V—W — [596]
Co—Al—Mn 0 [1047, 1051]
Co—Cu—Mn Яс~40 эрстед [1048]
Co—Cu—Mo — [230]
Ni—Al—Mn 0 [1049]
Ni—As—Cu 0 [12Н]
Ni—Cu—Mo 6 [230]
Ni —Cu—Sb 6 [1287]
Mn—Ag—Al ;ЯС = 6000 эрстед, Br=GW гаусс [538]
* По неопубликованным данным Несбита.
Таблица 59
Некоторые свойства многокомпонентных сплавов
Система Hc> apcmed Br, гаусс Название сплава или литература
Fe —Со —Ni—А1 440 7 300 Мишима, алнико 1 и 4
Fe—Со — Ni — Си 260 7 300 Кунифе 2
Fe—Со —Ni —А1 —Си 600 12 500 Алнико 2 и 5
Fe—Со — Ni— Al — Ti 600 12 500 Тикональ
Fe—Co — Ni—Mn 120 7 000 [1434]
Fe—Co —Ni — Ti 830 7 500 Новый Хонда
Fe — Co — Cr—Mo * 270 9 500 Ремаллой 2***
Fe—Co—Cr — W 35 5 300 [614]
Fe—Co—Mn—V* 100 10400 —
Fe—Co—Mn—W — — [614]
Fe—Co—Mo — W —- — [595]
Fe—Ni —Al—Cu 500 6 300 Алии
Fe—Ni—Al—Mn** 490 9 500 Мишима
Fe—Ni —Al—Ti 1050 6500 Новый Хонда
Fe — Ni — Cu—Mo — — Сплав 1040
Fe—Ni—Си — V 160 1 500 [1382]
Fe — Ni —Mn—Mo — — (Высокая проницаемость)
Fe — Cr— Mo —W 260 6 600 [747]
Fe —Cr—Ti —W 90 4 500 [747]
* По неопубликованным данным Несбита.
А также Fe—Ni—Al-сплавы с добавлением Сг, Си, Мо, V и W.
♦♦♦ (BH)W=1,2* 10®; состав 5% Со, 5% Сг, 17% Мо, остальное Fe.
алюминия), причем принимаются меры предосторожности, чтобы не допустить
образования окислов. Смесь порошков прессуется в прессформе нужной формы
при давлении 1,5—5,0 ml см2, после чего производится спекание. Если жела-
тельна последующая механическая обработка деталей, то сначала произво-
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
335
дится спекание при 600° С. Независимо от того, производилась такая предвари-
тельная обработка или нет, материал подвергается окончательному спеканию
при температуре 1000—1400° С (предпочтительнее последняя температура)
в очищенном сухом водороде, после чего следует охлаждение со скоростью
около 250° С в 1 мин. В процессе спекания объем уменьшается на 2—10%; это
обстоятельство должно учитываться при конструировании прессформы.
Магнитные свойства приведены в табл. 93 (приложение IV). Магниты разных,
форм описаны Фаленбрахом [16221.
Штейниц [1484] описал приготовление порошкового сплава пермет
(30% Со, 25% Ni, 45% Си), который получается спеканием порошков при тем-
пературе выше точки плавления меди. Были получены следующие свойства:
Нс—800 эрстед, Вг=2500 гаусс, (ВН)т=0,5-10®.
Магнитные материалы типа сплавов Fe—Ni—Al с добавлением легирующих
элементов могут приготовляться также путем дробления литого сплава и после-
дующего прессования с использованием смолы в качестве связывающего'
вещества. Согласно описанию Делера [1321], порошок, содержащий частицы
различных размеров, но меньших 1 мм, смешивают с 3—6% феноловой или
поливиниловой смолы, прессуют при 100° С под давлением 1000 кг/см2, а затем
нагревают до 180° С. Коэффициент упаковки составляет 80—90%. Хотя
значения Вг и Нс не намного ниже соответствующих величин для литого-
материала, кривая размагничивания порошковых магнитов идет более полото
(коэффициент выпуклости 7=0,3), а магнитная энергия имеет меньшую величи-
ну. Описанный образец выпускается под названием тромолит.
Магнитные свойства порошковых материалов приведены в табл. 60, в кото-
рой для сравнения даны свойства литого сплава алнико 2 [1334].
Таблица 60
Магнитные свойства сплавов, спрессованных из порошка
Материал нс. apcmed Br. гаусс
Металлокерамический алнико 2 . . . 520 6 900 1,43
Литой алнико 2 560 7 390 1,60
Прессованный со смолой:
28% Ni, 13,5% Al 19% Со, 18% Ni, 9% Al, 4% Си, 600 3 500 0,63
4% Ti 800 4 200 0,97
Порошковые магниты. Дин и Девис [1258] изготовляли постоянные магниты
прессованием тонких порошков, полученных электролитическим осаждением
металла на поверхность ртути. У полученного таким образом железного порошка,
к которому было добавлено небольшое количество цинка, коэрцитивная сила
составляла более 150 эрстед при остаточной индукции 9000 гаусс. Для кобаль-
тового порошка была достигнута коэрцитивная сила //с=400—500 эрстед при
Вг=9000—11000 гаусс. При добавлении железа, никеля и алюминия Нс
составляет 550 эрстед и Вг=9700 гаусс. Были испытаны также многие другие
комбинации, в том числе и смеси, в состав которых входил марганец, но не вхо-
дили железо, кобальт или никель. Для изготовления порошка железо под-
вергается электролизу в растворе сульфата аммония, причем в качестве катода
используется движущаяся за счет взбалтывания поверхность ртути, содер-
жащей некоторое количество цинка. После многочасового электролиза полу-
ченная таким образом «загрязненная» амальгама прессуется для удаления
336
ГЛАВА IX
основной части ртути и нагревается до 260° С в водороде для удаления осталь-
ной ртути. Присутствие некоторого количества цинка (или алюминия), повиди-
мому, затрудняет рост зерен чрезвычайно тонкого порошка и делает массу
порошка непирофорной. Затем из полученного материала прессуются магниты
заданной формы (под давлением около 1400 кг/см* 2). Как уже указывалось,
такие магниты имеют достаточную механическую прочность; магнитные свой-
ства их указаны выше.
Гийо [1359] обнаружил, что висмутид марганца (MnBi) в виде мелких
частиц имеет необычно высокую коэрцитивную силу 12000 эрстед (для /=0)х).
Теория такого явления, которое можно ожидать для мелких частиц материала
Н, эрстед ВН
Фиг. 423. Магнитные свойства порошковых магнитов.
/—магнит из порошка железа (PFi); 2—магнит из порошка железа с до-
бавкой кобальта (PF2); 3—соответствующие данные для алнико 2, приве-
денные для сравнения.
с высокой кристаллической анизотропией, развивалась рядом исследователей
и будет рассмотрена в гл. XVIII. Во Франции магниты из тонкого железного
порошка производятся путем восстановления порошкообразного муравьинокис-
лого или щавелевокислого железа при температуре около 400° С (или несколь-
ко меньшей для предотвращения роста металлических частиц), и прессования
под давлением приблизительно 5600 кг!см2. Более высокие магнитные свойства
порошкового магнита получаются при добавлении 30—35% Со. Сухой метал-
лический порошок пирофорен, поэтому прессование ведется в присутствии
жидкости (например, бензола или ацетона), несмотря на это, некоторое коли-
чество окисла все же образуется. К соли железа можно добавлять некоторые
трудно восстанавливающиеся соли муравьиной кислоты (соль кальция или
других металлов). Это создает изоляцию образующихся железных частиц
и тем самым в некоторой мере защищает их от окисления и спекания [1583].
Для порошковых магнитов можно также использовать карбонильный порошок
или порошок, получаемый реней-процессом [1508]2).
Кривые для прессованного порошка железа (марки PF1) и железного
порошка, содержащего кобальт (марки PF2), показаны на фиг. 423 [1584].
Оксидные магниты. Новый материал для постоянных магнитов, описанный
Като и Такеем в 1933 г. [659], состоит из смеси окислов железа и кобальта,
подвергнутой особой термической обработке. Этот материал имеет высокую
коэрцитивную силу при достаточной величине остаточной индукции и очень
х) Последние данные Яс=3400 и Br=4300 [Journ. Appl. Phys., 23, № 11 (1952)].—
Прим. ред.
2) Последние достижения см. Journ. Appl. Phys., 26, 1274 (1955).—Прим.ред.
МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ
337
Фиг. 424. Магнитные свойства
оксидного магнита (вектолит).
в
деталях
большом электросопротивлении; плотность его вдвое меньше, чем у железа.
Оксидные магниты производятся во Франции (1581], а также в США, где они
широко распространены под названием вектолит.
Этот материал изготавливается (706] из смеси магнетита (Fe3O4) и кобаль-
тового феррита (CoO-Fe2O3) путем прессования и спекания при температуре
1000° С; затем следует намагничивание при температуре около 300° С и, наконец,
охлаждение до комнатной температуры в присутствии магнитного поля. Окисли-
тельные свойства атмосферы, используемой при нагревании, повидимому,
имеют существенное значение 1870]. Коэрцитивная сила оксидных материалов
составляет 400—600 эрстед-, -остаточная индукция равна 3000—5000 гаусс.1)
Имеются сообщения о том, что величина iHc достигает 1000 эрстед. Кривая
размагничивания [659] показана на фиг. 424.
Величина магнитной энергии лимитируется
низкой остаточной индукцией.
Магнитное твердение исследовалось в ко-
бальтовом феррите и ферритах меди, марганца,
никеля, магния и железа. Такей и др. [1237]
измеряли намагниченность кобальтового фер-
рита после быстрого охлаждения от 850° С
в присутствии продольного или поперечного
поля (77=4000 эрстед) и без поля. При этом
была обнаружена разница в проницаемости
(соответственно рт=7; 3 и 3,5), однако дан-
ные об остаточной индукции или коэрцитив-
ной силе не приводятся.
Сноек [904] и Куссман и Нитка [1046]
связь магнитных ферритов с фазовыми превращениями. В работе Куссмана
и Нитки показано, что ферромагнетизм ферритов связан с наличием известной
кубической структуры шпинели, которой обладают MnO- Fe2O3 и другие подоб-
ные соединения, включая Fe3O4. Избыток марганца способствует образованию
тетрагональной решетки Мп3О4, а избыток железа—образованию ромбоэдри-
ческой решетки Fe2O3. Последнее соединение имеет структуру ферромагнитной
шпинели, устойчивую выше 400° С. При комнатной температуре это соедине-
ние становится парамагнитным в результате структурного превращения,
за исключением тех случаев, когда высокотемпературная ферромагнитная
модификация сохраняется при комнатной температуре за счет быстрого охлаж-
дения. При промежуточных содержаниях марганца и железа изменений в струк-
туре при охлаждении, а следовательно, и магнитного твердения не наблюдается;
однако увеличение концентрации окисла марганца (более 50%) сопровождается
резким возрастанием коэрцитивной силы [904] и уменьшением намагничен-
ности насыщения [1046]. Возможно, что изменение магнитных свойств связано
с изменением соотношения фаз в части материала за счет перехода кубической
модификации в ромбоэдрическую (выделение) и возникающей при этом
деформацией решетки. Полагают, что подобный тип твердения имеет место
также в японских магнитах из кобальтового феррита, однако соответствующие
экспериментальные данные в литературе отсутствуют.
Ферриты среди прочих ферромагнитных материалов обладают исключи-
тельно высоким электросопротивлением. Индукция насыщения марганцевого
феррита при комнатной температуре В,=5000 гаусс и электросопротивление
р=105 ом-см [904]. Ферриты используются преимущественно при высоких
частотах; в этой связи их свойства обсуждались в гл. VIII.
х) Вент и др. [Phylips techn. Rev., 13, 194 (1951)] получили BaFe12O19 со свой-
ствами z/fc = 2000 — 3000 эрстед, Вг = 2000 гаусс.—Прим. ред.
22 р. возорт
ГЛАВА X
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ
Теория Юинга. Юинг [44] одним из первых пытался объяснить ферромагнит-
ные явления как результат наличия сил взаимодействия между атомами.
Ниже кратко излагается теория Юинга, поскольку многие современные физики,
рассматривая магнитные явления, возвращаются к его идеям, высказанным
около 50 лет тому назад. Юинг, так же как и Вебер, предполагал, что каждый
атом представляет собой постоянный магнит, который может свободно пово-
рачиваться в любом направлении вокруг своего центра. Далее, он считал, что
ориентация постоянных магнитов в поле и по отношению друг к другу целиком
обусловлена магнитным взаимодействием. Юинг рассчитал кривую намагничи-
вания и петлю гистерезиса для цепочки магнитов, а также произвел экспери-
ментальное определение этих кривых, для чего построил модели, содержащие
в узлах плоской квадратной решетки до 130 магнитных стрелок.
Фиг. 425. Кривая намагничивания и петли гистерезиса, полученные
на модели из 130, магнитных стрелок, расположенных в узлах плоской
квадратной решетки.
Вычисления показали, что если на линейную цепочку магнитов действует
поле (например, под углом 135° к линии цепочки), то при постепенном увели-
чении поля от нуля магнйты сначала будут медленно и непрерывно повора-
чиваться, затем произойдет внезапное изменение их ориентации и под конец
они будут снова медленно поворачиваться, пока не установятся параллельно
полю. Кривые I (Я), вычисленные для таких моделей, в общих чертах сходны
с действительными кривыми намагничивания железа; они показывают, что
проницаемость сначала растет, а затем убывает и что насыщение и гистерезис
также имеют место.
На фиг. 425 представлены кривая намагничивания и петли гистерезиса,
полученные на модели из 130 магнитных стрелок, расположенных в узлах
квадратной решетки [30]. На такой модели можно продемонстрировать
целый ряд других свойств ферромагнетиков, в том числе потери на гисте-
резис во вращающихся полях и уменьшение потерь до нуля в сильных полях,
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
339
влияние на намагниченность механических напряжений и вибраций, упругий
гистерезис намагниченности, а также существование магнитного последст-
вия (вязкости) и аккомодации при циклическом изменении поля.
В качестве иллюстрации общего метода Юинга можно привести расчет
кривой намагничивания и петли гистерезиса для бесконечной цепочки
равноотстоящих параллельных магнитных стрелок (фиг. 426, а). Расчет проще
Фиг. 426. Кривая намагничивания и петля гистерезиса для двух
бесконечных параллельных цепочек равноотстоящих магнитных
стрелок.
В исходном состоянии цепочки намагничены в противоположные стороны. За
единицу напряженности принята величина р. дг8/2, которая для железа состав-
ляет примерно 2700 эрстед.
всего начать с рассмотрения потенциальной энергии [406] магнита дли-
ной I с магнитным моментом в поле другого такого же магнита
(10.1)
где г—расстояние между центрами магнитов и Р(6)—функции Лежандра
[220] от угла 6, т. е. угла между направлением моментов магнитов и ли-
нией, соединяющей их центры:
^(0)=t(1 + 3cos20>’
Р4 (0) = 1 (9 + 20 cos 20 + 35 cos 40).
22*
340
ГЛАВА X
Потенциальную энергию на один магнит W\ для бесконечной прямой
цепочки нетрудно подсчитать, суммируя W по всем парам магнитов:
[ 1,202Р2(0)+ 1,О38Р4(0) 0-)2 + (10.2)
При наложении внешнего поля Н энергия каждого магнита изменится на
величину — Яр.дсоз(90 —8), где 80—угол между линией, соединяющей
центры магнитов, и направлением поля. Угол 9 находится из условия ми-
нимума полной энергии, приходящейся на один магнит, при заданных зна-
чениях 90 и Н:
^[1Г1-Я(1Лсоз(90-9)] = 0,
откуда
(d/d^Wr
?А sin(0o —6) *
Компонента намагниченности, параллельная Н, равна
/ = /8 cos(90 — 9),
где /8—намагниченность насыщения. Если теперь рассмотреть систему из
нескольких линейных цепочек и за начальное ненамагниченное или размаг-
ниченное состояние принять такое, при котором магнитные моменты магни-
тов соседних цепочек антипараллельны, то можно построить кривые намаг-
ничивания и петли гистерезиса такой системы, вычислив значение Н и I
для заданных углов 60 и 6. Подобные кривые представлены на фиг. 426, б.
Масштаб напряженности поля определяется величинами и г. Приведен-
ные кривые похожи на кривые для реальных материалов.
Ограниченность теории Юинга. До сих пор мы не выходили за пределы
расчета, сделанного Юингом свыше 50 лет тому назад. В настоящее время
известна кристаллическая структура железа и, в частности, межатомные
расстояния. Известны также и магнитные моменты атомов, а следовательно,
и величина ра1г\ определяющая напряженность поля И. Принимая р.д рав-
ным 2,0-10"20 эрг!гаусс и г = 2,5-10"8 см, получим, что коэрцитивная сила
цепочки при Z/r = O,l равна 4600 эрстед. Величина рассчитанной таким об-
разом коэрцитивной силы зависит в некоторой степени от отношения Z/r,
однако полученный порядок величины Нс сохраняется до значений Ijr,
близких к единице. Вычисленная здесь величина коэрцитивной силы более
чем в миллион раз превосходит самые низкие значения Нс, получаемые из
опыта. Вместе с тем начальная проницаемость рь0, рассчитанная для такой мо-
дели, имеет величину порядка единицы, тогда как экспериментальные значения
для железа колеблются в пределах от 150 до 20000. При увеличении 1/г
величина р.о уменьшается. Из сказанного ясно, что не представляется воз-
можным подобрать значения 1/г, дающие удовлетворительное согласие
с экспериментом; к этому заключению в конечном счете пришел и сам
Юинг [211].
Вычисления, о которых шла речь, основаны на столь идеализированной
модели, что трудно оценить ошибку, к которой они могут привести. Значи-
тельно лучшее приближение дала бы пространственная модель, в которой
магнитные стрелки расположены так же, как атомы в кристалле железа или
никеля. Потенциальная энергия такой системы, вычисленная по формуле (10.1)
при Z=0, не зависит от угла 0 [406]. Иными словами, независимо от направ-
ления внешнего поля любая ориентация диполей одинаково устойчива, а значит,
намагниченность достигает насыщения в бесконечно малых полях. При конеч-
ной величине I устойчивое положение магнитов получается, когда их магнит-
ные моменты параллельны пространственным диагоналям элементарной куби-
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
341
ческой ячейки [406]. Следовательно, эти направления должны являться осями
легкого намагничивания, что действительно имеет место в случае никеля,
но совершенно неправильно для железа. Лучшее соответствие между свойст-
вами модели и железа получается, если предположить, что в узлах простран-
ственной решетки расположены не магнитные стрелки, а плоские диски, нама-
гниченные вдоль их оси (или же малые круговые токи). С помощью такой модели
удается объяснить положение осей легкого намагничивания и распределение
магнитной энергии по различным направлениям в монокристалле железа.
При рассмотрении модели Юинга желательно произвести сравнение
энергии тепловых колебаний молекул с магнитной потенциальной энергией.
В результате подстановки в формулу (10.2) указанных выше значений и г
получается, что магнитная потенциальная энергия, приходящаяся на один
атом в отсутствие внешнего магнитного поля, равна 10-16 эрг. Согласно кинети-
ческой теории, средняя энергия тепловых колебаний молекулы одноатомного
газа при комнатной температуре составляет 7 • 10-14 эрг, т. е. ца два порядка
больше магнитной энергии, рассчитанной по формуле (10.2). Даже при темпера-
туре жидкого воздуха тепловое движение будет препятствовать образованию
устойчивых конфигураций атомных моментов. Без введения некоторой допол-
нительной силы модель Юинга применима скорее к парамагнитным, чем к ферро-
магнитным веществам, что в общих чертах и было показано выше.
В настоящее время твердо установлено, что в веществе действуют значи-
тельно большие силы, под влиянием которых магнитные моменты соседних
атомов устанавливаются параллельно. В те времена, когда Юинг развивал
свою теорию и предложил описанную модель, существование таких сил даже
не предполагалось. Согласно современным взглядам, в веществе действуют
обменные силы электростатического происхождения (см. стр. 355), которые,
как предполагает Гейзенберг, имеют достаточную величину для того, чтобы
обеспечить определенную ориентацию элементарных магнитов в ферромагне-
тиках вопреки дезорганизующему действию теплового движения. Современная
теория дает только порядок величины этих сил. Приблизительную оценку
энергии, связанной с действием обменных сил, можно произвести, приравняв
ее энергии теплового движения при температуре Кюри, т. е. k 6/2. Для железа
6=1043° К, откуда следует, что энергия на один атом равна 7-Ю-14 эрг.
Теория Вейсса. Чтобы выяснить, каким образом взаимодействие между
атомами приводит к возникновению ферромагнетизма, полезно предвари-
тельно ознакомиться с теорией Вейсса [73], выдвинувшего гипотезу «моле-
кулярного поля». В настоящее время «молекулярное поле» может быть свя-
зано с природой межатомных сил. В своих работах Вейсс расширил клас-
сическую теорию парамагнетизма, развитую Ланжевеном. Он рассмотрел
поведение в магнитном поле Н совокупности элементарных магнитов (ато-
мов), имеющих одинаковые магнитные моменты ц-д. Магнитное поле ориен-
тирует элементарные магниты, тепловое движение противодействует этой
ориентации. Если пренебречь взаимодействием «молекул», считая их доста-
точно удаленными друг от друга, то потенциальная энергия одного эле-
ментарного магнита-диполя равна
W = —jm/7cos6,
де 6—угол между моментом и направлением поля. Из статистической тео-
рии (теорема Больцмана) известно, что при- температуре Т количество моле-
кулярных магнитных моментов, расположенных в телесном угле du, опи-
санном около направления, определяемого углом 6, пропорционально
е—w/kT Дф — e(vAH cos #)/лт jy,.
В теории подсчитывается среднее значение рд проекции магнитного момента
342
ГЛАВА X
на направление поля и определяется величина его отношения к моменту
kT
1Ы kT vAH
ИЛИ
L=cth^_2L
/о СШ kT v.ah-
При выводе этой формулы предполагается, во-первых, что элементарные
магниты, находясь в состоянии теплового движения, могут принимать
любую ориентацию по отношению к направлению поля и, во-вторых, что
они достаточно удалены друг от друга и не взаимодействуют между собой.
Вместо первого предположения квантовая теория устанавливает дискрет-
ный ряд возможных ориентаций магнитного момента относительно поля
(в простейшем случае только две: параллельно и антипараллельно направ-
лению поля). При этом соответствующая формула принимает вид
i = (10.3)
Теоретические кривые намагничивания, построенные по двум последним
формулам, для постоянной (комнатной) температуры изображены на
Я, эрстед
Фиг. 427. Теоретические кривые намагничивания, полученные в пред-
положении отсутствия взаимодействия между атомами.
Если бы атомы не взаимодействовали между собой, потребовалась бы огром-
ная напряженность поля, чтобы намагнитить материал до насыщения.
фиг. 427. При расчете были подставлены константы железа (/о=174О,
IM = 2,04-10'20 эрг!гаусс). Из кривых видно, что, согласно формуле (10.3),
при комнатной температуре даже в наиболее высоких из достигнутых в лабо-
раториях полях (около 300000 эрстед) величина намагниченности должна
составлять лишь незначительную долю /0 и в этих пределах должна быть
пропорциональна напряженности поля
Г сн
* — Т ,
где С —некоторая постоянная. Линейная зависимость намагниченности
от поля (закон Кюри) обычно записывается в форме
С
X т >
она действительно имеет место для некоторых парамагнетиков, однако ферро-
магнетики ей не подчиняются. Для подавляющего большинства парамагнети-
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
343
ков справедлив закон Кюри —Вейсса:
сн
т—0 •
(10.4)
Физический смысл константы 0 установлен Вейссом. Согласно его теории,
появление в знаменателе формулы (10.4) величины Т — 6 вместо Т указывает,
что вещество ведет себя так, как будто кроме внешнего поля Н в нем
существует дополнительное поле NI. Это легко показать математически;
подставляя 6 = NC в формулу (10.4), получаем
Величина NI получила название «молекулярного поля» a Af — «постоянной
молекулярного поля». Существование молекулярного поля можно объяснить
взаимодействием между элементарными магнитами, отступив от допущений,
лежащих в основе теории
Ланжевена.
Роль молекулярного
поля в явлениях ферромаг-
нетизма станет очевидной,
если мы обратимся к более
общему соотношению (10.3)
и заменим в нем Н на
H + NI.
В результате такой
замены получим выражение
th
РА(Н+Ш)
kT
(10.5)
которое является одним из
основных в теории ферро-
магнетизма.
Полагая Я = 0 и
9 =
Фиг. 428. Теоретические и экспериментальные кри-
вые, характеризующие температурную зависимость
намагниченности насыщения железа, кобальта и никеля.
можно привести выраже-
ние (10.5) к виду
T-=th№. (10.6)
Эта формула удобна, так как представляет общую для всех материалов
связь между намагниченностью в отсутствие внешнего поля, отнесенной
к ее значению при абсолютном нуле, и температурой, отнесенной к темпе-
ратуре Кюри 6 по абсолютной шкале. Из кривой зависимости намагничен-
ности от температуры, построенной по формуле (10.6) [сплошная линия
(J = со) на фиг. 428], видно, что при любой температуре, меньшей 6,
намагниченность даже в отсутствие внешнего магнитного поля отлична
от нуля. В таком случае возникает вопрос: как объяснить, почему удается
практически размагничивать железо при комнатной температуре? Ответ,
данный Вейссом, заключается в том, что ниже точки Кюри железный образец
разбивается на отдельные области, намагниченные по различным направлениям
так, что результирующий момент равен нулю. Данное представление лежит
в основе доменной теории, некоторые элементы которой уже обсуждались
раньше. Согласно этому представлению, величина /, входящая в формулу
(10.5), есть намагниченность отдельного домена; ее можно измерить на образ
_C(H + NI)
т
I
344
ГЛАВА X
це, в котором моменты всех доменов расположены параллельно, т. е. при
техническом насыщении = Следовательно, выражение (10.6) должно
быть переписано в следующем виде:
= (10.7)
/О -I /и ' '
Квантовая теория. Как было уже сказано, квантовая теория не допускает
непрерывного распределения ориентаций элементарного магнита во внешнем
поле, принятого в теории Ланжевена, и вводит ряд дискретных значений
углов, которые может составлять момент с направлением поля. Другим
результатом квантовой теории является определение «естественной» атомной
единицы магнитного момента — магнетона Бора (₽), равного спиновому
магнитному моменту электрона:
Р = 4“~;= 9>27-10~21 эрг/гаусс,
где е — заряд электрона, т — его масса, h — постоянная Планка и с—скорость
света в пустоте. Если каждый атом вещества обладает магнитным моментом
в один магнетон Бора, то момент грамматома равен
АГО₽ = 5587,
где No — число атомов в грамматоме. Количество магнетонов Бора, при-
ходящихся на один атом п0, легко вычислить, зная а0 —намагниченность
насыщения на 1 г при 0°К и атомный вес А:
п
0 АГ0₽ ’
В общем случае атомный магнитный момент определяется как спиновыми,
так и орбитальными моментами электронов и, следовательно,
Нл = ^₽1),
где J — квантовое число, принимающее значения, кратные половине: 0, х/2,
1, 3/2, ...; число g равно 2, если атомный момент имеет чисто спиновое
происхождение, и 1, если атомный момент является результатом только
орбитального движения (спиновые моменты взаимно компенсируются).
В обоих случаях
___2тс Магнитный момент
@ е Момент количества движения ’
Вопрос о роли спиновой и орбитальной составляющих более подробно
рассмотрен ниже (см. стр. 362). В ферромагнетиках основное значение имеет
спиновая составляющая и, следовательно, g приблизительно равно 2. Как
показывают эксперименты, для железа g 1,94. Число возможных ориента-
ций атомного магнитного момента относительно внешнего поля равно 2J + 1.
Это обстоятельство учтено в так называемой формуле Бриллюена, являю-
щейся квантовомеханическим аналогом [620] уравнения Ланжевена:
^ = 22+lcth(-^^-^-cth^, (Ю.8)
где
/^(Я + MZs)
лт *
x) Эта формула для выражает максимальное значение слагающей магнитного мо-
мента, параллельной полю. Абсолютная величина момента равна /V (/+1 )gP«
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
345
В ферромагнетиках, как правило, напряженность Н пренебрежимо мала
по сравнению с NIS. Если на каждый атом вещества приходится большое
количество нескомпенсированных спинов (J велико), то формула Бриллюена
приближается к классическому выражению, а при J = 1/2, что соответствует
одному спину,— к формуле (10.7).
На фиг. 428 представлены теоретические кривые, рассчитанные для
четырех значений J (Vj, 1, 3/2 и &>) в предположении, что Н < N/s. Темпе-
ратура Кюри определяется выражением
o=(/+i)^4- <10-9)
Полагая g = 2 и J = 1/2t получим
Как видно из фиг. 428, при температурах ниже точки Кюри эти предполо-
жения довольно хорошо согласуются с данными опыта.
Фиг. 429. Величина, обратная атомной восприимчивости Уд
железа, кобальта и никеля при температуре выше точки Кюри.
Ферромагнетики выше точки Кюри. Всякий ферромагнитный’ материал,
будучи нагрет выше характерной для него температуры — точки Кюри,—
переходит в парамагнитное состояние. Дальнейшее повышение температуры
сопровождается непрерывным- уменьшением восприимчивости в соответствии
с законом Кюри — Вейсса, за исключением тех случаев, когда при повышении
температуры происходят фазовые превращения. Однако и кроме этих случаев,
как показывает опыт (фиг. 429), температурная зависимость 1/х железа,
кобальта и никеля не имеет строго линейного характера, как это должно
быть по закону Кюри —Вейсса. Причины этого явления в настоящее время
полностью еще не выяснены. Скачки на кривой зависимости 1/х от Т для
железа объясняются фазовыми превращениями, имеющими место при соот-
ветствующих температурах.
346
ГЛАВА X
По наклону линий можно было бы подсчитать атомный магнитный момент
ферромагнетиков и сравнить его со значением, вычисленным по величине
намагниченности насыщения при температуре ниже точки Кюри. Так как
намагниченность материала в парамагнитном состоянии составляет малую
долю намагниченности насыщения, то, положив / > 70, можно разложить
формулу (10.8) в ряд. Ограничиваясь первым членом, получим
I _7+1 +
Io~ 3J а— 3kT
Вместо отношения ///0 удобнее пользоваться величиной ад/ад0 —отношением
измеряемого момента на 1 гатом к той величине момента одного грамматома,
которая имела бы место при параллельном расположении всех «элементар-
ных магнитов». Производя замену, получаем выражение для атомной воспри-
имчивости
° А _ + 0 «Р’Ло _ СА
^А= Н 36(7—0) — Т—в’
где С а— константа Кюри на 1 гатом
_(/ + 1)^л0
3k
(10.10)
(10.11)
По наклону кривых фиг. 429 можно определить величину константы Кюри,
которая для никеля оказывается равной 0,325. Если положить g =2, что
хорошо согласуется с опытом, и J = х/2, то получим — 4850. Это соот-
ветствует 0,87 магнетона Бора на атом, что значительно превышает величину,
которая найдена для ферромагнитного состояния (0,61 магнетона Бора на атом).
Мотт и Джонс [892] полагают, что расхождение получается вследствие не-
верно принятого значения J. При допущении, что для 70% атомов J = 0,
а для остальных J=l, теория приводит к выводу, что среднее число магне-
тонов Бора на атом для парамагнитного состояния должно быть равно 0,81,
т. е. дает величину, довольно близкую к экспериментальному значению 0,87.
Из этого можно сделать вывод, что некоторые атомы не имеют электронов,
участвующих в парамагнетизме, а у других имеется по два электрона,
связанных между собой и действующих совместно1).
Постоянная молекулярного поля N. Как видно из фиг. 428, при Т<0
теоретическая кривая для </=1/2 лучше других передает действительную
зависимость намагниченности насыщения от температуры. Указания о распре-
делении электронов можно также получить, используя данные о точках Кюри,
которые в соответствии с формулой (10.9) связаны с молекулярным полем
и квантовым числом J.
Ё табл. 51 даны величины N и NI0 для двух значений- J (1/2 и 1), вычислен-
ные в предположении, что g=2.
Для сравнения в табл. 62 собраны значения N, выведенные из экспери-
ментальных данных различными способами. Наиболее прямой способ опреде-
ления N основан на использовании результатов исследования магнетокалори-
ческого эффекта [741], что более подробно рассматривается в гл. XV. Однако
подобрать вполне удовлетворительные значения для N nJ указанными спосо-
бами не удается. Зависимость насыщения от температуры хорошо передается
теорией, если положить однако если принять 7=1, то можно лучше
объяснить ход восприимчивости выше точки Кюри. По результатам исследова-
ния магнетокалорического эффекта были установлены изменения постоянной
молекулярного поля при изменении температуры вблизи точки Кюри; можно
г) Приведенное объяснение и сделанный из него вывод основаны на чисто класси-
ческих представлениях об электронах, принадлежащих определенным атомам. В совре-
менной квантовой теории объяснения подобного рода неприемлемы.—Прим. ред.
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
347
Таблица 61
Значения постоянных молекулярного поля (N) и величины молекулярного
поля при,0°К (7V/0)*
Элемент 0, °к д^о-ю-в
J=l/2 J-=1
Fe 1043 8 950 6 700 15,5 11,6
Со 1393 14 400 10 800 20,7 15,5
Ni 631 18 500 13800 9,4 3,6
♦ Данные рассчитаны по
точке Кюри на основании квазиклассической теории.
Таблица 62
Значения постоянной молекулярного поля ЛГ для никеля,
рассчитанные различными способами при различных
предположениях
Метод
Значение N
По точке Кюри:
J^/2...........................
J=1 ...........................
По восприимчивости выше точки Кюри*
По магнетокалорическому эффекту:
7>0...................................
Т<0 (300 °C)
18 500
13 800
13 400
11 000
5 000
♦ N=$IC, vjifi С—?Сд[А (р—плотность, А—атомный вес, 6—«ферро-
магнитная» точка Кюри).
полагать также, что в меньшей степени эти изменения имеют место и при дру-
гих температурах. Данный вопрос рассматривался Смолуховским [1288],
который учитывал изменение намагниченности насыщения и константы молеку-
лярного поля с температурой. Он пришел к выводу, что в случае железа выводы
теории лучше согласуются с данными опыта, если принять <7=1, а не 1/2.
Обоснование такого заключения изложено в уже упомянутой работе [1228].
Другой трудностью теории молекулярного поля является неявное пред-
положение об одинаковой величине поля во всем объеме материала. Неель
[975] указал на существование локальных нарушений однородности поля
в веществе и высказал предположение, что эти неоднородности могут быть
одной из причин расхождения значений молекулярного поля для ферромагнит-
ного и парамагнитного состояний.
Прежде чем перейти к дальнейшему обсуждению природы молекулярного
поля, напомним некоторые сведения о строении атомов интересующих нас
элементов.
Строение атомов ферромагнетиков. На фиг. 430 схематически изображена
структура изолированного атома железа. Этот атом содержит 26 электро-
нов, распределенных по четырем основным оболочкам; каждая оболочка
представляет собой более или менее обособленную область, в пределах которой
348
ГЛАВА X
по своим орбитам движутся электроны. В' первой (внутренней) оболочке нахо-
дятся 2 электрона, в следующей—8, в третьей—16 и в последней—2 электрона.
Если строить атомы периодической системы элементов, постепенно заполняя
оболочки электронами, то первой будет занята самая внутренняя оболочка,
потом начинается заполнение второй; всего же в первых четырех оболочках
может быть размещено соответственно 2, 8, 18 и 32 электрона. В отдельных
случаях заполнение последующих оболочек начинается до завершения запол-
нения. предыдущей. Примером может служить четвертая оболочка, которая
начинает заполняться, когда на третьей имеется только 8 электронов вместо 18.
Фиг. 430. Схема распределения электронов в оболочках атома железа.
Незаполненность 3(/-оболочки обусловливает магнитный момент атома. Наружные 4$-элек-
троны изолированных атомов становятся в металле «свободными».
Наличие ферромагнетизма связано с особенностями распределения электро-
нов на третьей оболочке. В каждой оболочке спины одной части электронов
имеют направление, противоположное спинам другой части. Спины одного
направления условно назовем положительными, а другого—отрицательными.
Как видно из схемы, представленной на фиг. 430, где цифры, стоящие около
дуг окружности, указывают число электронов с положительным и отрица-
тельным спином на каждой оболочке, в атоме железа во всех оболочках, кроме
третьей, имеется одинаковое число электронов со спинами обоих знаков.
Следовательно, в этих оболочках моменты электронов взаимно компенсируются,
так что результирующий магнитный момент оболочки равен нулю. Исклю-
чение, как уже было сказано, представляет третья оболочка, в которой имеется
5 электронов с положительным спином и 1 с отрицательным, так что спины
четырех электронов остаются некомпенсированными. Это приводит к появле-
нию магнитного момента всего атома. Очевидно, что существование атомов
с постоянными магнитными моментами является одним из необходимых усло-
вий для возникновения ферромагнетизма.
В изолированных атомах магнитный момент возникает также и благодаря
орбитальному движению электронов. Однако в металле атомы железа так
плотно упакованы, что внешнее поле почти совсем не влияет на орбитальное
движение электронов. Гиромагнитные исследования, рассматриваемые ниже,
показали, что орбитальная часть атомного момента не изменяется при измене-
нии намагниченности ферромагнетиков. На этом основании предполагается,
что в металле имеет место компенсация орбитальных магнитных моментов
электронов различных атомов.
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
349
В твердом теле взаимодействие между соседними атомами отражается
на движении и распределении электронов в атомных оболочках. В частности,
такому влиянию подвергаются 3d- и 45-электроны, которые в свободных атомах
Нинель Никель Марганец Железо
(свободный атом) (металл) (металл) (металл)
д
Кобальт
(металл)
4S 4s
о
Никель
(металл)
4s
4s
Ж
40% никеля
60 % меди
(металлический сплав)
3
Медь
(металл)
Фиг. 431. Распределение электронов по возможным состояниям в свободных атомах
никеля и в атомах марганца, железа, кобальта, никеля и меди в металле.
распределены несколько иначе, чем в атомах металла (фиг. 431). На диаграм-
мах фиг. 431 каждое из 10 местЗ^-оболочки изображается квадратиком, заштри-
хованным, если место занято электроном. Распределение электронов в свобод-
ном атоме никеля показано на фиг. 431, а, а в атоме металлического никеля—
на фиг. 431, б. В последнем случае на атом приходится в среднем 0,6 45-элек-
трона и соответственно в З^-оболочке имеется 0,6 свободных мест или «дырок».
(4§-электроны никеля слабо связаны с остовом атома и образуют газ свободные
электронов.) Прибегая к старой модели атома, можно сказать, что З^-оболочка
только временами бывает полностью занята, в остальное время в ней недо-
стает одного или более электронов. Согласно более новой теории, выдвинутой
Блохом [336, 892], электроны в металлах рассматриваются как бегущие волны,
не связанные с каким-либо определенным атомом.
В этой теории электронным орбитам соответствуют энергетические полосы.
Для характеристики заполнения полосы электронами удобно пользоваться
графиками, на которых по одной оси откладывается значение энергии Е, а по
350
ГЛАВА X
другой—значение dN/dE, где dN—число электронов в полосе с энергиями
•от Е до E+dE.
В 45-полосе у никеля имеется одинаковое количество электронов со
спинами обоих знаков; в Зб/-полосе места положительных спинов заняты полно-
стью, но имеется 0,6 свободных мест отрицательных спинов (фиг. 431,6),
Разность числа положительных и отрицательных спинов равна магнитному
моменту атома, которую можно определить из величины магнитного насы-
щения при абсолютном нуле. На фиг. 431, е верхние границы заполненных
участков показаны на одном уровне, что позволяет провести аналогию
с сообщающимися сосудами. На фиг. 431, в—з показаны схемы заполнения
4s- и ЗбЛполос для марганца, железа, кобальта, никеля, меди и сплава
Фиг. 432. Распределение электронов в 3d- и 45-оболочках же-
леза и границы заполнения соответствующих энергетических по-
лос в железе, никеле и меди.
/—кривая распределения электронов в Sd-оболочке (площадь равна 7,4 элек-
трона); 2—кривая распределения электронов в 48-оболочке (площадь равна
0,6 электрона). Стрелкой R отмечена половина расстояния между ядрами.
Плотность энергетических уровней
б
меди и никеля. Во всех случаях 18 электронов замкнутых оболочек не пока-
заны. В атомах железа 4s- и Зб/-электроны распределены несколько иначе,
чем в атоме никеля; в Зй-полосе не заполнены места как отрицательных,
так и положительных спинов. Это заключение сделано на основании принятого
предположения об относительном постоянстве числа 45-электронов и об избытке
незаполненных мест в ЗбГ-оболочке по сравнению с ЗбГ-оболочкой (п0=2,2).
На фиг. 432, а представлена кривая, грубо характеризующая распреде-
ление электронов в 4s- и Зб/-оболочках железа. По оси ординат отложены плот-
ность электронного облака, по оси абсцисс—расстояние от ядра. (Значения
электронной плотности для атомов железа в металле известны лишь весьма
приближенно.) В Зй-оболочке 'электроны расположены гораздо более плотно,
чем в 45-оболочке. У атомов железа 45-оболочки находятся на большом рас-
стоянии от ядра, вследствие чего в решетке они в значительной степени пере-
крывают друг друга. (См. фиг. 432,а, на которой половина расстояния между
ядрами соседних атомов отмечена стрелкой R.)
На фиг. 432,6 схематически показана плотность энергетических уров-
ней в интервале от Е до Е+&Е в зависимости от Е. Этот способ изображения
с помощью энергетических полос подобен примененному на фиг. 431 с той
лишь разницей, что прямоугольники заменены криволинейными фигурами.
Если фиг. 432,6 -повернуть на 90° по отношению к фиг. 432, а, то выявится
сходство представленных на них кривых. Причина сходства заключается в том,
что, как правило, энергия связи убывает по мере удаления от ядра. Нерав-
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
351
номерное распределение электронов между положительной и отрицательной
полосами энергетически более выгодно и поэтому в одной из полос (на схеме
в 3d+) содержится большее число электронов. Горизонтальная линия Fe показы-
вает границу заполнения 3d- и 4s-полос железа (в металле). Как видно из фигуры,
обе полосы в данном случае не заполнены. В первую очередь происходит
заполнение полос с более низкой энергией. Поэтому здесь опять можно про-
вести аналогий с сообщающимися сосудами, заполняющимися водой. Атомы
кобальта и никеля содержат соответственно 1 или 2 лишних электрона по срав-
нению с атомом железа, поэтому у них ЗсГ-полоса оказывается заполненной,
но в Зб/~-полосе остаются еще свободные места, как это показано для никеля.
В атоме меди количество электронов оказывается достаточным, чтобы Зй-полосы
были заполнены полностью, а 45-полосы наполовину. Это показано линией Си
на схеме (см. также фиг. 431,з). На фиг. 432 не показано относительное сме-
щение верхних границ 3d+- и ЗбГ-полос при переходе от одного элемента к дру-
гому. Когда обе эти полосы заполнены, как, например, в случае меди, указан-
ные границы сливаются. Число электронов и «свободных» мест («дырок»)
в атомах элементов, расположенных рядом с железом в периодической системе,
дано в табл. 63.
Таблица 63
Число электронов и свободных мест («дырок») в различных оболочках атомов
некоторых металлов
Элемент Число электронов в оболочке Всего Свободные места Разность числа свободных мест в 3d“- и 3d+ -оболочках
3d* 3d“ 4s + 4s — 3d* 3d-
Сг 2,7 2,7 0,3 0,3 6 2,3 2,3 0
Мп 3,2 3,2 0,3 0,3 7 1,8 1,8 0
Fe 4,8 2,6 0,3 0,3 8 0,2 2,4 2,22
Со 5 3,3 0,35 0,35 9 0 1,7 1,71
Ni 5 4,4 0,3 0,3 10 0 0,6 0,60
Си 5 5 0,5 0,5 11 0 0 0
Более точное представление о распределении электронов в 3d- и 43-поло-
сах можно составить по кривым, приведенным на фиг. 433. Эти кривые полу-
чены Слетером [903] на основании работы Круттера [801].
Как указал Стонер [674], наглядной иллюстрацией рассмотренной выше
атомной модели могут служить сплавы никель —медь. Замена в кристалли-
ческой решетке одногр атома никеля атомом меди эквивалентна добавлению
одного электрона. Этот электрон, стремясь занять в сплаве уровень с мини-
мальной энергией, теряет связь с атомом меди, которому он первоначально
принадлежал, и заполняет одно из свободных мест в Зс!~-оболочке атома никеля.
Благодаря этому магнитное насыщение сплава понижается на один магнетон
Бора, так как момент «лишнего» электрона в З^-полосе нейтрализует момент
одного электрона в Зй+-полосе. Прибавление меди понижает средний атомный
момент сплава до тех пор, пока все свободные места в Зб/~-полосе никеля не ока-
зываются занятыми, что имеет место при 60% атомов меди (фиг. 431,ж).
При 0° К средний атомный магнитный момент этого сплава равен нулю. При-
веденное выше объяснение известной из опытов [611, 965] зависимости атом-
ного магнитного момента от состава сплавов предложено Стонером [674].
На фиг. 434 представлены прямые, характеризующие эту зависимость для раз-
личных сплавов на основе никеля. Очевидно, что для получения немагнитного
сплава атомов цинка потребуется в 2 раза меньше, чем атомов меди; алюми-
ния—в 3, кремния и олова—в 4 и сурьмы—в 5 раз меньше, чем атомов меди.
352
ГЛАВА X
Все перечисленные случаи хорошо объясняются теорией: цинк имеет два 43-эле-
ктрона, которые переходят в Sd-полосу никеля, алюминий—три электрона,
кремний и олово—четыре, сурьма—пять. В приведенных примерах добавляе-
мые атомы теряют свои 4з-электроны, которые, будучи слабо связаны с остовом
Фиг. 433. Плотность энергетических уровней в 3d- и 4з-полосах
меди по вычислениям Слетера и Круттера.
атома, стремятся заполнить энергетически более выгодную Sd-полосу в
никеле. Прибавление палладия к никелю не изменяет среднего атомного
магнитного момента. Это показывает, что число внешних электронов у этих
двух элементов одинаково, как и можно было ожидать, судя по их положению
в периодической системе. В сплаве никеля с более тяжелым, чем палладий,
элементом—платиной—при увеличении ее содержания имеет место уменьше-
ние среднего атомного магнитного момента, однако наклон прямой свидетель-
ствует, что заполнение Зй-оболочки никеля в этом случае происходит мед-
леннее, чем в сплаве последнего с медью.
Зависимость атомного магнитного момента от числа электронов в 3d-
и 4з-оболочках показана также на фиг. 435 [988, 1154]. На основании изло-
женной выше теории можно предполагать, что средний атомный магнитный
момент в сплавах должен зависеть исключительно от числа электронов, при
ходящихся на один атом. Это действительно наблюдается в сплавах элемен
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
353
тов, порядковые номера которых отличаются не более чем на единицу или
на два, например в системах Ni—Си или Fe—Ni. Значительные отклонения от
Фиг. 434. Изменение магнитного насыщения никеля при уве-
личении концентрации неферромагнитного компонента при раз-
личном числе электронов на внешних оболочках второго эле-
мента (1, 2, 3, 4, 5).
Число электронов в атоме
Фиг. 435. Зависимость атомного магнитного момента спла-
вов и чистых металлов от электронной концентрации.
Данные взяты из работ [266, 436, 463,611, 858, 943, 965, 1027, 1400].
указанной закономерности наблюдаются в тех случаях, когда порядковые но-
мера сплавляемых элементов отличаются на четыре-пять единиц, как, на-
пример, в сплавах Сг—Ni и V—Ni.
23 р. Бозорт
354
ГЛАВА X
Из анализа хода кривых фиг. 435 Паулинг сделал заключение [1070], что
З^-полоса каждого атома разделена на две части, из которых в верхней может
находиться по 2,4, а в нижней—по 2,6 электрона. Если в заполненной 3d-no-
лосе начать постепенно уменьшать электронную концентрацию, то первой
будет освобождаться верхняя часть полосы одного знака. Очевидно, что маг-
нитный момент атома при этом будет возрастать. Затем будет освобождаться
верхняя часть полосы противоположного знака, что повлечет за собой соот-
ветственное уменьшение магнитного момента. Разбиением полосы на две части
можно объяснить максимум атомного момента (около 2,4 магнетонов Бора
на атом), который достигается в сплавах железа с кобальтом при опреде-
ленной концентрации компонентов.
Заполненные электронные оболочки в отличие от незаполненных по своим
свойствам напоминают твердые упругие сферы. В меди в твердом состоянии
незаполненные 45-оболочки соседних атомов настолько сильно «перекры-
ваются», что 45-электроны «коллективизируются», практически теряя связь
с каким-либо определенным атомом. Напротив, З^-оболочки атомов меди запол-
нены и весьма мало перекрываются с оболочками у соседних атомов. Атомы
ферромагнитных элементов имеют незаполненную Зб/-оболочку, вследствие
чего эти оболочки «перекрываются» больше, чем в меди. Возникающее при этом
взаимодействие (см. ниже) приводит к созданию вейссовского молекулярного
поля. Необходимо отметить, что даже в том случае, если бы указанное взаимо-
действие между атомами меди было очень велико, последняя не стала бы ферро-
магнитной, так как замкнутость оболочки обеспечивает компенсацию спино-
вых моментов и, следовательно, равенство нулю магнитного момента атома.
Действительно, из опыта известно, что медь диамагнитна.
Ферромагнетизм коллективизированных электронов. Описанное выше
представление об энергетических полосах было использовано Стонером
[674, 1080] для получения количественного выражения температурной зави-
симости намагниченности насыщения ниже точки Кюри и восприимчивости
выше точки Кюри. Его выводы базируются на работах Мотта и Джонса
[813, 892] и Слетера [903, 909]. В теории Стонера предполагается, что
обменное взаимодействие может быть описано с помощью молекулярного
поля, величина которого, как и у Вейсса, пропорциональна намагниченности.
Это означает, что на схеме, представленной на фиг. 432, расстояние между
верхними границами полос «положительных» и «отрицательных» спинов про-
порционально разности чисел электронов в этих полосах. Далее предпола-
гается, что верхние участки кривых, характеризующих распределение элек-
тронов по энергиям внутри полосы, имеют параболическую форму. Задача
сводится к тому, чтобы найти распределение электронов, отвечающее мини-
муму полной энергии при различных температурах в интервале от 0°К до точки
Кюри и выше. Нулевая энергия Ферми и анергия теплового движения элек-
тронов, возрастающая с температурой, уравновешиваются энергией обмен-
ного взаимодействия. Стонер использовал величину М' в качестве меры обмен-
ной энергии и принял значение энергии на верхней границе незаполненной
полосы равным е0 (энергии Ферми).
На фиг. 436 представлена теоретическая зависимость относительной
намагниченности (/s//0) от температуры (или Т/6). Кривые рассчитаны для
ряда значений М'/е0, причем кривая для feO'/e0= оо соответствует кривой, полу-
чаемой в квазиклассической теории для J=1/2. На этой же фигуре справа даны
кривые температурной зависимости величины обратной восприимчивости (1/х)
для температур выше точки Кюри; эти кривые (кроме самой верхней) имеют,
в согласии с опытом, небольшую обращенную кверху вогнутость.
Подробное изложение теории можно найти в работах [1671, 1672] и обзо-
рах [1444, 1572].
Квантовомеханическая трактовка молекулярного поля. Как показал
Гейзенберг [350], постулированное Вейссом молекулярное поле объясняется
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
355
в квантовой механике существованием сил обменного взаимодействия между
электронами соседних атомовх). Представим себе 2 атома, расположенные на не-
котором расстоянии друг от друга; каждый из них имеет атомный магнитный
момент, равный одному магнетону Бора. Можно показать, что между электро-
нами атомов, кроме известных в классической теории сил электростатического
Фиг. 436. Зависимость относительной намагниченности насы-
щения для Т/6< 1 (слева) и обратной величины восприимчивости
дляТ/6>1 (справа) от температуры при разных значениях пара-
метра &07ео.
Температурная зависимость намагниченности насыщения вычислена Стоне-
ром. Параметр Л8'/ео зависит от обменного интеграла и энергии Ферми.
По оси абсцисс отложено отношение абсолютной температуры Т к В.
и более слабого магнитного взаимодействия, существуют обменные силы. Уста-
новлено, что указанные силы пренебрежимо малы, пока расстояние между
атомами в 2—3 раза превышает постоянную кристаллической решетки. На осно-
вании грубого расчета, сделанного Бете [634], можно предполагать, что, когда
атомы расположены достаточно близко друг к другу, спиновые моменты элек-
тронов в них под действием сил взаимодействия устанавливаются параллельно
(положительное взаимодействие). Дальнейшее сближение влечет за собой еще
более устойчивую парал-
лельную ориентацию спи-
новых моментов, пока на-
чиная с некоторого рас-
стояния величина силы
взаимодействия не начнет
падать и, наконец, обра-
тится в нуль. Если про-
должать сближать атомы,
то спины установятся анти-
параллельно и будут удер-
живаться В ЭТОМ СОСТОЯНИИ фиг. 437. Зависимость обменной энергии от расстоя-
ДОВОЛЬНО значительными ния между ядрами атомов R при заданном диаметре
силами (отрицательное ВЗа- незаполненной оболочки г (кривая Бете).
имодействие, антиферро-
магнетизм). Энергия, соответствующая этим силам, схематически показана
на фиг. 437 в зависимости от относительного расстояния между атомами.
Указанную кривую Бете получил для атомов с орбитами заданного радиуса.
Однако аналогичная кривая может быть построена для атомов различных
элементов, если только принимать во внимание величины радиусов незаполнен-
ных оболочек, ответственных за появление магнитного момента. Для металлов
группы железа критерием положительного взаимодействия служит величина
2) Одновременно такое же объяснение молекулярного поля дал Я. И. Френкель.—
Прим. ред.
23*
356
ГЛАВА X
отношения радиуса атома /? (половины межядерного расстояния в кристалле)
к радиусу Зй-оболочки г.
На фиг. 437 по оси абсцисс отложено отношение R/r. Величина этого отно-
шения определяет положение точек на кривой, соответствующих железу,
кобальту и никелю. Обнаруженный сравнительно недавно ферромагнетизм
гадолиния связан, повидимому, с большим значением R/r и малой по сравнению
с никелем энергией обменного взаимодействия. Соответственно этому гадо-
линий помещен правее никеля. Слетер [490] показал, что у ферромагнетиков
величина R/r больше, чем у других элементов, атомы которых также имеют
незаполненные внутренние орбиты (табл. 64). Он показал также, что точка
Таблица 64
Межядерные расстояния (2Z?) и диаметры незамкнутых внутренних орбит
(2г) атомов ряда веществ
Элемент или система 2Я, A 2r, A R/r Незапол- ненная вну- тренняя орбита* Точка Кюри, °K
Мп 2,52 1,71 1,47 3d
Fe 2,50 1,58 1,63 3d 1040
Со 2,51 1,38 1,82 3d 1400
Ni 2,50 1,27 1,97 3d 630
Си—Мп 2,58 1,44 1,79 3d 600
Мо 2,72 2,94 0,92 4d
Ru 2,64 2,33 1,13 4d
Rh 2,70 2,11 1,28 4d
Pd 2,73 1,93 1,41 4d
Gd* 3,35 1,08 3,1 *f 290
W 2,73 3,44 0,79 5d
Os 2,71 2,72 1,02 5d
Ir 2,70 2,47 1,09 3d
Pt 2,77 2,25 1,23 5d
♦ Вычислено по формуле Слетера.
пересечения кривой с линией, разделяющей ферромагнитную и неферромагнит-
ную области, близка к R/r = 1,5. Позднее при расчете радиуса З^-оболочки было
установлено [1063], что Слетером были получены слишком большие значения
для радиуса орбит (г), однако общее заключение о том, что для существования
ферромагнетизма величина R/r должна превышать некоторое значение, остается
в силе. Неель [975] в качестве параметра вместо отношения радиусов исполь-
зует их разность (R—г).
Положение элементов на кривой фиг. 437 нельзя считать строго фиксиро-
ванным, так как энергия взаимодействия зависит от особенностей строения
кристаллов, в частности от числа соседних атомов, и поэтому для каждого
типа кристаллической структуры следовало бы строить отдельную кривую.
Энергия обменного взаимодействия J19 отложенная по оси ординат на фиг. 437,
связана [489, 1188] с температурой Кюри 9 и константой молекулярного
поля N следующим образом:
А = (10Л2>
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
357
где z—число ближайших соседей (с которыми практически происходит взаимо-
действие), Р—магнетон Бора.
Характер наблюдаемой зависимости точки Кюри сплавов железа с нике-
лем от их состава (фиг. 438) качественно подтверждает правильность описанных
выше представлений об общем ходе кривой энергии обменного взаимодействия.
Фиг. 438. Точки Кюри железо-никелевых сплавов при различных со-
держаниях никеля.
Максимум кривой соответствует максимуму на кривой Бете.
Максимум кривой на фиг. 438, лежащий примерно при 70% Ni, очевидно,
соответствует максимуму кривой Бете. Из фиг. 438 можно сделать вывод, что
сжатие должно повышать температуру Кюри в сплавах, содержащих свыше
70% Ni, и оказывать обратное действие на бедные никелем сплавы, характе-
ризующиеся гранецентрированной решеткой. Опыты Штейнбергера [673] под-
твердили это предположение. Они показали, что при гидростатическом давле-
нии в 10 000 атм сплав железа с 30% Ni становится практически неферромаг-
нитным уже при комнатной температуре и что при этих условиях проницаемость
сплава становится не зависящей от напряженности поля и равной 1,7. Впро-
чем возможно, что эти результаты объясняются каким-либо фазовым превра-
щением, происходящим при высоком давлении, так как влияние последнего
на фазовое равновесие в этом сплаве не исследовалось. Для внесения ясности
в теорию затронутого вопроса необходимы дальнейшие исследования.
Вейсс [1591], работая совместно с Ван Флеком [1180], применил методику
теории упорядочения Бете—Пайерлса для квантовомеханического расчета
молекулярного поля в одно-, дву- и трехмерном случаях. В первую очередь
он учитывал взаимодействие каждого атома с ближайшими соседями; влияние
более удаленных атомов учитывалось им приближенно. Один из выводов этой
358
ГЛАВА X
работы состоит в том, что ферромагнитной может быть только трехмерная
структура. Такой вывод совпадает с результатом сделанной ранее работы
Блоха [447], но находится в противоречии с другими исследованиями [1275,
1413], основанными на менее строгой модели Изинга [262]. Из этих исследо-
ваний вытекает, что и двумерная решетка может быть ферромагнитной.
Из работы Вейсса следует также, что простая кубическая ячейка может быть
ферромагнитной. Это не согласуется с результатами Гейзенберга [350], пока-
завшего, что для существования ферромагнетизма необходимо наличие у каждого
атома восьми ближайших соседей. Значения М/ Jlf по данным трех работ, при-
ведены в табл. 65. Необходимо отметить, что kfi/Jx не равно числу ближайших
соседей z, как принималось в первом приближении.
Таблица 65
Значения при различном расположении диполей по результатам
трех работ
Структура Число бли- жайших соседей z Значения fefl/Ji*
I II Ш
Линейная цепочка . . . Квадратная плоская, ре- 2 1 0 0
шетка Гексагональная плоская 4 2 0 0
решетка Простая кубическая 6 3 0 0
структура Объемноцентрированный 6 3 0 1,85
куб 8 4 2 2,90 (J=i/2) 6,66 (J=l)
♦ I—результаты расчетов Стонера [489], II—результаты Гейзенберга [350],
III—результаты Вейсса [1591]. При расчете по методу Стонера величина Jg принималась
равной 1.
Превосходный обзор современного состояния теории молекулярного поля
имеется в работе Ван Флека [1444].
Термическое расширение вблизи точки Кюри. На фиг. 439 приведены
кривые зависимости от температуры коэффициента термического расширения
сплавов системы никель—железо с различным содержанием никеля. Переход
в парамагнитное состояние сплавов этой системы сопровождается следующими
особенностями: в сплавах с высоким содержанием никеля обнаруживается
аномальное увеличение коэффициента термического расширения; сплавы,
содержащие менее 70% Ni, обнаруживают отрицательную аномалию (пониже-
ние) коэффициента; в сплавах, имеющих около 70% Ni, аномалий коэффициента
не наблюдается. На основании хода кривой* Бете, описывающей^ изменение
энергии обменного взаимодействия при сжатии или расширении вещества,
можно предполагать, что при переходе через точку Кюри должен иметь место
обратный эффект—расширение или сжатие (см. гл. XIV). Как показал теорети-
ческий анализ [799, 855, 1099, 1154], знак предсказываемого эффекта находится
в согласии с опытом и зависит от тангенса угла наклона кривой Бете (фиг. 437).
Для инвара (около 36% Ni) тангенс положителен и имеет весьма большое абсо-
лютное значение, откуда следует, что в этом случае можно ожидать значитель-
ного уменьшения объема вещества при нагревании, которое компенсирует
нормальное термическое расширение. Это приводит к нулевому изменению
объема в области точки Кюри (250—300° С).
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
359
Ход кривой термического расширения железа показывает, что соответ-
ствующая ему точка должна лежать левее максимума кривой на фиг. 437.
Из расчета Корнецкого [799] следует, что возрастание постоянной кристалли-
ческой решетки на 2% увеличивает энергию обменного взаимодействия вдвое.
Поведение кобальта, никеля и сплавов никеля с кобальтом и медью при нагре-
вании показывает, что точки, соответствующие этим веществам, должны
Фиг. 439. Аномалии температурной зависимости коэффициента
термического расширения некоторых железо-никелевых сплавов.
Изменение знака аномалии происходит в сплавах, содержащих около 70% Ni [169].
лежать на кривой Бете правее максимума. Можно было ожидать, что сплавы
железо—кобальт (подобно сплавам железо—никель) должны помещаться
в области максимума кривой на фиг. 437. Однако опыт не подтверждает этого
заключения; напротив, по мере добавления к кобальту железа или никеля
точка Кюри неизменно понижается. В сплавах железо—кобальт картина
смещения точки Кюри при изменении состава затемняется происходящими
при этом фазовыми превращениями,так что непосредственно проверить выводы
теории невозможно. Однако характер изменения с концентрацией железа
виртуальной точки Кюри, получаемой для ферромагнитной фазы путем экстра-
поляции кривой IS(T) до пересечения с осью абсцисс [461], указывает на су-
ществование ожидаемого максимума.
Закон «трех вторых». Зависимость намагниченности от температуры
в области низких температур была рассчитана Блохом [447] на основе обменной
модели Гейзенберга. Расчет выполнен в предположении, что спины всех атомов
параллельны и число атомов с обратно направленными спинами достаточно
мало, так что их взаимодействием можно пренебречь. Вычисления проведены
для вещества с кубической решеткой, в узлах которой расположены атомы,
имеющие каждый по одному магнитоактивному электрону.
Полученное выражение имеет следующий вид:
1-Д Г-^-У/2, (10.13)
*0 Ч Jl /
где Jx —энергия обменного взаимодействия, Л — постоянная. Для простой
кубической решетки А = 0,1174, для объемноцентрированной А = 0,0587
и для гранецентрированной Л = 0,0294. Опеховский [978] также провел
расчет этой зависимости до членов более высокого порядка.
360
ГЛАВА X
Для сравнения результатов теории с опытом можно использовать осно-
ванное на атомной модели соотношение J1 = A9/z1) и ограничиться учетом
взаимодействия между ближайшими соседями. При этом для вещества
с объемноцентрированной решеткой, например для железа, получается
£- = 1 -0,863 (4Y/2.
/о \» О J
Величина показателя степени находится в хорошем согласии с результатами
измерений, однако коэффициент значительно отличается от эмпирического,
который составляет около 0,11 (см. фиг. 717). Впрочем, как показл Кит-
тель [1638], меньшее расхождение дает формула, предложенная Молле-
ром [665].
Гиромагнитные эффекты. При рассмотрении строения атомов ферро-
магнитных веществ мы пользовались понятием о спине электрона. Настоящий
раздел посвящен доказательству существования спина, способам его обнаруже-
ния и определения его роли в магнитных явлениях.
Фиг. 440. Схема, поясняющая метод определения величины
отношения момента количества движения к магнитному моменту.
Изменение направления орбитального магнитного момента М электрона
вызывает соответствующее изменение направления его момента количе-
ства движения J. Гиромагнитное отношение J/М сохраняет постоян-
ное значение.
Идея способа определения отношения момента количества движения
к магнитному моменту становится понятной из рассмотрения фиг. 440. Элек-
трон, имеющий массу т и отрицательный заряд е, движется вокруг ядра
по орбите радиусом г, совершая f оборотов в секунду. Магнитный момент
кругового тока перпендикулярен к плоскости витка (плоскости орбиты}
и равен
•*2
Момент количества движения направлен противоположно магнитному и равен
Jo = 2mfnr2.
2) Данное соотношение может дать лишь порядок величины J и не может быть исполь-
зовано для сравнения предыдущей формулы с опытом. Правильнее, как впервые указал»
Ландау и Лифшиц [811], использовать для определения Л закон «трех вторых» вместе
с опытными данными о зависимости спонтанной намагниченности от температуры.—Прим,
ред.
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
361
Отсюда определяется отношение моментов при орбитальном движении
_______________2тс
Ро — ~Т~ •
Представим себе, что атом подвешен в пространстве, как показано на
фиг. 440,а. Если поместить его в сильное магнитное поле, то орбитальный
магнитный момент М (а следовательно, и момент количества движения J)
начнет прецессировать вокруг оси подвеса. При отсутствии трения и внеш-
них сил угол между вектором магнитного момента и осью будет неизменным,
а изменится лишь угловая скорость прецессии. Напротив, если происходит
обмен энергии с соседними атомами, как это имеет место в действительности
благодаря тепловым колебаниям, вектор М будет приближаться к направле-
нию поля Н (фиг. 440,5). При этом одновременно с вектором М будет
поворачиваться вектор J и потому проекции обоих векторов на ось подвеса
будут изменяться одинаково. Таким образом, изменение магнитного момента
относительно оси подвеса вызывает изменение момента количества движения
относительно той же оси. В результате действия всех атомов на подвес
будет действовать крутящий момент, равный по величине и обратный
по знаку скорости изменения момента количества движения всех электронов
тела:
j __ dJ
dt 9
Таким образом, намагнитив до определенного значения цилиндрик, под-
вешенный как показано на фиг. 440,в, и измерив возникший при этом
крутящий момент, можно определить гиромагнитное отношение J/М (эффект
Эйнштейна —де Гааза [155]). Гиромагнитное отношение можно определить
также с помощью обратного опыта, сообщив образцу известное угловое
ускорение и измерив возникший при этом магнитный момент М (эффект
Барнетта [152]).
Предположение о существовании наряду с орбитальными собственных
механического и магнитного моментов электрона высказывалось рядом авто-
ров, в том числе Ричардсоном [223]. Это предположение было использовано
в 1925 г. Гаудсмитом и Уленбеком [279] для объяснения тонкой структуры
атомных спектров. С тех пор существование спина электрона считается
вполне установленным. Спиновый магнитный момент электрона равен одному
магнетону Бора, который, по определению, равен магнитному моменту, воз-
никающему при движении электрона по первой воровской орбите:
? = 4^Ь = 9’27-10"21 (10.14)
Момент количества движения спина электрона равен половине соответствую-
щей величины для электрона, движущегося по орбите:
Гиромагнитное отношение для спина электрона обозначается ps и равно
половине орбитального:
__ Ро
Рз р ““ е ““ 2 •
Дирак показал, что это соотношение вытекает из основных положений
релятивистской квантовой механики.
В общем случае гиромагнитное отношение выражается через фактор
Ланде g:
2. = p = ™JL, (10.15)
М r е g v '
362
ГЛАВА X
Для спиновых моментов g = 2, для орбитальных g = 1. Если момент
атома слагается из спинового и орбитального, то
ст = — 4- s(s+0—/(/ + !) (10.16)
s 2^ 2/(/+1) ’ uv.iv;
где s —спиновое, а / — орбитальное квантовое число, причем первое при-
нимает значения 0, г/2, 1, 3/2, ..., а второе —0, 1,2, .... Квантовое число /,
определяющее результирующий момент, может принимать любое положи-
тельное значение, равное сумме или разности s и /. Абсолютные значения
момента количества движения и магнитного момента выражаются следую-
щим образом:
Параллельные полю составляющие обоих моментов равны соответственно
j/i/2tc и gjehf^mc. При некоторых значениях s, / и /, например при s = 4,
/ = 2 и / = 2, величина g превосходит 2, а при других значениях может
быть меньше 1.
В гиромагнитных эффектах существенное значение имеет не только
величина момента, но и направление (знак) вращения. Результаты опытов
приводят к выводу, что магнитный момент атома обязан спин-орбитальному
движению отрицательно заряженных электронов, а не положительно заря-
женных частиц.
Как мы увидим ниже, в ферромагнетиках фактор Лайде имеет величину
порядка 2 (а не 1), из чего следует, что ферромагнетизм связан, в первую
очередь, со спином электронов, а не с их орбитальным движением. Поэтому
мы считаем, что перемагничивание ферромагнитных веществ связано в основ-
ном с изменением направления спинов электронов, тогда как изменением
ориентации орбит можно пренебречь. Напротив, поведение некоторых
парамагнетиков в магнитном поле в основном определяется переориента-
цией орбит.
Гиромагнитные опыты. После неудачных опытов Перри (см. [763]),
относящихся к 1890 г., Барнетту [152] в 1914 г. удалось впервые обнаружить
возникновение намагниченности при вращении ферромагнетика. Он получил
величину g, примерно в 2 раза превосходящую ожидаемое классическое зна-
чение, равное 1, —результат, который не мог быть объяснен в то время.
В 1907 г. Ричардсон [81] впервые предположил, что при намагничива-
нии ферромагнитного образца должно иметь место вращение. Опыт был
осуществлен Эйнштейном и де Гаазом [155] в 1915 г. Стюарт [177] в 1918 г.
повторил этот опыт и получил результаты, согласующиеся с измерениями
Барнетта. С тех пор эти результаты неоднократно подтверждались рядом
исследователей.
В последние годы для исследования вращения при намагничивании
чаще всего применяется метод, предложенный Чаттоком и Бейтсом [207]
и разработанный Саксмитом и Бейтсом [225, 268]. На фиг. 441 представлена
предложенная Барнеттом [763] схема одного из вариантов установки при та-
кого рода исследованиях. Цилиндрический образец из испытуемого материала
(ротор) с навитой на него намагничивающей обмоткой подвешивается на тон-
кой кварцевой нити во вторичной обмотке 3. К выводам обмотки 3 через
реостат 4 подключена третья катушка 7. Внутри последней находится
жестко связанный с подвижной системой (ротором) постоянный магнит 8
(момент которого равен /л).
При изменении тока в намагничивающей обмотке возникает электро-
движущая сила индукции в обмотке 3; одновременно вследствие изменения
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
363
магнитного момента происходит гиромагнитное вращение образца (ротора).
Ток в цепи обмоток 3 и 7 с помощью реостата 4 регулируется так, чтобы
•создаваемое им в катушке 7 поле сообщало постоянному магниту вращение,
компенсирующее гиромагнитное вращение ротора. Частота тока в намагни-
чивающей обмотке должна быть равна частоте собственных колебаний под-
вижной системы. Из опыта для ряда значений сопротивления R определяется
величина отклонения системы 8. Затем строится кривая зависимости В от R
и путем интерполяции определяется вели-
чина сопротивления /?0, соответствующая
•нулевому отклонению системы. Обозначим
через La момент, действующий на образец
вследствие гиромагнитного эффекта:
Ток I, возникающий в обмотках 3 и 7 при
изменении магнитного момента ротора М,
равен
. _ £ _dM к А
R ~~ dt R ’
где Ка — постоянная обмотки 3. Этот ток I,
проходя через витки катушки 7, создает
внутри нее поле, которое сообщает постоян-
ному магниту 8 крутящий момент:
LB = гтКв,
где Кв —постоянная катушки 7. При R =
— Ro момент La= —Lb, откуда
_ dJ _т^А><В
р — dM~~ Ro •
Фиг. 441. Схема установки для
определения гиромагнитного от-
ношения.
/—образец; 2—первичная обмотка;
3—вторичная обмотка; 4—реостат;
5—коммутирующее устройство; 6—зер-
кало; 7—катушка; 8—постоянный маг-
нит; 9—подвес (нить).
Зная величины, входящие в правую часть формулы, нетрудно подсчитать р.
При опытах приходится принимать ряд мер для избежания ошибок, основ-
ные причины которых заключаются во влиянии посторонних магнитных
полей (например, земного поля), магнитострикции и асимметрии в положении
ротора.
Экспериментальные значения фактора Ланде. Гиромагнитное отношение
удобно характеризовать величиной фактора Ланде
_ М 2тс
~ё~
Полученные различными исследователями значения фактора Ланде приведены
в табл. 66 и на фиг. 442. Если магнитный момент вещества определяется исклю-
чительно спиновыми магнитными1 моментами электронов, то g=2; напротив,
в веществе, в котором играют роль только орбитальные моменты, g=l. Наблю-
даемые небольшие отклонения величины g от значения g=2 указывают, что
в ферромагнетиках при намагничивании происходит небольшое изменение
ориентации орбит. Соответствующие расчеты 11190] находятся в согласии
с данными опыта. Экспериментальное значение g для слабо магнитного пирро-
тита (FeS), равное 0,62, можно, как показал Инглиз [712], объяснить, если
предположить, что атомы железа находятся в состоянии s= — х/2, Z=2, /=3/2,
в котором орбитальный момент играет значительную роль (теоретическое
значение g для этого состояния равно 0,67).
Наиболее достоверные измерения g были выполнены Барнеттом. Его
данные представлены на фиг. 442. Расположение точек, отмеченных кружками
364
ГЛАВА X
Таблица 66
' Хронологическая таблица значений ^=2/(р^/тг) для ферромагнитных веществ*
Год Автор Материал g Литература
1914 С. Барнетт** Сталь 1,98 [152]
1915 С. Барнетт** Сталь 2,11 [152]
1915 Эйнштейн и де Гааз Железо 1,00 [155]
1917 С. Барнетт** Железо, никель >1<2 [168]
и кобальт Г Железо 1,96 [177]
1918 Стюарт \ Никель 2,13
J Железо 1,89 [180]
1919 Бек 1 Никель 1,75
1919 Арвидссон Железо 2,13 [185]
1922 Классен М ягкое железо от 1,77 до 0,83 [209]
и стали
J Железо 1,98 [207]
1922 Чатток и Бейтс V Никель 1,98
1920—1925 С. Барнетт и Л. Бар- Различные мате- [253]
нетт** риалы
1923 Саксмит и Бейтс Fe, Ni, сплав Гейс- 2,00 [225]
лера Г Кобальт 1,96 [268]
1925 Саксмит 1 Магнетит 2,04
1935 Саксмит Сплав Си—Ni 1,90 [823]
1932-1935 Кетерье и Шеррер Г Железо \ Пирротит 2,00— 0,62— [571, 768]
1935 Рай-Чаудури Оксиды железа от 1,92 до 1,96— [821]
1931—1938 С. Барнетт Различные мате- [506, 689,
риалы 1191, 1392]
1938 Кикоин и Губарь Железо 1,92+ [1214]
1949 Барнетт и Джамбони Пермаллой 1,98 [1604]
1949 Мейер f Железо 1 Никель 2,01 2,00 [164§]
' FeNi 1,99
1949 Мейер Fe8Ni 2,07 [1649]
FeCo 2,00
. Fe—Со—Ni 2,02
♦ Значения g, приведенные в таблице, определены по эффекту Эйнштейна—де Гааза (вращение при
намагничивании), за исключением особо отмеченных случаев. В литературе имеется сообщение об изме-
рении g для Fe—Se u Mn—Se [1119].
♦♦ Значения g определены по эффекту Барнетта (намагничивание при вращении).
(метод Барнетта) и треугольниками (метод Эйнштейна и де Гааза), показывает,
что результаты измерений g этими двумя методами согласуются друг с другом.
По мнению Гортера [1264], все исследованные ферромагнетики можно раз-
делить на четыре группы в зависимости от величины g: группу марганца
(сплавы Гейслера), группу железа, группу кобальта и группу никеля (каждая
группа характеризуется определенным значением фактора Ланде: 1,98; 1,94;
1,85 и 1,90 соответственно). Эта идея поясняется фиг. 442, где показана зави-
симость g от атомного номера элемента (сплавы занимают промежуточные
места, соответствующие их составу). Ход прямых на фиг. 442 указывает, что
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
365
g определяется числом внеядерных электронов. Аналогичную картину полу-
чили Гортер и Кан [1201], которые рассчитали значения g, основываясь на рас-
хождении между экспериментальными значениями восприимчивости двух-
валентных солей марганца, железа, кобальта и никеля и ее теоретическими
значениями, подсчитанными с учетом только спиновых моментов электронов;
вычисленные таким образом значения g получились несколько меньше значе-
ний, измеренных для соответствующих металлов.
Фиг. 442. Зависимость фактора Ланде
g=(M/J)(2mc/e) от электронной концентрации
(по измерениям Барнетта).
Гиромагнитное отношение некоторых парамагнетиков было определено
Саксмитом [544, 612, 823]. Его результаты представлены в табл. 67, причем
в правом столбце приводятся значения g, рассчитанные по спектральным данным.
Таблица 67
Значения g для некоторых парамагнетиков
(по Саксмиту)
Вещество Значение g
эксперимен- тальное вычисленное
Nd2O, 0,78 0,76
Gd2O8 2,12 2,00
Dy2O8 1,36 1,33
Eu2O8 >4,5 6,56
FeSO4 1,89 <2,00
СоС12—CoSO4 1,54 <2,00
СгС12 1,95 <2,00
MnCO8—MnSO4 1,99 2,00
Ni-Cu (56% Ni) 1,9 2,00
Значения g не равны ни 1, ни 2. Это указывает, что при намагничивании
парамагнетиков происходит ориентация как спиновых, так и орбитальных
моментов.
366
ГЛАВА X
ДИАМАГНЕТИЗМ
В 1845 г. Фарадей установил, что все вещества могут быть разделены
по своим магнитным свойствам на диамагнитные и парамагнитные. В на-
стоящее время из группы парамагнитных веществ выделяют в отдельную*
группу ферромагнитные вещества. Согласно Фарадею, критерием для отне-
сения слабо магнитных веществ к той или другой группе служит их пове-
дение в сильном неоднородном магнитном поле. Будучи свободно подве-
шены в неоднородном поле, парамагнетики втягиваются в область наиболь-
шей напряженности, а диамагнетики выталкиваются из нее. Сила, действу-
ющая на диамагнетик в неоднородном поле, пропорциональна напряжен-
ности поля //, градиенту поля dHjdx, объемной восприимчивости х и объему
образца о*.
и dH
== *ип —j—.
dx
Объемная восприимчивость х для большинства твердых диамагнетиков
имеет порядок—10"6 и обычно не зависит от напряженности поля. Исклю-
чительно высокое значение восприимчивости имеет висмут, для которого*
х = — 13-10"6, однако и в этом случае значения восприимчивости в мил-
лионы раз меньше восприимчивости ферромагнетиков. При низких темпе-
ратурах (<50° К) восприимчивость висмута, галлия, олова и графита изме-
няется при изменении напряженности поля [910, 1660], что представляет
особенность этих веществ1). Хотя диамагнитные и парамагнитные свой-
ства материалов не представляют большого технического интереса (иногда,
впрочем, они используются при сепарации руд), изучение их имеет чрез-
вычайно важное значение в науке о строении вещества.
Диамагнетизм является атомным свойством вещества. Он проявляется
обычно в тех случаях, когда атомы имеют симметричную электронную
структуру и не обладают постоянным магнитным моментом. При описании
диамагнетизма часто пользуются понятием атомной восприимчивости*.
А
*A=*-d'
где Л —атомный вес, a d — плотность. Величина %дН представляет собой
магнитный~ момент одного грамматома; разделив ее на число Авогадро*
получим величину параллельной полю составляющей среднего момента
одного атома. Величину
М
Хм = х-^-,
где М — молекулярный вес, называют молекулярной восприимчивостью.
В своих классических исследованиях П. Кюри [32] показал, что воспри-
имчивость диамагнитных веществ, как правило, не зависит от температуры
и что изменение структуры не оказывает на нее заметного влияния. Однако
при плавлении диамагнитная восприимчивость большинства веществ
несколько меняется.
После П. Кюри исследованиями диамагнетиков занимались Хонда [104]
и Оуен [132], производившие измерения восприимчивости многих веществ.
На фиг. 443 приведены значения атомной восприимчивости хА ряда элемен-
тов, расположенных в порядке атомных номеров. Значения хА взяты
из работы [1387], в которой приводятся результаты более новых измере-
ний. Как видно из фигуры, наибольшей парамагнитной восприимчивостью
т) Исследования Лазарева, Веркина и др. показали, что подобными свойствами обла-
дают также цинк, бериллий, кадмий, магний и индий [ЖЭТФ, 20, 93, 995 (1950)].—Прим...
ред.
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
367
обладают редкоземельные элементы, меньшую восприимчивость имеют
металлы «переходной группы», включая палладий и платину, и, наконец,
металлы, характеризующиеся хорошей электропроводностью, обнаружи-
вают слабую парамагнитную восприимчивость. Некоторые металлы и
большинство неметаллов слабо парамагнитны или диамагнитны. Сурьма и
висмут обладают довольно сильным диамагнетизмом. Большинство соеди-
нений ионного и молекулярного типов также является диамагнетиками
вследствие того, что магнитные моменты их электронов попарно компенси-
руют друг друга; однако газообразные кислород (О2) и окись азота (NO)
парамагнитны. Температурный ход молекулярной (атомной) восприимчивости
некоторых типичных веществ обеих групп представлен на фиг. 444.
Теория диамагнетизма. В развитии теории диамагнетизма большую
роль сыграла известная работа Ланжевена [64], опубликованная им в 1905 г.
В этой работе Ланжевен дал дальнейшее развитие идей, ранее высказанных
Вебером. Ланжевен рассматривал модель атома, содержащего один электрон
с зарядом е и массой т, вращающийся со скоростью и вокруг ядра по кру-
говой орбите радиусом г. «Ток», вызванный движением этого электрона,
создает магнитный момент М, пропорциональный заряду электрона е, ско-
рости v и площади орбиты
2тгг 2с
Внешнее магнитное поле вызывает э. д. с. индукции, которая изменяет
скорость электрона на
л е^г
2тс
При этом момент М изменяется на величину
2с 4тс2
Отсюда атомная восприимчивость, или восприимчивость одного грамматома^
составляет
ХА Jvo н 4тсг •
Если в атоме имеется несколько орбит, расположенных по отношению
к полю под разными углами, то выражение для атомной восприимчивости
имеет вид
Ха — — J г2 = - 2,83 10™ % ?*). (10.17)
Эта формула, известная как формула Ланжевена, применима к любому
веществу независимо от того, парамагнитно оно или диамагнитно. В тех
случаях, когда благодаря существованию постоянных атомных моментов
вещество парамагнитно, формула определяет диамагнитную часть его вос-
приимчивости.
Зная число электронов в атоме, по его диамагнитной восприимчивости
можно вычислить среднее квадратичное значение радиуса атома. Рассчитанные
таким путем радиусы согласуются с размерами орбит, определенными дру-
гими независимыми методами.
В квантовой механике формула Ланжевена сохраняется для частного слу-
чая, когда поле ядер обладает сферической симметрией, как это имеет место
я) В этой формуле 2г2 представляет собой сумму средних значений от квадратов
проекций радиусов-векторов орбит на плоскость, перпендикулярную к полю.—Прим, ред
-10'
Tb
G< Io
10'
10'
Nd
Железо. кобальт, никель
10'
10'
JO'5
-10'5
ю\6
-10 е
Li
Диамагнетики
Sb
Аи
«9
Ве^йЛ
Pt
РЬ
-10'3,
Bi
51__I___I___I__I____I_1 ,.L-„ I___itfii 1 I i
0 10 20 30 40 50 60 70 80
Атомный номер
Фиг. 443. Атомная восприимчивость элементов при комнатной
температуре.
Пунктиром соединены точки для щелочных металлов и для инертных
газов.
Молекулярная восприимчивость
Фиг. 444. Температурная зависимость атомной (или
молекулярной) восприимчивости некоторых типичных
пара- и диамагнетиков.
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
369
в атомах и простых ионах. Однако при этом в понятие радиуса орбиты вклады-
вается несколько иной смысл, так как орбиты здесь не локализованы. Расчет
диамагнитной восприимчивости методами волновой механики был произведен
для некоторых простых атомов и молекул. Более или менее удовлетворитель-
ные результаты 1620] получены для одноатомных инертных газов Не,- Ne, Аг,
Кг, Хе и молекулярного водорода Н2. В зависимости от способа расчета теоре-
тически вычисленное значение восприимчивости гелия колеблется в пределах
от —1,65*10“вдо—1,90-10”® (Слетер [374], Стонер [428]). Эксперименталь-
ное значение, полученное Гавенсом [650], составляет—1,9Ь10"6. Для других
элементов и в теоретических
и в экспериментальных дан-
ных обнаруживаются значи-
тельные расхождения.
Положительные ионы ще-
лочных и щелочноземельных
металлов, а также ионы га-
логенов имеют структуру
инертных газов, благодаря
чему можно произвести тео-
ретическую оценку их вос-
приимчивости. Причина не-
точности расчетов заключает-
ся в использовании вёсьма
приближенных волновых
функций и значений зарядов
ионов.
Простые соли и их рас-
творы. Большинство солей яв-
ляются диамагнитными, пото-
му что составляющие их ионы
(например, Na+ и С1~) имеют
замкнутые электронные обо-
лочки типа оболочек инерт-
Ф и г. 445. Рост ионной восприимчивости при уве-
личении числа электронов в оболочке иона.
ных газов и, следовательно,
не обладают результирующим магнитным моментом. На основании ряда
измерений восприимчивости твердых солей или их растворов можно делать
заключения о величине восприимчивости отдельных компонентов. При раз-
делении общей восприимчивости соли на восприимчивость компонентов всегда
возникает некоторая неопределенность; кроме того, на величину восприим-
чивости влияет концентрация раствора и силы связи. Однако каждому компо-
ненту можно приписать определенное значение восприимчивости хл, которое
в первом приближении не изменяется. Ионные восприимчивости отдельных ком-
понентов, полученные Трью [1300], представлены на фиг. 445 в зависимости
от числа внеядерных электронов в ионе. Как это следует из элементарных
соображений, восприимчивость /л растет с увеличением числа электронов
относительно резкий подъем величины хл между п= 10 и п=18 подтверждается
расчетом ионных радиусов. Последний производился независимым способом
на основании исследования кристаллической структуры и оптических изме-
рений. При увеличении заряда ядра и сохранении числа внеядерных электро-
нов в ионе абсолютная величина диамагнитной восприимчивости уменьшается
(как, например, в следующей последовательности элементов и ионов: J', Хе,
Cs+ и Ван). Это объясняется тем, что при большем заряде ядра электронные
оболочки сильнее притягиваются к ядру, вследствие чего уменьшается
член в формуле Ланжевена.
Принцип аддитивности диамагнитных восприимчивостей можно распро-
странить также на соли и растворы, содержащие более сложные ионы:
24 р. Бозорт
370
ГЛАВА X
NO“, SQ3-, NH* и другие. Однако значения восприимчивости для последних
менее достоверны, чем для рассмотренных ранее простых ионов.
Другие соединения. На основе результатов многочисленных опытов
(1908—1913 гг.) Паскаль [108] установил, что в ряде случаев восприимчи-
вость органического соединения равна сумме восприимчивости входящих
в него атомов и добавочного члена, определяемого видами связей между ато-
мами в молекуле. Атомные восприимчивости ряда элементов и константы
связей приведены в табл. 68.
Таблица 68
Значения восприимчивости некоторых атомов и константы связей в молекулах
органических веществ
Элемент -/д-106 । Элемент -1А- >0‘ Вид связи —/В* 106
н 2,93 С1 20,1 С с 0
с 6,00 1 Вг 30,6 с=с -5,5
N (цепочка) 5,57 I J 44,6 с=с -0,8
N (аминогруппа) 2,П Na 9,2 N=N -1,8
О (спирт) 4,61 К 18,5 С—Cl -3,1
S 15,0 Zn 13,5 С—Вг -4,1
Р 26,3 Si 20 Бензольное кольцо 1,4
(—ZM-10®) Для броми-
Вычисленное по Паскалю значение величины
стого этила С2Н5Вг, равное (2-6,00)+(5-2,93)4-30,6—4,1=53,1, мало отли-
чается от наблюдаемого на опыте (53,3). Константы Паскаля были использо-
ваны при изучении диамагнетизма в случае более сложных органических
соединений и групп атомов. На его работах базируются также рассмотренные
выше аддитивные соотношения в неорганических соединениях ионного типа.
В связи с ограниченностью теории Ланжевена, для освещения вопросов,
связанных с диамагнетизмом даже простейших двухатомных молекул, напри-
мер Н2, приходится обращаться к квантовой механике. Квантовая механика
в состоянии удовлетворительно решить этот вопрос, если волновые функции
известны с достаточной степенью точности. В квантовом выражении для хм
имеется положительный член, прибавляемый к отрицательному члену фор-
мулы Ланжевена. Ван Флек и Франк [433], применив приближенные волно-
вые функции молекулы водорода, вычислили оба члена выражения, которые
оказались равными—4,66-10”® и 0,51-10”®. Их сумма (—4,15-10”®) хорошо
согласуется с опытными данными, лежащими в интервале от —3,9-10”®
до -4,0-10”® [650].
Расчет восприимчивости более тяжелых молекул не удается провести
вполне строго. Обычно используемые приближенные волновые функции дают
завышенные значения /«. Наши сведения о диамагнитных восприимчивостях
газов также ограничены вследствие больших погрешностей, возникающих
при их измерении.
Магнитные свойства воды представляют значительный интерес по следую-
щим трем причинам: во-первых, вода часто используется для градуировки
аппаратуры; во-вторых, восприимчивость воды необходимо учитывать при опре-
делении восприимчивости растворенного в ней вещества; в-третьих, для воды
были выполнены прецизионные измерения температурной зависимости вос-
приимчивости, которые позволяют судить о влиянии температуры на диамаг-
нитную восприимчивость других веществ. Молекулярная восприимчивость
воды хм=0,7218-10"® при 20° С. С увеличением температуры она возрастает
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
371
примерно на 0,013% на ГС [633]. Многие исследователи считают, что рост
молекулярной восприимчивости воды обусловлен деполимеризацией молекул,
происходящей при повышении температуры. На примере воды подтверждается
общее заключение о независимости диамагнетизма от температуры, за исклю-
чением тех случаев, когда под влиянием температуры происходят изменения
силы взаимодействия между соседними атомами или молекулами, приводящие
к небольшим изменениям структуры электронных оболочек. Такого рода
изменения, конечно, наиболее значительны при плавлении, испарении
(см. фиг. 444) или при образовании определенной группировки молекул, как,
например, при полимеризации.
ПАРАМАГНЕТИЗМ
Парамагнитная восприимчивость материалов, исследованных П. Кюри,
зависит от температуры: при повышении температуры восприимчивость убы-
вает. Позднее была открыта большая группа парамагнетиков, восприимчивость
которых практически не зависит от температуры (см. фиг. 444). Это свойство
характерно для ряда металлов, причем они обладают им только тогда, когда
находятся в твердом со-
стоянии. Парамагнетизм
данной группы веществ
обусловлен электронами
проводимости; его часто
называют слабым парамаг-
нетизмом, в отличие от
сильного парамагнетизма
веществ, атомы или моле-
кулы которых обладают
резул ьтирующим магнит-
ным моментом.
Происхождение двух
названных видов пара-
магнетизма поясняется
фиг. 446. Дуги окружно-
сти на схеме изображают
электронные оболочки; ду-
Электпронныв оболочки
Фиг. 446. Схема, поясняющая происхождение силь-
ного и слабого парамагнетизма.
Сильный парамагнетизм возникает, когда в атоме .имеется неза-
полненная внутренняя оболочка (жирная линия). Слабый пара-
магнетизм возникает, когда электроны, находящиеся на внеш-
ней оболочке (пунктирная линия), становятся электронами
проводимости (коллективизируются).
га, соответствующая пос-
ледней оболочке, нанесена пунктиром, чтобы показать, что находящиеся
на ней электроны слабо связаны с остовом атома и являются электро-
нами проводимости в металле или валентными электронами в соедине-
ниях. Под действием внешнего поля часть спинов электронов проводи-
мости может устанавливаться параллельно полю, вследствие чего воз-
никает слабый парамагнетизм, обнаруженный, например, у металличе-
ского натрия. Большинство внутренних оболочек атома являются запол-
ненными, и связанные с ними спиновые и орбитальные моменты электронов
взаимно компенсируются. В атомах с незаполненными внутренними оболоч-
ками возникает результирующий магнитный момент. Парамагнитная вос-
приимчивость веществ, атомы которых обладают незаполненными внутрен-
ними оболочками, значительно превышает часть восприимчивости, связан-
ную с парамагнетизмом электронов проводимости, и. диамагнитную часть
восприимчивости. Незаполненные оболочки имеют атомы элементов группы
железа, палладия, платины и редких земель, и все они обнаруживают силь-
ный парамагнетизм. У редкоземельных элементов гольмия и диспрозия
сочетание спинового и орбитального моментов электронов незаполненной
4-й оболочки создает весьма сильный атомный момент. Классическая теория
парамагнетизма и ее квантовомеханическое уточнение рассматривались нами
24*
372
ГЛАВА X
ранее (стр. 341) в применении к ферромагнитным явлениям. Там было
доказано, что по классической теории Ланжевена
На ?ан kT
-cth kT ^АН ’
где fxA — атомный магнитный момент, а р.А — средняя величина его проекции
на направление поля. Отсюда следует, что при pAH<^kT для парамагне-
тиков имеем
WoP-д Л^оИд
Ц ~~ЫТ'
(10.18)
где No — число атомов в грамматоме. Зная /А, можно определить эффектив-
ный атомный момент (в магнетонах Бора):
Ьфф. = -у- = = 2,83(ха7)1/2 = 2,83 УС~А. (10.19)
Величину этого момента часто используют при анализе экспериментальных
данных даже в тех случаях, когда неприменима классическая теория,
на основании которой он определяется.
В тех случаях, когда имеют место отклонения от закона Кюри, эффек-
тивный момент может зависеть от внешнего поля и температуры. При
определенных условиях хА может быть представлено в следующем виде:
(10.20)
где = и « —константа, вычисляемая методами квантовой механики.
Эта формула дает количественное описание свойств некоторых ионов редко-
земельных элементов и в
принципе применима и в
других случаях,.
Редкоземельные эле-
менты. Примером сильно
парамагнитных веществ мо-
гут служить редкоземель-
ные элементы от церия
(атомный номер 58) до ит-
тербия (атомный номер 70),
а также их соли. Силь-
ный парамагнетизм обычно
трехвалентных ионов этих
элементов обусловлен ре-
зультирующим магнитным
моментом недостроенной
4/-оболочки. Последняя .эк-
ранируется внешними элек-
тронными оболочками от
влияний соседних атомов.
Таким образом, предполо-
жения, лежащие в основе
Ф и г. 447. Эффективные моменты трехвалентных
ионов редкоземельных элементов.
Теоретическая кривая Ван Флека нанесена пунктиром. До оси
ординат отложен эффективный момент в магнетонах Бора.
теории, приближенно вы-
полняются,. Ионная восприимчивость определяется по результатам измерений
восприимчивости окислов, твердых солей и растворов с введением поправок
на восприимчивость воды и сопутствующих компонентов. Результаты различ-
ных исследований приведены на фиг. 447 [1387]. Восприимчивость боль-
шинства редкоземельных элементов убывает при повышении температуры,
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
373
как это и можно было ожидать в соответствии с теорией. Исключение
представляет ионная восприимчивость самария (Sm8+), почти не изменяю--
щаяся при повышении температуры от комнатной, и восприимчивость европия,
обнаруживающая необычный температурный ход.
Вычисление ионной восприимчивости редкоземельных элементов методами
квантовой механики является одним из крупных успехов теории Ван Флека
1620], основывающейся на более ранней работе Гунда [261]. Результаты этого
вычисления представлены пунктирной кривой на фиг. 447. Оба члена формулы
(10.20), как зависящий, так и не зависящий от температуры, были выведены
теоретически. Удалось также дать удовлетворительное объяснение аномаль-
ному температурному ходу восприимчивости самария и европия.
В металлическом состоянии редкие земли обладают высокой восприимчи-
востью; гадолиний при охлаждении ниже 16° С переходит в ферромагнитное
состояние. Для иттербия и диспрозия величина /д-Ю® при комнатной темпе-
ратуре превосходит 100 000. Для рассматриваемых элементов наблюдаются
значительные отклонения температурной зависимости ха от закона Кюри,
однако хорошо выполняется закон Кюри—Вейсса:
_ С
Х-л~т—Ъ ‘
Для гадолиния, как и для других ферромагнетиков, 0 близка к точке Кюри.
При температуре, меньшей 0, вещество не обязательно является ферромагнит-
ным, напротив, чаще всего еще до достижения этой температуры происходит
нарушение указанного простого закона.
Ионы элементов группы железа. К сильным парамагнетикам относятся
также элементы и соединения элементов, расположенных в периодической
системе между скандием и медью (сами скандий и медь в это число не входят).
Из этой группы наибольшей ионной восприимчивостью обладают марганец,
железо и кобальт. Значение магнитных моментов ионов этих элементов в общем
ниже, чем у редких земель, так как в данном случае незаполненная оболочка
имеет меньшую «емкость», чем у редкоземельных элементов (10 электронных
«мест» вместо 14).
Применение к ионам элементов группы железа того же метода расчета,
что и для редкоземельных элементов, не всегда приводит к удовлетворительным
результатам (см. пунктирную линию 1 на фиг. 448). Результаты расчета, осно-
ванного на других предположениях, представлены кривыми 2 и 3. Как видно
из фигуры, экспериментальные значения лежат между теоретическими кривыми.
Стонер объясняет это тем, что незаполненная оболочка у элементов данной
группы является наружной и поэтому подвергается воздействию со стороны
окружающих ионов. Это воздействие отражается на орбитальном движении
трудно учитываемым образом. Если предположить, что взаимодействие между
ионами велико и внешнее поле создает ориентацию только спиновых моментов,
то теория дает кривую 2. Если, напротив, допустить, что соседние ионы взаимо-
действуют слабо и орбитальные моменты подвергаются воздействию внешнего
поля, то теоретически вычисленные значения моментов ложатся на кривую 3.
Когда влияние соседних ионов на оболочку не очень велико, точки, соответ-
ствующие значениям магнитных моментов, должны лежать между теоретически-
ми кривыми 2 и 3, что в действительности и наблюдается.
Парамагнетизм при низких температурах. При обычных температурах
и не очень сильных полях можно ограничиться первым членом разложения
в ряд функции Ланжевена (см. стр. 346). Однако при низких температурах,
и высоких полях величина рдНИгТ может быть такой, что приходится поль-
зоваться полным выражением функции Ланжевена или соответствующей
ей квантовомеханической функцией. В этих условиях восприимчивость зависит
от напряженности поля и магнитный момент вещества приближается к пре-
дельному значению, отвечающему расположению всех молекулярных магнитол
374
ГЛАВА X
параллельно полю. Результаты первых измерений, которые были проведены
в полях до 22 000 эрстед при температуре 1,3° К [229], показали удовлетвори-
тельное согласие теории с опытом. Несколько иная зависимость, получаемая
на основе квантовой теории, полностью соответствует экспериментальным
Фиг. 448. Эффективные моменты ионов группы железа.
Вертикальными черточками показаны пределы, в которых лежат
экспериментальные значения. Линии /, 2 и 3 представляют теоре-
тические значения, вычисленные при различных предположениях.
По оси ординат отложен эффективный момент в магнетонах Бора.
Фиг. 449. Теоретические кривые намагничивания для различных
значений J и точки, полученные из экспериментальных данных
для сернокислого гадолиния.
цэфф—атомный момент в магнетонах Бора, цд—среднее значение его компо-
ненты, параллельной полю.
данным. Для иона Gd3+ квантовое число Теоретические кривые для
J— Уг, <7=1, J=1lz и J— со (классическое значение) представлены нафиг. 449,
на которой дана зависимость ^а/нэфф. от Hp^JkT. Более подробно этот вопрос
рассматривается в работах Джиока [305] и Ван Флека [620].
Магнитные свойства некоторых парамагнитных солей используются для
получения сверхнизких температур. Так, де Клерком и др. была получена
методом охлаждения в магнитном поле температура 0,0015° К [1695].
Парамагнитные газы. Почти все одноатомные газы, как, например,
инертные, диамагнитны, поскольку они обладают замкнутой электронной обо-
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
375
лочкой с результирующим магнитным моментом, равным нулю. Однако одно-
атомные пары металлов имеют нескомпенсированные электроны на внешней
орбите, которые должны сообщать им парамагнитные свойства. Несмотря
на серьезные экспериментальные трудности, при измерении магнитных свойств
паров калия [349] было найдено, что они действительно являются парамаг-
нитными и в определенном интервале температур подчиняются закону Кюри.
Восприимчивость калия, согласно этим весьма неточным измерениям, равна
0,375/Т, что соответствует нескомпенсированному спиновому моменту одного
электрона.
Молекулы, состоящие из двух и более атомов, обычно диамагнитны, так как
имеют четное число электронов, спиновые моменты которых взаимно компен-
сируют друг друга. Общеизвестны два исключения из этого правила: молеку-
лярный кислород (О2) и окись азота (NO). В молекуле кислорода, несмотря
на четное число электронов, компенсации не наблюдается (причины этого
явления пока не выяснены); молекула окиси азота имеет нечетное число
электронов. Парамагнитные свойства многих других газов с «нечетными»
молекулами еще мало изучены.
Как показывает опыт [438], при низких давлениях восприимчивость кисло-
рода подчиняется закону Кюри, который при повышении давления уступает
место закону Кюри—Вейсса [1137], причем постоянная 6 кислорода весьма
мала и имеет отрицательный знак. Закон Кюри—Вейсса сохраняет силу и для
восприимчивости жидкого кислорода, которая растет с понижением темпера-
туры и при переходе через точку затвердевания.
Молекулярная восприимчивость окиси азота была измерена [549] в интер-
вале температур от +20 до —160° С (т. е. ниже нормальной точки кипения),
причем было установлено, что эффективный молекулярный момент окиси
азота р.Эфф. в указанном интервале температур изменяется примерно на 15%.
Применяя данные об электронной структуре, основанные на результатах
спектроскопических наблюдений, Ван Флек [620] произвел тщательный рас-
чет р.Эфф. и его температурной зависимости. Полное совпадение теоретически
вычисленных значений с экспериментальными является доказательством
правильности квантовомеханического решения вопроса.
Парамагнетизм электронов проводимости. Характерная для большинства
металлов практическая независимость восприимчивости от температуры
(см. фиг. 444) не может быть объяснена в рамках классической теории Лан-
жевена, ибо с точки зрения последней парамагнитная восприимчивость всегда
должна уменьшаться с увеличением температуры. Указанная независимость
восприимчивости от температуры становится понятной, только если принять
во внимание законы квантовой статистики, которым, как показал Паули [290],
подчиняются электроны в металле. В простейшем случае, при одном свобод-
ном электроне на атом, квантовая теория атомной восприимчивости приводит
к значению 1,88- 10"6(ЛД/)2Ч где А—атомный вес, a d—плотность в г/см3.
Теория предсказывает также, что в рассматриваемом случае должен иметь место
незначительный диамагнитный эффект, равный г/3 парамагнитного.
В реальных металлах электроны не являются вполне свободными,
но частично связаны с остовами атомов. Они находятся под действием так
называемых корреляционных и обменных сил, имеющих квантовую природу.
Кроме того, нельзя не учитывать диамагнетизма ионных остовов. Вычисленная
с учетом всех этих моментов величина восприимчивости натрия [1233] близка
к наблюдаемой. Для других элементов теория дает менее удовлетворительные
значения.
Парамагнетизм электронов и диамагнитный эффект ионов зависят от при-
роды атомов и структуры металлов или сплавов, и нетрудно понять, почему
одни металлы обладают слабым парамагнетизмом, а другие—слабым диамагне-
тизмом. Однако на современном этапе теория в состоянии правильно оценить
лишь порядок величины восприимчивости.
376
ГЛАВА X
Молекулярные пучки. Из основных положений квантовой механики сле-
дует, что магнитный момент молекул может иметь лишь определенное число
ориентаций во внешнем поле. Это положение было непосредственно доказано
опытами Штерна и Герлаха [233] еще в 1921 г. Схема установки Штерна
и Герлаха показана на фиг. 450. Источником атомов металла служит малень-
кая печка, в которой плавится и испаряется металл (серебро). Для создания
узкого пучка атомов применяются щелевые диафрагмы. Полученный пучок
направляется в неоднородное поле электромагнита. В магнитном поле магнит-
ный момент атомов может ориентироваться либо вдоль, либо против поля, при
этом в первом случае атомы отклоняются электромагнитом в область большей
напряженности (на чертеже—вниз), а во втором—в противоположную сторону.
Фиг. 450. Схема опыта Штерна и Герлаха по определению магнитного
момента молекул.
Пучок молекул металла расщепляется в резко неоднородном поле электромагнита.
Отклоняющая сила, действующая на атом в магнитном поле, пропорциональна
градиенту поля. Таким образом, проходя между полюсами электромагнита,
пучок атомов расщепляется на два, что обнаруживается по следам на экране,
куда попадают атомы. Измерив расстояние между следами лучей на экране,
можно оценить магнитный момент атомов, если известна их скорость (которая
определяется температурой в печке) и градиент поля в электромагните. В неко-
торых опытах градиент достигал 200 000 эрстед!см.
Последующие работы [260], специально поставленные для точного опреде-
ления атомных моментов, показали, что атомные моменты щелочных металлов,
меди, серебра и золота в пределах точности опыта (1—4%) равны одному маг-
нетону Бора. Атомы цинка, кадмия, ртути, олова и другие [315], в которых
магнитные моменты двух внешних электронов взаимно компенсируют друг
друга, имеют магнитные моменты, равные нулю, как это и можно было ожидать
на основании теоретических соображений. У ряда элементов, например таллия,
атомный момент, вычисленный по спектроскопическим данным, не равен целому
числу магнетонов Бора.
Магнитные моменты атомных ядер. Ядра атомов могут обладать собствен-
ными магнитными моментами. Величина магнитных моментов ядер у всех
элементов составляет весьма малую долю магнетона Бора. Поэтому ядерный
магнетизм наиболее отчетливо обнаруживается в атомах с симметричной элек-
тронной оболочкой, не имеющей результирующего магнитного момента.
Ввиду своей малости ядерные моменты не оказывают заметного влияния
на магнитные свойства вещества. Тем не менее их измерение очень важно для
изучения строения и свойств ядер и нуклонов, и поэтому начиная с 1931 г. тех-
ника эксперимента в этой области непрерывно развивается и совершенствуется.
Ниже кратко описывается так называемый «метод магнитного резонанса в моле-
кулярных пучках», впервые примененный Раби в 1938 г. [1153, 1468].
Как и в других экспериментах, узкий пучок молекул, вырезаемый
с помощью диафрагм, направляется в поле электромагнита (фиг. 451). В маг-
нитном поле момент молекулы начинает прецессировать около направления
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
377
поля. Проходя между полюсами электромагнитов А и В, градиенты полей
которых равны и направлены антипараллельно, молекулы испытывают откло-
нения. Около половины молекул отклоняется вниз в первом магните и вверх—
во втором, после чего пучок попадает в точку D. Молекулы, имеющие разные
скорости, описывают неодинаковые траектории, но они все фокусируются
в точке D, если только в пути не происходит никакого изменения направления
их магнитных моментов.
Изменение вертикальной составляющей моментов осуществляется в одно-
родном поле Н магнита С с помощью слабого переменного поля с часто-
той /. Переменное поле создается электрическим током, проходящим по
Фиг. 451. Схема установки Раби для определения ядерных магнитных
моментов методом «радиочастотной спектрометрии».
Пучок атомов отклоняется в поле электромагнитов и подвергается действию высоко*
частотного магнитного поля, которое возникает при прохождении тока по медным
трубкам, расположенным как показано на чертеже.
медным трубкам, установленным как показано на схеме. Возмущающее дей-
ствие переменного поля проще всего пояснить на примере обычного волчка,
прецессирующего около вертикальной оси в поле силы тяжести. Если воз-
мущать движение волчка, сообщая колебания опоре, то волчок потеряет
устойчивость, как только частота колебаний опоры сравняется с частотой
прецессии. В нашем случае, когда частота прецессии совпадет с частотой
слабого переменного поля, молекулы потеряют устойчивость. Вследствие
этого молекулы опишут в поле электромагнита В другую траекторию (изо-
браженную пунктиром) и попадут в точку Е. Частота прецессии в поле
магнита С пропорциональна напряженности поля #. Поэтому Н медленно
изменяют до тех пор, пока число молекул, попадающих в точку D, не до-
стигнет минимума. По полученным из опыта значениям частоты f и поля Н
определяется фактор Ланде
g= ^^-^-=0,001312-^,
где М — масса протона. Для Li7 экспериментально получены И = 3400 эрстед
и f = 5,61 • 106 гц, откуда g = 2,167. Магнитный момент ядра Li7, имеющего
спин 8/2, .равен
Mn = ^gBn,
или 3,25 ядерного магнетона. Ядерный магнетон Вп в 1840 раз меньше
магнетона Бора
„ eh р/n р
~ 4^c — мА ~ 1840 ’
Таким образом, магнитный момент ядра Li7 составляет менее 0,1% момента
атома железа. У большинства элементов магнитные моменты ядер имеют
еще меньшую величину.
378
ГЛАВА X
В последнее время развиты другие резонансные методы определения
ядерных магнитных моментов [1450, 1474], которые позволяют исследовать
вещество в твердом или жидком состоянии, так как в них не требуется
создания молекулярных пучков.
Антиферромагнетизм. Существует группа парамагнитных веществ, харак-
теризующихся рядом особенностей, объясняемых отрицательным обменным
взаимодействием. Молекулярная восприимчивость этих веществ, называе-
мых антиферромагнитными, имеет порядок 10“3 и растет при увеличении темпе-
ратуры до некоторого определенного значения, часто называемого точкой
Кюри (или Х-точкой). Выше точки Кюри восприимчивость подчиняется закону
Кюри—Вейсса.
Таблица 69
Точки Кюри (0) некоторых антиферромагнетиков*
Соединение 9, °К Соединение 9, °K
VC13 30 FeO 198
Сг2О3 320 Fe2O3 950
Сг$Ь 700 Fe3O4 115
СгС12 70 FeCO3 (35)
МпО 116 FeF2 79
МпО2 90 FeCl2 24
MnS 165 CoO 271
MnSe 247 CoCl2 25
МпТе 307 NiO 520
MnF2 72 NiCl2 50
♦ По данным работ [362. 410, 701, 1081, 1 1 16, 1 168,
1235, 1349, 1448, 1536, 1623].
В табл. 69 приведены точки Кюри ряда соединений по данным, различных
исследований. На фиг. 452 представлен температурный ход массовой восприим-
чивости MnSe и МпТе по измерениям Сквайра [1168]. По его данным, ниже
точки Кюри наблюдается гистерезис восприимчивости (фиг. 453), который
исчезает при понижении температуры; кроме того, восприимчивость обна-
руживает слабую зависимость от поля. В частной беседе с автором Гортер
высказал мысль, что с антиферромагнетизмом может быть также связан гисте-
резис, обнаруженный при температурах ниже 1° К у железных квасцов и дру-
гих материалов, используемых при магнитном охлаждении. Измерения удель-
ной теплоемкости антиферромагнетиков вблизи точки Кюри были выполнены
Келлеем [1136] и другими. Теория антиферромагнетизма была развита в рабо-
тах Нееля [606, 897], Биттера [927] и Ван Флека [1301, 1444]. В последние
годы она получила дальнейшее развитие в работах Нееля [1563], который
применил ее специально к ферритам1).
Согласно современным представлениям, при достаточно низкой темпера-
туре силы обменного взаимодействия удерживают магнитные моменты соседних
атомов в антипараллельном положении. Теоретическое рассмотрение показы-
вает, что у антиферромагнитных веществ должна существовать отчетливо выра-
х) Первая наиболее последовательная теория антиферромагнетизма была создана
Ландау в 1933 г. [Sov. Phys., 4, 675 (1933)]. Из последних теоретических исследований в этом
направлении следует указать на работы Н. Н. Боголюбова и С. В. Тябликова (ЖЭТФ, 19,
256 (1949)] и С. В. Тябликова [Физика металлов и металловедение, 1, № 4 (1956)].—
Прим. ред.
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
379
женная точка Кюри и что восприимчивость поликристаллических образцов
должна убывать при понижении температуры (как это и подтверждается
экспериментально). При приближении температуры к абсолютному нулю вос-
приимчивость должна стремиться к а/8 своего значения в точке Кюри (фиг. 454),
Фиг. 453. Петля гистерезиса MnSe при
температуре, близкой к точке Кюри.
Фиг. 452. Температурная зависимость
массовой восприимчивости антиферромаг-
нитных веществ MnSe и МпТе.
0,67). У тетрагонального монокристалла MnF2 при температуре ниже 70° К
обнаружена сильная анизотропия восприимчивости: вдоль тетрагональной
оси она значительно меньше, чем в перпендикулярной плоскости [1662].
Если атомы располагаются
в вершинах объемноцентриро-
ванной кубической решетки, то
последнюю нетрудно мысленно
разбить на две решетки А и В.
Если теперь предположить, что
все моменты атомов решетки А
ориентированы противоположно
моментам атомов решетки В, то
каждый атом будет в окружении
«антипараллельных» соседей. В
этом случае можно говорить о
существовании доменов, имея
в виду области с определенным
видом порядка. В одном домене
атомные моменты могут быть
параллельны кристаллографиче-
ским направлениям [100] и [ТОО],
Фиг. 454. Теоретическая зависимость воспри-
имчивости антиферромагнитных веществ от тем-
пературы для двух случаев, различающихся со-
стояниями атомов.
По оси ординат отложено отношение восприимчивости
при данной температуре (х) к восприимчивости в точке
Кюри (хд). Масштаб выбран так, чтобы в точке Кюри
относительная восприимчивость равнялась единице.
тогда как в соседнем—направ-
лениям [010] и [ОТО] (фиг. 455). Неель указал, что, согласно теории, бло-
ховская стенка между доменами должна иметь такую же толщину, как и
у ферромагнетиков. Антиферромагнитные домены менее изучены, чем ферро-
магнитные. В отличие от последних антиферромагнитные домены не имеют
магнитного момента в отсутствие внешнего поля и не теряют антипараллелизма
при его наложении, вследствие чего антиферромагнитные вещества не имеют
380
ГЛАВА X
Фиг. 455. Предполагаемая кар-
тина доменной структуры анти-
феррома гнети ков.
ферромагнитное вещество с
Выше точки Кюри
высокой восприимчивости, характерной для ферромагнетиков. Впрочем, весьма
вероятно, что под действием механических напряжений направление локаль-
ной намагниченности может изменяться.
Прямое доказательство существования описанной выше магнитной
структуры в антиферромагнетиках было получено с помощью диффракции
нейтронов. Рассеяние нейтронов на маг-
нитных атомах, как показали Халперн
и Джонсон, оказывается того же порядка
[1129], как и рассеяние на ядрах. Шулл
[1659] по предложению Смарта произвел ней-
тронографическое исследование МпО при
температуре 80° К. (значительно ниже точки
Кюри) и обнаружил дополнительные диф-
фракционные максимумы, обусловленные ре-
гулярным антипараллельным расположением
магнитных моментов атомов Мп. Аналогич-
ные результаты получены и для aFeaO3.
Некоторые свойства антиферромагнит-
ных доменов могут быть рассчитаны с по-
мощью теории молекулярного поля. Рас-
смотрим сначала взаимодействие только
между ближайшими соседями. Это обменное
взаимодействие должно быть отрицательным,
и, следовательно, при достаточно низкой
температуре моменты соседних атомов будут
антипараллельны. В этом случае вещество
должно иметь такую же точку Кюри, как и
акой же величиной энергии взаимодействия.
т СН
2 “ Г__0 >
0 = C7V,
где N — постоянная молекулярного поля. Если второй ряд соседей также
оказывает заметное влияние, то точка Кюри определяется полной энергией
взаимодействия:
0 = С(ЛГ1 + ДГ2),
где — постоянная молекулярного поля, соответствующего взаимодействию
между ближайшими соседями, a N2 относится к взаимодействию со вторым
рядом атомов.
У антиферромагнетиков при температуре выше точки Кюри взаимодей-
ствие между ближайшими соседями ослабляется противодействующим вли-
янием второго ряда соседей, величина которого значительно меньше. При
этом постоянная поля N' в законе Кюри —Вейсса
Г C(H + NI) _ СН
1 Т ~Т—Ь'
равна — (А\ — N2) и, следовательно,
Определив экспериментально параметры С, 6' и точку Кюри 0, можно
вычислить Nt и N2:
^2 + ^ = 4’
ЛГ2-Л\=^,
УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ
381
откуда
J»2 — 2с >
2С
Для MnF2 величина = 0,22. Восприимчивость в точке Кюри
. _ С 1
Z 0 — 0' 2Wl •
Если направление внешнего поля совпадает с направлением атомных момен-
тов, то при абсолютном нуле оно не вызовет их дополнительного враще-
ния, вследствие чего Хц будет равна нулю. Восприимчивость в перпенди-
кулярном направлении можно оценить, если учесть изменение намагничен-
ности, производимое наложением молекулярного и внешнего полей. Численно
она равна восприимчивости при температуре Кюри
___1_
Z1 “ 2Nt '
Теоретически вычисленные кривые Хц и Xj_ показаны на фиг. 454. Была
получена также кривая для хаотически направленных доменов. Легко видеть,
что отношение x/Xi ПРИ 0°К равно 2/3.
Андерсон [1675] показал, что в этой элементарной форме теория моле-
кулярного поля не применима к кристаллам типа NaCI, например к кри-
сталлам МпО, вследствие невозможности разделения кристаллических реше-
ток такого типа на две. В этом случае следует разделить кристаллическую
решетку на, четыре подрешетки, чтобы атомы, находящиеся в соседних
узлах, относились к различным подрешеткам. Один из выводов видоизме-
ненной таким образом теории состоит в том, что отношение 6/6' должно быть
равно 3, что для ряда веществ хорошо согласуется с опытом.
Андерсон показал также, что антипараллелизм магнитных моментов ато-
мов марганца, установленный опытами Шулла и Смарта [1659], трудно объяс-
нять обычным обменным взаимодействием между этими атомами, так как
в кристалле МпО они разделены атомами кислорода.
В данном случае, по мнению Андерсона, имеет место явление косвенного
обмена, которое, как показал Крамере [725, 1215], может возникать между
двумя «магнитными» атомами, если узел между ними занят атомом с недо-
строенной оболочкой. Андерсон нашел, что это явление зависит от располо-
жения атомов: так, например, связь между взаимодействующими атомами силь-
нее, если они примыкают к атому кислорода с противоположных сторон, чем
когда они расположены под прямым углом.
ГЛАВА XI
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
Три участка на кривой намагничивания. Кривая намагничивания харак-
теризует связь между полем и индукцией в образце, который в исходном
состоянии был ненамагничен. Эту кривую можно разделить на три основ-
ных участка, или области, границы между которыми обозначены на фиг. 456
Фиг. 456. Три области на кривой
намагничивания.
горизонтальными пунктирными линия-
ми. На первом участке кривая соста-
вляет с осью абсцисс в начале коорди-
нат угол, характеризуемый величиной
начальной проницаемости (dBIdH) =
и обращена вогнутостью вверх. В об-
ласти этого участка обычно выполняет-
ся закон Релея
V- = V-o + "iH,
или
где ~* = (1р1с1Н имеет постоянное значе-
ние. Изменения индукции в этой об-
ласти в основном являются обратимыми,
так как при уменьшении напряжен-
ности поля индукция В возвращается
(однако не вполне точно) к прежним
значениям; следовательно, dBfdH ъ рг.
Наклон кривой на втором участке
значительно больше. В области этого
участка изменения индукции необра-
тимы, т. е. при уменьшении Н индук-
ция В не возвращается к прежним
значениям. Проницаемость (dB]dH) на этом участке примерно в 100 раз
больше обратимой проницаемости (рг) и достигает величин порядка 10е.
На третьем участке наклон кривой значительно меньше и прони-
цаемость при бесконечном увеличении поля приближается к единице, если
по оси ординат откладывать В, и к нулю, если ординатами являются /
или В — Н. На этом участке кривой более или менее хорошо выполняется
формула Фрелиха — Кеннеди
±- = а + ЬН.
В значительной части этой области изменения индукции обратимы,
dBIdH ъ Иг-
Второй и третий участки кривой намагничивания можно сопоставить
с двумя участками петли гистерезиса, как показано на фиг. 459.
Основы теории процессов намагничивания. Многие явления, связанные
с намагничиванием ферромагнетиков, с успехом объясняются теорией, осно-
ванной на представлениях об областях спонтанного намагничивания, или
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
383
доменах. Предположение о том, что ферромагнитное тело состоит из множества
областей, каждая из которых намагничена в некотором направлении до насы-
щения, впервые было высказано Вейссом [73] в 1907 г. и лежит в основе совре-
менной теории ферромагнетизма. Изучение порошковых фигур, описанное
в конце настоящей главы, дает непосредственные доказательства реального
Фиг. 457. Кривые намагничивания и кристаллическая структура монокри-
сталлов железа и никеля.
И, эрстед
существования доменов. В ненамагниченном материале векторы намагничен-
ности доменрв ориентированы беспорядочно по всем направлениям или каким-
либо другим образом, но так, что намагниченности образца в целом не воз-
никает. Внешнее поле изменяет лишь направление намагниченности в данном
объеме, не влияя на ее величину. Каждому из трех основных участков кривой
намагничивания соответствует определенный тип этого процесса, который может
протекать различными путями.
Важнейшими задачами теории ферромагнетизма является: во-первых,
объяснение механизма изменения намагниченности ферромагнетиков под
действием внешнего поля; во-вторых, объяснение магнитной анизотропии
ферромагнитных кристаллов. Дальнейшей задачей является определение раз-
меров доменов и условий, от которых зависит положение их границ.
В отсутствие внешнего поля направление намагниченности в домене опре-
деляется кристаллической структурой или характером распределения механи-
ческих напряжений. На фиг. 457 приведены кривые намагничивания моно-
кристаллов железа и никеля для различных кристаллографических направле-
ний. Из этих кривых видно, что железо легче всего намагнитить в направлении,
параллельном ребру куба, а никель, напротив, вдоль пространственной диаго-
нали, т. е. в наиболее удаленном от ребер направлении. Отсюда следует, что
в кристалле железа, не подвергнутом действию внешнего поля или напряжений,
домены всегда намагничены параллельно одной из тетрагональных осей. Таким
384
ГЛАВА XI
£
Фиг. 458. Схема, поясняющая два механизма
изменения намагниченности.
а—изменение ориентации вектора намагниченности при
постоянном объеме (вращение вектора намагниченности
доменов); б—изменение объема при постоянной ориента-
ции вектора намагниченности (смещение границ).
образом, в кристалле железа, который в целом не намагничен, существует
шесть равноправных направлений легкого намагничивания.
В никеле имеется восемь таких направлений [111], составляющих одинако-
вые углы с тремя осями кристалла. Намагниченность домена равна намагни-
ченности насыщения материала,
измеренной при данной темпе-
ратуре.
Магнитный момент каждого
из доменов определяется вели-
чиной и направлением намагни-
ченности домена и его объемом.
Изменить величину спонтанной
намагниченности можно, изме-
няя температуру или воздейст-
вуя магнитными полями. Обычно
при постоянной температуре
магнитный момент домена, а сле-
довательно, намагниченность
ферромагнитного образца, ча-
стью которого является домен,
может изменяться за счет:
1) изменения направления
намагниченности домена—«вра-
щения», или
2) изменения объема доме-
на—«смещения границ».
Оба эти процесса схематиче-
ски показаны на фиг. 458. Бек-
кер [567, 635] показал, что сме-
щение границ, квантовомехани-
ческую теорию которого дал
Блох [561], играет особенно
большую роль при намагничи-
вании в малых и средних полях. Намагниченность ферромагнитного тела,
которое было предварительно размагничено, может быть выражена следую-
щим образом:
2 °
I т__ Zs 2 (Vm sin 080 + cos OoV)
2 v
где Im и Vm—соответственно намагниченность и объем zn-ro домена, 0—угол
между 1т и направлением поля, V—объем тела. Члены, содержащие 80 и 8V,
относятся соответственно к первому и второму процессам.
Процессы намагничивания могут быть также разделены на необратимые
и практически обратимые в зависимости от того, большая или малая доля
энергии при данном процессе рассеивается в виде тепла.
Три основных участка на кривой намагничивания могут быть сопоста*
влены со следующими процессами намагничивания, каждый из которых играет
на данном участке основную роль:
1) обратимое смещение границ;
2) необратимое смещение границ;
3) обратимое вращение.
При намагничивании во вращающихся полях может встретиться также четвер-
тый процесс, а именно необратимое вращение.
Для иллюстрации сказанного на фиг- 459 приведена кривая намагничива-
ния, а также петля гистерезиса и потери на гистерезис (определяемые пло-
Фиг. 459. Области, соответствующие одному из процессов нама-
гничивания, на кривой намагничивания и петле гистерезиса
4-79-молибденового пермаллоя,
/—область обратимого смещения границ (би); 2—область необратимого
смещения границ (би); 3 — область вращения (5().
Кристаллографи-
ческие оси
—► Направление
.магнитного поля
Фиг. 460. Схема изменения доменной структуры при намагни-
чивании материала типа железа.
. а—образец размагничен; б—образец частично намагничен (за счет обра-
тимого смещения границ); в—векторы намагниченности всех доменов
ориентированы одинаково в результате необратимого смещения границ;
г—образец намагничен до насыщения (вращение доменов в сильных полях).
25 р. Бозорт
386
ГЛАВА XI
щадью петли) для сплава с большой проницаемостью (4-79-молибденовый пер-
маллой). Фигура разбита на области, каждая из которых соответствует одному
из рассмотренных выше процессов.
На фиг. 460, а схематически изображено распределение доменов в части
кристалла железа, который в свою очередь может входить в поликристалличе-
ский образец. Направления намагниченности внутри каждого домена обозна-
чены стрелками, кружками и крестиками; стороны квадратов параллельны
направлениям осей кристалла. Фиг. 460, бив соответствуют первому и второму
участкам кривой намагничивания и показывают рост доменов сначала путем
обратимого (б), а затем необратимого (в) смещения границ; фиг. 460, г изо-
бражает насыщение, достигаемое в высоких полях в результате процесса вра-
щения.
Устойчивость ориентации намагниченности доменов. Выше уже ука-
зывалось, что при отсутствии напряжений и внешнего магнитного поля
распределение направлений намагниченности доменов в основном опреде-
ляется кристаллической структурой. Иначе обстоит дело, когда присутствуют
напряжения или действует внешнее магнитное поле. Влияние растяжения
на кривую намагничивания показано на фиг. 461 на примере двух материалов
с отрицательной (а) и положительной (б) магнитострикцией.
Роль каждого из трех факторов — кристаллической структуры, упругих
напряжений и внешнего поля-—можно оценить на основании приводимых
ниже выражений для свободной энергии, подробный анализ которых мы
отложим до следующих глав:
£к=к(Ф;+Ф:+Ф’), (н.п
£, =-|Л° sin26, (11.2)
£н = —/7/scos<p. (11.3)
В формуле (11.1) величина Ек представляет собой плотность энергии домена
в кубическом кристалле, а1; а2, а3 — направляющие косинусы вектора спон-
танной намагниченности домена относительно тетрагональных осей, а К. — кон-
станта магнитной анизотропии. Для железа К имеет порядок 420 000 эрг/см3,
а для никеля — около — 45 000 эрг/см3.
В формуле (11.2) величина Е„ представляет собой плотность энергии
домена в веществе с изотропной магнитострикцией, подвергнутом одно-
родному растягивающему усилию, или так называемую магнитоупругую
энергию; — константа магнитострикции, равная относительному удлине-
нию при переходе вещества из размагниченного состояния в состояние
магнитного насыщения, 0 —угол между направлением намагниченности
и осью, вдоль которой действует растягивающее усилие а.
Входящая в формулу (11.3) величина Ен представляет собой плот-
ность энергии домена во внешнем магнитном поле Н, составляющем
угол <р с направлением намагниченности насыщения Is. На полярных диа-
граммах фиг. 462 показан характер изменения энергии при вращении вектора
намагниченности доменов; кружками показаны устойчивые положения Е,
соответствующие минимуму энергии. Формулы (11.1)—(11.3) являются
количественным выражением правил, которые часто используются для
качественного анализа различных явлений. Так, из формулы (П.2) видно,
что в ненамагниченном материале с отрицательной магнитострикцией (ks < 0),
например никеле, растяжение (а > 0) вызывает поворот векторов намагни-
ченности доменов к плоскости, перпендикулярной к оси растяжения (6 воз-
растает). В предельном случае больших растяжений векторы намагничен-
ности всех доменов будут лежать в плоскости, перпендикулярной к этой
оси, причем будут ориентированы по различным направлениям.
Фиг. 461. Влияние растяжения на кривую намагничивания материала
с отрицательной (а) и положительной (б) магнитострикцией.
Фиг. 462. Полярные диаграммы, характеризующие изменение энергии при
изменении направления вектора намагниченности доменов.
Кружками показаны устойчивые положения вектора намагниченности, соответствующие
минимумам энергии при различных условиях.
25*
388
ГЛАВА XI
Формула (11.1) показывает, что в материалах с относительно большим
абсолютным значением константы магнитной анизотропии К при увеличении
напряженности поля Н лишь относительно медленно достигается магнитное
насыщение образца. Для поворота намагниченности доменов из устойчи-
вых энергетически выгодных направлений легкого намагничивания (типа [100]
при К>0 или типа [111] при К < 0) к направлению поля необходимо,
чтобы энергия Ен достигла достаточно большого отрицательного значения.
Практически, чтобы получить в поликристаллическом материале высокую
проницаемость при индукциях, равных или превышающих необходимо
либо применять материал с малым значением константы анизотропии, либо
создавать текстуру, обеспечивающую преимущественную ориентацию осей
легкого намагничивания в избранном направлении.
Закон приближения к насыщению. Для описания хода кривой намаг-
ничивания в полях, значительно превышающих коэрцитивную силу, было
предложено несколько эмпирических формул, из которых первая по вре-
мени, повидимому, принадлежит Ламону [8]. Согласно этой формуле, вос-
приимчивость х пропорциональна разности между намагниченностью насы-
щения Is и намагниченностью Г.
* — — (11.4)
Более поздняя формула, предложенная Фрелихом [9],
совпадает с предыдущей, если положить в ней a^XjCIg, l//s. Если
напряженность внешнего поля Н не слишком велика, так что В можно
заменить на 4к/, то последняя формула эквивалентна соотношению
- = а'+Ь'Н,
н
предложенному Кеннели [26]. Это соотношение особенно удобно потому,
что устанавливает линейную связь между магнитным сопротивлением (1/р-)
и напряженностью поля. В области высоких полей оно должно быть заме-
нено более точной формулой
-Ц- = а + 6Я,
(Л—1
которую можно использовать для определения Bs, т. е. значения В — Н
при насыщении, ибо
& = В?’
Закон Фрелиха — Кеннели можно переписать в виде соотношения между
[, /, и Н:
(И.6)
откуда видна его связь с формулой
применявшейся Вейссом [ИЗ] для определения Is путем экстраполяции
экспериментальных кривых. Коэффициенты А или а в двух последних
формулах иногда называют коэффициентами магнитной жесткости.
На фиг. 463 приведена кривая, характеризующая зависимость 1/р-
от Н для сплава с высокой проницаемостью (4-79-молибденовый пермал-
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
389
лой). Подобные кривые приведены также в статье Болла [164] для желе-
за, кобальта, кремнистого железа (4%Si) и других материалов. Кривые
для железа и кремнистого железа имеют изломы при индукциях соответст-
венно 18000 и 16000 гаусс. Болл полагает, что обнаруженные изломы
обусловливаются существованием в материале двух или больше компонент
с разными значениями насыщения и
и Ь. Однако указанную причину нель-
зя считать единственной. Действитель-
но, как мы видели (см. фиг. 457), при
намагничивании монокристалла железа
вдоль оси [111] кривая В(Н) также имеет
излом при приближении к насыщению.
В поликристаллическом образце при
соответствующей ориентации отдель-
ных кристаллитов эффект может сум-
мироваться и дать наблюдаемую форму
кривой [984]. Результаты измерения
для железа [984] показывают, что на
кривой р. — 1 в функции В — Н также
имеется точка перегиба вблизи насы-
щения (см. фиг. 56).
Приведенные выше эмпирические
формулы дают при приближении к на-
сыщению линейную зависимость между
р — 1 и В — Н. Например, формула Фре-
лиха—Кеннеди может быть преобразо-
вана к виду
Однако применявшееся Вейссом урав-
нение, которое может быть приведено
к форме
Фиг. 463. Сравнение формулы Фрели-
ха—Кеннеди с экспериментальными
данными для 4-79-молибденового пер-
маллоя.
не дает линейного закона. Кривая, представляющая эту зависимость между
р—1 и В — Н, обращена вогнутостью вниз, о чем можно судить по знаку
второй производной dap/dB2. Как показывает опыт, все кривые р(В) в об-
ласти высокой индукции обращены вогнутостью вверх и лишь при значе-
ниях В, не превышающих 3/4Bs, обращены вогнутостью вниз. Так как нель-
зя предсказать заранее ход кривой р(В) для новых магнитных материалов
в области высоких индукций, то значение В8 для них не может быть опре-
делено с помощью экстраполяции в сколько-нибудь значительном интер-
вале кривой намагничивания. Для железа кривая намагничивания прибли-
жается к прямой лишь при В — Н, большем 99% Bs [984].
Поллей [Н51] и Беккер и Доринг [1099] пользовались более общим
выражением закона приближения* к насыщению:
/ = Й- •••+*<>#> (и-7>
которое, зртя и не дает вогнутости кверху, лучше других согласуется с
опытными данными в достаточно высоких полях. Отбросив все члены с
отрицательными степенями Н, начиная с члена, содержащего с0, это вы-
ражение можно привести к форме
Сй7-*о)ЯЗ=0оЯ + 26о- (Н.8)
390
ГЛАВА XI
Экспериментальные точки для никеля (фиг. 464) хорошо ложатся на пря-
мые, передающие зависимость левой части последнего выражения от по-
ля Н. Пользуясь подобными прямыми, полученными для широкого диапа-
зона температур (от —253 до 135° С), Поллей определил характер темпе-
ратурной зависимости х0 и а0 (фиг. 465).
Член х0Я характеризует увеличение спонтанной намагниченности за
счет усиления «параллелизма» спиновых моментов под действием сильного
внешнего поля. Значение х0, определенное Поллеем, намного превосходит
Фиг. 464. Сравнение формулы (11.8) с эксперименталь-
ными данными для разных температур.
Фиг. 465. Температурная зависимость коэффициентов
а0 и в формуле (11.8).
величину, предсказываемую теорией Вейсса, но находится в хорошем со-
гласии с результатами Хольштейна и Примакова [1208], которые вычисли-
ли х0 с помощью квантовой теории и получили хорошее согласие с опы-
том.
Член, содержащий Ьо, связывается с существованием в магнитном кри-
сталле сил, препятствующих действию внешнего поля. В поликристалли-
ческом материале с беспорядочно ориентированными кристаллитами ход
кривой намагничивания вблизи насыщения может быть вычислен [503, 581,
1099, 1267] путем усреднения значений намагниченности всех кристалли-
тов при заданных значениях поля. Расчет приводит к формуле
1 = 1_____________192*3 (119)
8 105/sH2 5005/^Я» U '
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
391
согласно которой первые два коэффициента предыдущего выражения равны
а° = 0,
60 = 0,0762.
* S
Как показали Черлинский [572] и Поллей [1151], значения К для железа
и никеля, полученные с помощью этой формулы, близки к значениям,
определяемым по данным измерений с монокристаллами. Отсюда можно
сделать заключение, что теория правильно устанавливает физический смысл
постоянной Ьо. Холыптейн и Примаков, а также Неель [1566] показали,
что если принять во внимание магнитное взаимодействие между кристал-
литами, то для Ьо в высоких полях получается меньшее значение. Неель
выводит следующее выражение:
1 = — 105/s (Я + 4л/8/3)2 * (11.10)
В не очень высоких полях второй член в скобках уменьшает величину
дроби примерно в 2 раза. Проверяя правильность этого уравнения путем
сравнения с опытными данными, Неель нашел, что его собственные резуль-
таты для хорошо отожженного никеля расходятся с результатами Поллея.
При этом вычисленное по данным Нееля значение К хорошо согласуется
с величиной, непосредственно определенной на монокристалле (около
45 000 эрг/см3).
В случае, когда в материале имеются большие внутренние напряже-
ния, применимы формулы, приведенные на стр. 386. При к8<? > К превали-
рует влияние напряжений. Пусть а, представляет собой среднеквадратич-
ное значение напряжений, беспорядочно ориентированных в материале.
По Беккеру и Поллею [1187], в этом случае
/ = /s—5 jsh* • (11-11)
При одновременном учете влияния напряжений и естественной анизотро-
пии кристаллов для Ьо получается формула
h - 8К* _1_зх-2^
°0- 105/8 '5/8 '
В нагартованном жестком никеле 60 примерно в 10 раз больше, чем
в том же никеле после отжига, из чего следует, что Ьо в основном опре-
деляется величиной второго члена. Измерения Беккера и Поллея приводят
к значениям
6о = 2,5-1Ов,
откуда
= 16 кг/мм3.
Таким образом, для получается вполне разумная величина. Буль [1605]
сравнивал значения вычисленные по данным о намагниченности в об-
ласти приближения к насыщению, со значениями полученными из дан-
ных о начальной проницаемости. Теория начальной проницаемости мате-
риалов с большими внутренними напряжениями (см. гл. XIII и XVIII)
приводит к формуле
Измерения Ьо и р0 на чистом карбонильном никеле, подвергавшемся
сильной деформации, показали, что значения внутренних напряжений ai,
392
ГЛАВА XI
рассчитанные указанными двумя способами, расходятся не более чем в
2 раза.
Неель [1566] считает, что член ай)Н в формуле (11.6) обусловлен пу-
стотами или немагнитными включениями, которые всегда имеются в реаль-
ных материалах. Вследствие наличия пустот и немагнитных включений
намагниченность неоднородна по всему объему материала и внешнее поле
действует на него иначе, чем на идеальный кристалл. Посредством доволь-
но сложных вычислений, ознакомиться с которыми можно по оригиналь-
ной статье, Неель учел действие полей рассеяния и показал, что в выра-
жении для намагниченности должен присутствовать член aJH, причем а№
является функцией количества пустот или включений. Для проверки это-
го вывода Неель и Лорин провели экспериментальное исследование с со-
державшими пустоты образцами, изготовленными методом спекания, отно-
сительный объем которых можно было подсчитать по плотности. Опыты
подтвердили предсказанную теорией линейную зависимость между намаг-
ниченностью на 1 г и обратной величиной напряженности поля.
В разное время предлагались различные эмпирические соотношения
между В и Н, описывающие закон приближения к насыщению. Многие
из них приведены в работе Ауверса [686]. В некоторых формулах исполь-
зуются логарифмические, экспоненциальные и обратные тригонометриче-
ские (arctg) функции; имеются формулы, содержащие до пяти эмпириче-
ских констант.
Намагничивание в слабых полях. Релей [17, 236] установил, что про-
ницаемость железа, соответствующая все меньшим и меньшим значениям
намагниченности, приближается к постоянному значению, намного превы-
шающему единицу. Он показал также, что при достаточно малой намагни-
ченности справедлив закон, выражаемый формулой
P = |i0+vH, (11.12)
где н — проницаемость на кривой коммутирования при напряженности по-
ля Н, (i0 — начальная проницаемость, v —постоянная, равная dp/dH. В на-
стоящее время зависимостью (11.12) широко пользуются для определения
путем экстраполяции кривой |л(Д) к значению Д = 0. Для большинства
ферромагнетиков эта кривая при индукциях, меньших представляет
собой прямую (фиг. 466). Однако у некоторых материалов, в том числе
у технической кремнистой стали, кривые проницаемости в малых полях
отклоняются от прямой и загибаются вниз. Значение р0 в этом случае по-
лучается значительно меньше того, что дает экстраполяция от больших по-
лей. На фиг. 466 приведена одна из таких кривых, которую следует рас-
сматривать скорее как исключение, чем как общее правило.
Закон Релея можно записать в другом виде:
B = |x0// + v№.
Эта зависимость представлена кривой М на фиг. 467.)
Релей установил также закон изменения В в интервале В = ± Вт при
изменении И в пределах ± Нт (т. е. для ветвей петли гистерезиса). Вос-
ходящая и нисходящая ветви петли гистерезиса, согласно Релею, представ-
ляют собой параболы
B = ^±^№-H2), (Н.13)
где ^. — Вт1Нт. Тангенс угла наклона для нисходящей ветви в вершине
петли равен начальной проницаемости основной кривой (р0).
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
393
Подставив эту величину В в приведенную формулу (11.12), получим
В = (Ио + ^т)^±^-№-Я2). (11.14)
Соответствующая кривая изображена
Фиг. 466. Начальные участки кривых про-
ницаемости различных материалов.
/—железный порошок; 2—никель; 3—железо; 4—
кремнистое железо (3% Si); 5—45-пермаллой;
6—4-79-пермаллой.
на фиг. 467.
Тангенс угла наклона восходя-
щей ветви петли
7r = Ho + ^m + v//,
тогда как для основной кривой
> = f0 + 2vH.
Производные от проницаемости для
петли и для основной кривой (d^BIdH2)
отличаются в 2 раза и соответствен-
но равны коэффициентам v и 2v.
Фиг. 467. Теоретические кривые Релея
для гистерезиса при низких индукциях.
Значения dB/dH в некоторых точках петли гистерезиса и основной кривой
приведены в табл. 70.
Таблица 70
Проницаемость для петли Релея и кривой намагничивания при разных значениях Н
н—нт Н-0 н-+нт
Петля гистерезиса, вос- ходящая ветвь Кривая намагничивания Ио И=Но+''#т Ро V’+'diт= Ho+2vWm т— Po4"2v// т
394
ГЛАВА XI
Из приведенных формул можно вычислить также остаточную индукцию
= (11.15)
и коэрцитивную силу
яс=т+р2л2--^. (Ц.16)
При Нт « |x/v
Потери на гистерезис Wh за один цикл численно равны площади петли,
деленной на 4it:
Продолжив касательную в вершине петли (см. фиг. 467) в сторону
отрицательных значений Н, мы выделим часть индукции
Вобр. = (х0(2Ято), (11.18)
которую можно отнести за счет обратимых ее изменений. Оставшаяся
часть, равная
BHeo6P.=4v(2Bm)2 = 2^, (11.19)
может быть названа необратимой частью изменений индукции. Отношение
Внеобр. , j j доч
Вобр. Но
линейно растет с полем.
При описании явлений в переменных полях можно выбрать в качестве
независимого переменного время t. Тогда если
Н = Hmcoswt,
то индукция
В = рНт cos wt ± Нт sin2 U>t
или
В = Вт cos iot ± Br sin2 iot.
Разложение sinW в ряд Фурье дает
В = Вт cos <ot ± Br ( sin iot — Л- sin 3<и/ — -гД- sin 5<и/ ... ^) .
Оставив только первый член разложения, получим выражения
В = Вт cos iot + 0,85 Br sin wt,
H = Hmcos wt.
Эти выражения описывают петлю гистерезиса, для которой максимальная
индукция
Вт = (В^ + 0,85В2)1/г.
напряженность поля
Н'т = Нт
и кажущаяся остаточная индукция
в;= ® в..
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
395
Площадь такой петли равна площади действительной петли, у которой
наибольшие значения индукции и поля равны Вт и Нт.
Разложение в ряд Фурье позволяет определить относительную вели-
чину амплитуды третьей гармоники:
В3 8 Вг
Вт 15л Вт 15лр.
Угол потерь е, характеризующий «отставание» индукции от напряженности
поля, определяется выражением
и-21)
С точки зрения современной теории величина начальной проницаемости
показывает, насколько легко могут перемещаться границы между домена-
ми под действием внешнего поля. Количественная связь между р.о и та-
кими факторами, как внутренние напряжения и магнитострикция, будет
рассмотрена в гл. XVIII.
Опытная проверка закона Релея. После работы Релея наиболее тща-
тельные исследования кривой проницаемости, а также формы и площади
Фиг. 468. Соотношение между ДВ и Н при
низких индукциях.
петли гистерезиса в слабых полях были проведены Эллвудом [782]. Эти
измерения производились на образце с р0 = 32 и » = 1, спрессованном из
железного порошка. Проницаемость измерялась при весьма низких значе-
ниях индукции (до В = 0,0002 гаусс [699]), а максимальные значения ин-
дукции Вт изменялись в пределах от 2 до 100 гаусс. Результаты измере-
ний показывают, что предложенные Релеем соотношения для d^jdH, ВТ и
Wh в пределах точности опыта согласуются с экспериментальными данны-
ми. Однако форма действительной петли гистерезиса оказалась несколько
отличной от формы «петли Релея», описанной выше. Чтобы представить
это расхождение в более удобной форме, Эллвуд строил кривые зависи-
мости ДВ от поля Н. (Величина ДВ = В — ?тН представляет собой разность
ординат точек петли и прямой, соединяющей ее вершины.) Полученные
таким образом кривые представлены на фиг. 467 (для петли Релея) и на
фиг. 468 (по результатам эксперимента). На последней фигуре ясно видна
несимметричность кривых, особенно при низкой индукции. Для петли Ре-
лея
АВ = у(Н^-Я2),
396
ГЛАВА XI
и, следовательно, кривые ДВ должны быть симметричны относительно
прямой Н — 0. У этих кривых тангенсы угла наклона касательных в точ-
ках Н = ± Нт одинаковы по величине и равны
tg6 = vHm,
тогда как наблюдаемые значения в для нисходящей ветви петли больше
в точке Н — 4- Нт и меньше в точке Н= — Нт.
Значения |х0 и v для ряда материалов приведены в табл. 71.
Таблица 71
Значение некоторых констант ряда материалов при низкой индукции
Материал но (ip. dH wh . 106 (для в=1)*, эрг [см*
Железо 200 2 000 27,0
Железо (неотожженное) 80 60 13,0
Железный йорошок (пресованный) 30 1.0 3,9
Кобальт 70 10 0,3
Никель 220 250 2,5
2-81-молибденовый пермаллой .... 120 0,5 0,03
45-пермаллой 2 300 16000 0,14
4-79-молибденовый пермаллой .... 20 000 350 000 0,005
Супермаллой 100 000 12-10е 0,001
45-25-перминвар 400 0,1 0,0002
♦ Вычисленное значение.
Обычный температурный рост р.о сопровождается соответственным уве-
личением v [295, 1054]. Величина v так же, как и р0, заметно изменяется
под действием напряжений; большей чг гью, но не всегда изменения ее
происходят в ту же сторону, что и изменения рь0.
Теоретическое обоснование закона Релея было предложено Прейзахом
[818, 1099] и развито Неелем [1331]х). Прейзах рассматривал ансамбль доме-
нов, характеризующийся статистическим распределением коэрцитивной силы
(что, в свою очередь, обусловлено распределением внутренних напряжений).
Прямоугольная петля гистерезиса. В некоторых ферромагнитных мате-
риалах крутые участки петли совпадают с вертикальными линиями—петля
является прямоугольной или почти прямоугольной. На фиг. 469 представлена
такая петля для 69-пермаллоя, находящегося под натяжением 11 кг/мм* 2.
Коэрцитивная сила, соответствующая обычному определению2), в случае
прямоугольной петли часто обозначается через Hs и называется «полем старта»,
так как именно это поле необходимо, чтобы началось перемагничивание,
т. е. переход, соответствующий вертикальному участку петли. Однако в рас-
сматриваемом случае состояния, при которых В=0, могут быть получены при
различных значениях Н. Так, если, намагнитив образец, уменьшить напряжен-
ность поля до нуля, а затем включить на короткое время поле обратного напра-
вления, равное или превосходящее Hs, то индукция снизится до величины,
*) Теория гистерезиса в области малых индукций была развита Ковдорским [см.
Е. И. Ковдорский, ДАН СССР, 30, 598 (1941); Journ d. Phys. (СССР), 6, 93 (1942)].
Им же было дано теоретическое истолкование закона Релея, связывающего индукцию
и напряженность поля на восходящей и нисходящей ветвях петли гистерезиса.—Прим. ред.
2) То есть определяемая как напряженность поля, при котором индукция приводится
к нулю.—Прим. ред.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
397
лишь не намного меньшей значения остаточной индукции Вг. Если теперь при-
ложить поле обратного направления, индукция образца будет уменьшаться,
как показано на той же фиг. 469, и достигнет нулевого значения при поле HQ,
так называемом «критическом поле» (при этом HQ>HS).
Если максимальная величина напряженности поля недостаточна для
насыщения материала, то вертикальные участки петель гистерезиса с раз-
ными Вт совпадают с соответствующими линиями внутренней петли фиг. 469,
как показано на фиг. 470. Поставленные по идее Ленгмюра опыты Сикстуса
Фиг. 469. Определение поля старта Н5
и критического поля в материале с
прямоугольной петлей гистерезиса.
Внутренняя петля наблюдается в тех случаях,
когда Hs включается только на короткое время.
Фиг. 470. Петли гистерезиса 69-пермал-
лоя при низкой и высокой максимальной
индукции.
и Тонкса [546] показали, что при перемагничивании образца с прямоугольной
петлей вдоль него с измеримой скоростью распространяется «волна намагничен-
ности», причем по разные стороны от фронта волны материал намагничивается
в противоположных направлениях практически до насыщения. В одном.из опы-
тов удалось «остановить волну», не дав ей достигнуть конца образца. Таким
образом была изучена структура граничного слоя между двумя областями.
Петли гистерезиса, представленные на фиг. 469 и 470, были получены
на проволоке из 69-пермаллоя, имеющего положительную магнитострикцию
и малую константу анизотропии. При натяжении магнитные моменты доменов
легко ориентируются вдоль оси, по которой действует растягивающее усилие.
При отсутствии внешнего поля половина объема образца занята доменами
с одним, половина—с другим направлением намагниченности. Под действием
внешнего поля происходит смещение границ между доменами с противополож-
но направленными моментами, пока образец не достигнет состояния магнит-
ного насыщения (см. фиг. 469). Вследствие устойчивости доменов, ориентиро-
ванных вдоль оси растяжения, материал остается намагниченным до насы-
щения не только после выключения намагничивающего поля, но даже и после
наложения небольшого обратного поля. Образовавшийся зародыш перемагни-
чивания сразу же начинает влиять на соседние области, и в обе стороны от него
немедленно начинает распространяться волна перемагничивания [508]. Для
смещения границы необходимо, чтобы напряженность магнитного поля была
не меньше критического поля /70. Понятие критического поля оказалось полез-
ным при объяснении ряда магнитных процессов.
Впервые большие скачки перемагничивания наблюдал Форрер [278]
в никеле; затем их получил Прейзах [417, 608], проводивший измерения на рас-
398
ГЛАВА XI
тянутой пермаллоевой проволоке. Аналогичные свойства наблюдали
Бозорт и др. [688] на материале, подвергнутом термообработке в магнитном
поле. Результаты исследований природы скачков и скорости распространения
волн перемагничивания приводятся в работах Сикстуса и Тонкса [826],
опубликованных в течение 1931—1935 гг. и в позднейших работах Сикстуса.
Фиг. 471. Схема установки для измерения скорости смеще-
ния границ.
Afi—намагничивающая катушка; Af2—дополнительная (импульсная)
катушка; S— измерительные катушки; Т—устройство для измерения
времени. К образцу приложено рестягивающее усилие а.
Теоретическое рассмотрение условий образования и роста зародышей
перемагничивания, а также свойств границы между доменами содержится
в работах Доринга [1014] и Дейкстра и Сноека [1619]. Движение границы
задерживается действием вихревых токов и, возможно, также явлениями, свя-
Фиг. 472. Скорость распространения на-
магниченности в растянутой жесткой про-
волоке из железо-никелевого сплава (14%
Ni) при различных натяжениях.
Фиг. 473. Скорость распространения на-
магниченности в растянутой отожженной
проволоке из 78-пермаллоя при различ-
ных натяжениях.
Способ измерения скорости смещения границы поясняется схемой, пред-
ставленной на фиг. 471 [1076]. Образец в виде проволоки помещен в намагни-
чивающую обмотку M-l и растягивается с известной силой. Измерительные
катушки S, расположенные на известном расстоянии друг от друга, соединены
с электронным устройством, с помощью которого измеряется время между
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
399
импульсами напряжения, возникающими в катушках в момент прохождения
фронта волны перемагничивания. У одного из концов образца помещается
катушка М2, через которую пропускается импульс тока для создания добавоч-
ного поля. Под действием поля в этом участке образца возникает зародыш,
дающий начало волне перемагничивания.
На фиг. 472 и 473 показана зависимость Но и На и скорости распростране-
ния волны перемагничивания от натяжения для двух различных материалов
[10761. В случае жесткой холоднотянутой железо-никелевой проволоки
(14% Ni) как Яо, так и На падают с увеличением натяжения а. Скорость рас-
пространения равна нулю при Н=Н0 и линейно растет с увеличением магнит-
ного поля. При данной величине поля скорость всегда больше при больших
нагрузках (фиг. 472). Напротив, в случае отожженной проволоки из 78-пер-
маллоя (фиг. 473) На увеличивается при возрастании нагрузки а, тогда как
скорость при постоянном Н убывает с возрастанием нагрузки, если же дана
величина а, то Hs растет с полем не по линейному, как в предыдущем случае,
а по параболическому закону.
Прямоугольные петли гистерезиса наблюдаются также у материалов,
подвергавшихся термической обработке в магнитном поле. Железо-никелевые
сплавы, свойства которых изменяются при такой обработке, содержат от 50
до 90% Ni. Эти сплавы, а также аналогичные им сплавы, содержащие
кобальт, были рассмотрены в гл. V и VI. Перемагничивание этих сплавов
также происходит с конечной скоростью и характеризуется определенными
значениями критического поля Но и поля старта На [508]. В тонкой (0,15 мм)
ленте из 65-пермаллоя, подвергнутой термической обработке в магнитном
поле, время, необходимое на перемагничивание, может превышать минуту,
если напряженность внешнего поля лишь немного превосходит поле старта На,
Перетянутые петли гистерезиса. Ранее указывалось, что перминвар, имею-
щий особое значение благодаря постоянной величине проницаемости в слабых
и средних полях, характеризуется своеобразной перетянутой формой петли
гистерезиса. Петля гистерезиса этого сплава у начала координат сужается
и обладает как бы «осиной талией». Открывший этот сплав Элмен [346] отметил,
что термообработка (длительный отжиг с последующим медленным охлажде-
нием), сообщающая сплаву постоянство проницаемости в слабых полях, одно-
временно приводит к уменьшению ширины петли гистерезиса у начала коор-
динат. На фиг. 474, б приведена перетянутая петля гистерезиса 65-пермаллоя,
который был подвергнут отжигу в течение 24 час. при 425° С. Рядом для срав-
нения показаны петли гистерезиса этого сплава после того, как он подвергался
трем другим термическим обработкам (а, в, г).
Материалы, у которых при длительном низкотемпературном отжиге
с последующим медленным охлаждением создается перетянутая петля гисте-
резиса, при быстром охлаждении после нагревания имеют обычную петлю
гистерезиса. Начальная проницаемость, коэрцитивная сила и остаточная
индукция этих материалов чувствительны к термообработке, однако, как пока-
зывает опыт, термическая обработка не оказывает влияния на величину индук-
ции насыщения. Сплавы, на которые оказывает влияние отжиг, чувстви-
тельны также к термообработке в магнитном поле, хотя такое соответ-
ствие не всегда имеет место. Из числа железо-никель-кобальтовых спла-
вов указанными свойствами обладают перминвары [781] (см. диаграмму
фазового равновесия на фиг. 176). Возможно, что характерные для перминваров,
свойства как-то связаны с процессами упорядочения.
Коэрцитивная сила и остаточная индукция. Как мы уже видели,
в весьма слабых полях коэрцитивная сила и остаточная индукция пропор-
циональны квадрату напряженности максимального намагничивающего
поля Нт- В сильных полях обе величины приближаются к некоторым пре-
дельным значениям. Кривые зависимости Нс и Вг <ут Нт напоминают обыч-
ные кривые намагничивания с той только разницей, что они выходят из
В, гаусс В, гаусс
i «А. ® *
12
8
4
О
4
8
12
Н, эрстед Н, эрстед
Фиг. 474. Петля гистерезиса 65-пермаллоя, прошедшего различную
термическую обработку.
а—после отжига при 1С00°С; б—после отпуска при 425° С . в течение 24 час;
в—после термической обработки в продольном магнитном поле; г —после тер-
мической обработки в поперечном магнитном поле.
Фиг. 475. Зависимость коэрцитивной силы и остаточной
индукции от максимальной напряженности внешнего поля
для 4-79-молибденового пермаллоя.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
401
начала координат параллельно оси абсцисс. В качестве примера на фиг. 475
приведены такие кривые для 4-79-молибдёнового пермаллоя.
Верхние части кривых хорошо описываются следующими формулами:
^ = С1 + с2Ят,
и (П-22)
^- = d1 + d2Hm,
где с19 с2, dr и d2 —константы; с2 и d2 представляют собой обратные
величины соответственно коэрцитивной силы Нсоо и остаточной индукции Вгоо
на главном цикле. Эти формулы могут быть использованы для интерполя-
ции и для экстраполяции. Сходство приведенных формул с предложенным
Кеннели выражением для 1 является очевидным.
Таблица 72
Значения констант Ci, 1/с2 и Нт для некоторых материалов
Материал 1 / Нт при НС=0,95НСОО
4-79-молибденовый пермаллой 0,3 0,037 0,2
Железо 0,25 0,73 3,7
Малоуглеродистая сталь .... 0,28 4,1 23,0
Сталь Хонда* 0,4 220,0 1750,0
♦ Данные взяты из работы [196].
В табл. 72 приводятся значения констант сг и Нсж=\/сг для четырех
материалов с различной коэрцитивной силой. Соотношение между Нс и Нт
Фиг. 476. Зависимость отношения остаточной индукции к мак-
симальной от величины последней для разных материалов.
/—4-79-пермаллой; 2—отожженное железо; 3—сталь KS; 4—сталь (0,85% С);
5—В* для железа.
таково, что, когда коэрцитивная сила Нс составляет 95% своего предельного
значения Нса), величина, ее приближенно равна В последней графе
26 р, Бозорт
402
ГЛАВА XI
таблицы указаны рассчитанные по сг и с2 значения Нт, при которых
Яс = 0,95 Нст.
Хотя Вг непрерывно увеличивается с ростом Нт, отношение BrfBm про-
ходит через максимум и при дальнейшем увеличении напряженности поля
уменьшается до некоторого предельного значения. Следовательно, можно
сказать, что остаточная индукция достигает предельного значения «быстрее»,
чем индукция. Кривые BrfBm для ряда материалов приведены на фиг. 476.
При повышении температуры как Вг, так и Нс падают [103, 112, 589]
и, очевидно, также падает и отношение BrfBs [112].
Остаточная индукция материала изменяется в широких пределах в за-
висимости от ряда факторов, из которых можно назвать состав, способ
получения,- термическую обработку, упругие напряжения и температуру.
В табл. 73 приведена остаточная индукция ряда материалов. Из таб-
лицы видно, что отношение Вг/Ва для некоторых материалов близко к 0,5.
Таблица 73
Остаточная индукция различных материалов
Материал Обработка гаусс BSf гаусс /Bs
измеренное теоретиче- ское
Железо Холодная про- тяжка 8 000—11 000 । 21600 0,4-0,5 0,5
Отжиг 6000—14 000 । 21 600 0,3—0,7 0,5
Никель Холодная про- тяжка 2 900—3 900 6 100 0,5—0,65 —
Отжиг 2 000—4 000 6100 0,3—0,65 0,5
4 Si—Fe Отжиг 6 000—8 000 19 800 0,3—0,4 0,5
Холодная про- катка Отжиг 14 000 20 200 0,7 —
45-пермаллой Отжиг 7 500—9 500 16 000 0,45—0,6 0,5
Холодная прокат- ка до 95% Отжиг 7000 16000 0,45 0,5
4-79-молибденовый пермаллой Быстрое охлаж- дение 3 800—5100 8700 0,45—0,65 0,5
65-пермаллой Магнитно-жест- кий 6 500 14 400 0,4—0,5 0,5
Закалка 5 900 14 400 0,41 0,5
Быстрое охлаж- дение 4 500 14 400 0,31
Медленное охлаж- дение 1 600 14 400 0,11 —
Отпуск 1 000 14 400 0,07 0
Отжиг в продоль- ном поле 13 000 14 400 0,90 1,0
Отжиг в попе- речном поле 600 14 400 0,04 0
65-пермаллой под растяжением i 14 100 14 400 0,98 1,0
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
403
В конце таблицы приводятся материалы, в которых соответствующей обра-
боткой можно создать необычные значения Br/Bs. Примером материала,
весьма чувствительного к способам обработки, является 65-пермаллой.
Изменяя способ обработки этого мате-
риала, можно получать отношение
Br/Bs, весьма близкое к 0 или к 1,
т. е. к предельным возможным зна-
чениям. Путем изменения скорости
охлаждения можно изменять Br/Bs
в пределах от 0,07 до 0,41. Обра-
ботка в магнитном поле дает зна-
чения отношения Br/Bs 0,90 или
0,04 в зависимости от того, вдоль
или поперек направления этого поля
накладывается магнитное поле при
измерении. Растяжение приводит к
высокому значению BrfBs (0,98); сле-
дует предполагать, что сжатие дол-
жно дать обратный эффект.
Объяснение остаточной индук-
ции. Изложенные выше результаты
опытов по определению остаточной
намагниченности с качественной сто-
роны получают довольно простое тео-
ретическое объяснение. Построим пу-
чок исходящих из одного центра ра-
диус-векторов, каждый из которых
соответствует одному из направле-
ний намагниченности групп доме-
нов, когда ферромагнетик находится
в размагниченном состоянии. Если
образец в целом не имеет преиму-
А Б В
Перед намахни- Насыщение Остаточная
низанием индукция
Ф и г. 477. Схемы, представляющие рас-
пределение намагниченности доменов на
щественных направлений легкого на-
магничивания, то концы векторов рас-
пределены равномерно по поверхности
сферы, как показано на фиг. 477, а,
состояние Л. В неотожженном ма-
териале имеются беспорядочно рас-
пределенные внутренние напряже-
ния большой величины. Если та-
кой материал намагнитить до насы-
щения (состояние Б), а затем вык-
лючить внешнее поле, то намагничен-
ность каждого домена примет на-
правление, определяемое ориента-
цией местных напряжений, и будет
различных стадиях намагничивания» для
различных ферромагнитных материалов,
а—наклепанные материалы; б—упруго растяну-
тый 68-пермаллой; материалы, обработанные в
продольном магнитном поле; упруго сжатый ни-
кель; кобальт при намагничивании вдоль гек-
сагональной оси; в—упруго растянутый никель;
упруго сжатый 68-пермаллой; материалы, обрабо-
танные в поперечном магнитном поле; изоперм;
кобальт при намагничивании перпендикулярно к
гексагональной оси; а—никель или 68-пермаллой
при изгибе; д—материалы, обработанные в маг-
нитном поле, составляющем угол От с направле-
нием измерения; изоперм в поле, составляющем
угол От с направлением измерения; закрученные
цилиндры или проволоки.
Стрелки указывают направление намагниченно-
сти групп доменов.
параллельна или антипараллельна
своему исходному направлению (состояние В). В этом случае остаточная
индукция равна половине индукции насыщения. Действительно,
гс/2
= i 2*sinecos0d0=l,
о
где 6 —угол между направлением намагниченности в данной области
и полем.
26*
404
ГЛАВА XI
Схемы фиг. 477,а применимы к отожженным обычным способом мате-
риалам, отдельные кристаллиты которых не имеют преимущественной
ориентации. Направление спонтанной намагниченности в этом случае будет
определяться направлениями осей легкого намагничивания в отдельных
кристаллитах.
В материалах с положительной магнитострикцией (например, 68-пер-
маллое) при растяжении намагниченность каждого домена параллельна
или антипараллельна оси, вдоль которой растягивается образец, как пока-
зано на фиг. 477,б (состояние Л) (см. также фиг. 586). В идеальном
случае после намагничивания до насыщения вдоль этой оси (состояние Б)
и уменьшения внешнего поля до нуля (состояние В) остаточная индукция
должна быть равной В3. Наблюдаемые в этом случае величины Br/Bs дости-
гают значения 0,99 и выше [1044]. Подобные схемы применимы также
к содержащему 60 — 80% Ni пермаллою, на который действует растяги-
вающая сила, а также к пермаллою с большим содержанием никеля
и к чистому никелю, подвергнутым сжатию. Кроме того, аналогичная
картина имеет место и в ряде сплавов после термообработки в продольном
магнитном поле.
В никеле, подвергнутом растяжению, и в пермаллое после термооб-
работки в поперечном магнитном поле векторы намагниченности доменов
первоначально ориентируются перпендикулярно к оси, вдоль которой
действует натяжение. Под действием поля, приложенного вдоль той же
оси, направления намагниченности доменов изменяются, как показано на
фиг. 477,в.
В этих случаях остаточная индукция в пределе должна равняться
нулю. Наблюдавшиеся значения Br{Bs составляют 0,04. Аналогичным
образом ориентируются домены в образцах из различных видов изопермов
(изоперм получается специальной обработкой сплавов Fe —Ni или
Fe —Ni —Си). В железо-никелевых изопермах- векторы намагниченности
доменов ориентируются в плоскости листа перпендикулярно к направлению
прокатки [822]; в железо-никель-медных изопермах намагниченность, наобо-
рот, ориентируется перпендикулярно к плоскости листа [716].
Если изгибать образец из чувствительного к напряжениям магнитного
материала с отрицательной магнитострикцией, то картина в сжатом слое
будет соответствовать фиг. 477,6, в растянутом слое — фиг. 477,в, а состояние
образца в целом передается фиг. 477, г. В этом случае после выключения поля
половина доменов остается ориентированной вдоль него, а половина — по-
ворачивается на 90°. Измерения, выполненные на изогнутых образцах
никеля [278, 530], дают Br/Bs = 0,5. Аналогичные явления, повидимому,
должны иметь место и в материалах с положительной магнитострик-
цией.
В скрученных образцах домены располагаются таким образом, что на-
правления их магнитных моментов составляют с осью образца некоторый
постоянный угол в (фиг. 477,в). В этом случае Br/Ba будет иметь величину
порядка 0,7 при 0 = 45°.
В ряде материалов, характеризующихся низкими значениями анизо-
тропии (кристаллографической или вызванной упругими напряжениями),
величина остаточной индукции оказывается значительно меньше 0,5 Bs,
т. е. величины, характерной для «нормальных» изотропных ферромагне-
тиков.
Ниже излагаются три возможных объяснения низкого значения оста-
точной индукции.
Первое, чисто формальное, объяснение низкой остаточной индукции
не предполагает никакой модели. Делается допущение, что в образце
имеются оси легкого намагничивания, составляющие тупые углы с направ-
лением поля, как показано на фиг. 477,г, состояние В. В этом случае
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
405
отношение
8m
j 2п sin в cos 0 d в
о 1 "Ь cos 0m
В7” (to “ 2
j 2те sin 0 dO
0
может изменяться от 0,5 до 0 при изменении 6т (максимального значения 6)
от 90 до 180°. Значения 6т, превышающие 90°, могут встречаться, когда
в образце действует собственное размагничивающее поле или другие поля,
направленные противоположно первоначально приложенному внешнему
полю. Однако маловероятно, что намагниченность доменов может быть
ориентирована таким образом в образце, находящемся в замкнутой магнит-
ной цепи.
Второе возможное объяснение значений BJB*, меньших 0,5 (6ТО> 90°),
основывается на предположении, что смещение границ при уменьшении
намагниченности от насыщения до остаточного значения играет столь же
А Б В Г Д
Пвреднамагни- Пале Насыщение Пале Остаточная
чиванием приложено уменьшается индукция
В=О в»о
B~Bg В>В,. B-Br
•GGGGGI
•OGGGOI
I ВГ=О
(перминвар)
Фиг. 478. Схема предполагаемого распределения намагниченно-
сти доменов в материалах с низкой остаточной индукцией.
важную роль, как и при намагничивании от нуля до насыщения. На
фиг. 478,а приведена схема, показывающая возможную ориентацию
магнитных моментов доменов в процессе намагничиванйя и размагничивания,
когда ось наиболее легкого намагничивания составляет угол 9^60°
с направлением магнитного поля. Сначала магнитные моменты доменов анти-
параллельны и направлены вдоль той оси кубического кристалла, которая
является осью наиболее легкого намагничивания (фиг. 478, а, состояние А).
Направления, параллельные другим двум осям кристалла, не являются
столь устойчивыми благодаря внутренним напряжениям, появившимся
в результате термической обработки. Внешнее поле, направленное под
углом 6 = 0, делает вторую ось более устойчивой, в результате чего про-
исходит изменение ориентации намагниченности доменов посредством сме-
щения 90-градусных границ (фиг. 478,а, состояние Б). В более сильном
поле достигается насыщение (фиг. 478,а, состояние В). На фиг. 478,а,
состояние Г, показано, что если уменьшить внешнее поле, то восстановится
406
ГЛАВА XI
положение, соответствующее фиг. 477, а, состояние Б. При уменьшении
внешнего поля до нуля первая ось вновь становится устойчивой и домены
путем смещения 90-градусных границ принимают исходные положения.
В этом случае остаточная намагниченность будет равна нулю (фиг. 478, а,
состояние Д). Описанная схема процесса намагничивания осуществляется,
например, у 68-пермаллоя. Аналогичные рассуждения приводят к выводу,
что если 0 мало, например равно 30°, то Br = B8cos& и переход от со-
стояния А к состоянию Б происходит путем смещения 180-градусных границ
(фиг. 478, б). Для рассмотренной модели существует нижний предел зна-
чений Вг/В8. Пусть 6 —угол между направлением поля и ближайшей осью
кристалла, вдоль которой ориентируются домены. Определим среднее
значение cosS для всех возможных значений 6. В зависимости от ориента-
ции местных напряжений по отношению к полю одна из трех кристалло-
графических осей будет осью наиболее легкого намагничивания. В одном
случае это будет ось, ближайшая к направлению поля, в двух остальных—
двё другие оси. В первом случае остаточная индукция будет отлична от
Нуля; в двух последних — равна нулю, как это было показано выше
(фиг. 478, а). Таким образом, для определения нижнего предела отношения
ВГ1В3 достаточно найти среднее значение cos 6/3. Усреднение производится
по части пойерхности единичной сферы, заключенной между направлениями
[100], [ПО] и [111]. В силу определения 6 среднее значение cosS равно
•те/4 arcctgcoscp
J J sin 6 cos 0 d 0 d
cosS = “-=5—е=°.................... = у= -arctgV2 0,834.
Jj sin 6 d 6 d <p
Следовательно, отношение Вг/В8 = 0,834/3 = 0,278. Хотя эта величина
значительно меньше 0,5, однако она велика по сравнению с величиной
0,07, наблюдаемой у 68-пермаллоя после длительной термообработки
при 450° С.
Третий метод объяснения того, почему отношение Вг/В3 может быть
меньше 0,5, учитывает отсутствие обычной доменной структуры в материалах
с низкой анизотропией [1520]. Опыты с порошковыми фигурами, описыва-
емые ниже, показывают, что в случае пермаллоев с низкой константой
анизотропии доменная структура, подобная наблюдаемой в железе, не
возникает. Это можно связать с большой толщиной границ между доме-
нами и низкой граничной энергией, что обусловлено малой анизотропией
и малой- магнитострикцией [1520] (см. гл. XVIII). Как предполагает
Киттель [1638], в подобных условиях основное значение имеет замыкание
магнитных потоков в ненамагниченном материале. Под действием внешнего
поля силовые линии «разрываются», но после прекращения его действия
исходное положение восстанавливается. Следовательно, остаточная индук-
ция должна быть близка к нулю.
Важно отметить, что низкой остаточной индукцией обладают как раз
те железо-никелевые сплавы, которые имеют очень малую анизотропию
и в. которых длительным низкотемпературным отжигом (450° С) уменьшены
внутренние напряжения. Малой анизотропией обладают также железо-
кремнистые сплавы при большом содержании железа [1172]. Неопублико-
ванные опыты Бутби показали, что сплав с 6,5% Si, медленно охлаж-
денный от 1100° С, имеет необычайно низкую остаточную индукцию:
Вг/В8 = 2000/18 500 = 0,11. Это значение резко отличается от высокой
остаточной индукции и проницаемости, которую имеет тот же образец
после термообработки в продольном магнитном поле.
Дальнейшее обсуждение вопросов, связанных с коэрцитивной силой
и теорией технического намагничивания, мы отложим до гл. XVIII.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
407
Гистерезис. Типичная картина симметричных петель гистерезиса пока-
зана на фиг. 479. Пока значение поля Нт мало, петли гистерезиса имеют
листовидную форму и их ветви являются параболами. При увеличении Нт
отношение ширины петли к ее длине возрастает. При дальнейшем увели-
чении Нт ширина петли приближается к некоторому предельному значению
и в то же время вся петля приобретает S-образную форму. При еще
больших значениях Нт петли гистерезиса изменяются только в первом
и четвертом квадрантах за счет добавления «кос», идущих вдоль нормаль-
ной кривой коммутирования.
Фиг. 479. Семейство симметричных петель гистерезиса для
4-79-пермаллоя.
Потери на гистерезис за цикл определяются площадью петли (фор-
мула Варбурга [10])
Wh = ^$HdB~$HdI. (11.23)
Величина Wh выражается в эрг) см9, если В и И выражены соответственно
в гауссах и эрстедах. Если Wh имеет порядок 10000 эр г)см9, как, на-
пример, в мягком железе, подвергнутом действию циклически изменяюще-
гося сильного поля, то выделяющаяся энергия достаточна для нагревания
образца примерно на 0,0003°С за цикл.
На фиг. 480 представлены кривые зависимости Wh от Нт для образца
мягкого железа, характеризующегося максймальной проницаемостью, равной
9000, и коэрцитивной силой 0,75 эрстед. На этой же фигуре приведена
кривая зависимости Вт от Нт. До значений поля Нт, близких к Нс, обе
кривые имеют примерно одинаковый ход; начиная же с этого значения
поля потери возрастают быстрее, чем максимальная индукция.
На фиг. 481 представлена для того же образца зависимость потерь
на гистерезис за цикл от максимальной индукции в широком диапазоне
408
ГЛАВА XI
изменения последней. При самых малых значениях Вт величина потерь Wh
увеличивается пропорционально Вт, о чем уже было сказано выше при
рассмотрении петли Релея. В немного более высоких полях формула Релея
пу L мН8____L
wh- з* н3
остается в силе, хотя пропорциональность между Wh и нарушается.
В этом случае Wh приблизительно пропорционально Вт, что объясняется
Фиг. 480. Зависимость максимальной ин-
дукции Вт и потерь на гистерезис за цикл
W/i от максимальной напряженности внеш-
него поля.
формула Релея перестает выполнять-
ся при Вт ъ 200 гаусс, а при Вт =
= 1000 гаусс она дает удвоенные зна-
чения Wh. Для значений Вт в преде-
лах от 500 до 15000 гаусс потери на
ются формулой Штейнмеца [27, 28] (
Фиг. 481. Потери на гистерезис за цикл
в некоторых материалах при разных зна-
чениях максимальной индукции.
/—кобальт; 2—железо; 5—кремнистое железо
(4% Si); 4—45-пермаллой; 5—65-пермаллой (тер-
мообработка в магнитном поле); 6—муметалл,
4-79-пермаллой; 7—перминвар (отпущенный);
8—супермаллой•
Пунктиром показаны кривые, соответствующие
закону Штейнмеца или закону Релея.
гистерезис в железе хорошо описыва-
:м. пунктирную кривую на фиг. 481)
(11.24)
Для расчетов по этой формуле обычно пользуются системой CGSM. Формула
Штейнмеца часто используется для интерполяции и экстраполяции. Она
подходит для большого числа материалов, однако не рекомендуется при-
менять ее для определения потерь в новых магнитных материалах без пред-
варительной проверки. Результаты исследования некоторых сплавов и ме-
таллов представлены на фиг. 481; для никеля аналогичные кривые даны
на фиг. 486.
Наклон некоторых кривых на фиг. 481 увеличивается начиная с опре-
деленных значений аргумента, тогда как другие сохраняют прямолинейность
до наибольших из достигнутых значений индукции. Многие исследователи
[119, 164, 220, 296, 678] наблюдали увеличение показателя степени от 1,6
до 2,5 или 3,0 при изменении индукции в пределах 15000— 18000 гаусс.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
409
Имеются также примеры уменьшения показателя степени при В, превы-
шающем 15000 гаусс. Причины увеличения наклона рассматривал Болл [164],
который установил, что одной из причин относительного увеличения по-
терь является недостаточная однородность образца. Для подтверждения
своей точки зрения он исследовал искусственно неоднородный кольцевой
образец. Болл измерял образцы железа и кобальта отдельно, а потом соеди-
нял их вместе в виде одного составного кольца. На таком кольце он об-
наружил рост наклона кривой потерь при высоких индукциях. Неко-
торое увеличение наклона кривых для технической кремнистой стали
можно объяснить влиянием окалины, остающейся на поверхности образца
после термообработки. Для установления нормального хода зависимости
от Вт в диапазоне индукций от 15000 гаусс до насыщения необходимо
иметь большее количество опытных данных о потерях в чистых гомогенных
материалах в высоких полях.
Как показывают кривые фиг. 185, формула Штейнмеца не выполняется
для материалов, имеющих перетянутую петлю гистерезиса, характерную
для перминвара; она также неприменима к материалам, которые благо-
даря термообработке в продольном магнитном поле имеют прямоугольную
петлю гистерезиса. Данные о некоторых сплавах для постоянных магнитов
можно найти в работе Еллингхауза [1637].
Для определения Wh в разное время предлагались и другие эмпи-
рические формулы, имеющие ограниченное применение. Ниже приводится
одна из таких формул [109], действительная в определенном интервале
значений Вт:
Wh = aBm + bB*m.
Другое соотношение позволяет выразить потери на гистерезис через Вт и Не,
если петля имеет одинаковую горизонтальную ширину при всех значе-
ниях В:
nv (2Нс) (2 Ду») НсВт
л 4л л ’
или, в более общем виде,
п п
Величина k почти линейно зависит от Вт [206] до значений Вт, превыша-
ющих получаемые при работе силовых трансформаторов. Для железа,
кремнистой стали, чугуна и кобальта
k = 0,67 + 0,36 -10-4Bm.
Таким образом, при индукции, близкой к 10 000 гаусс, коэффициент fc можно
считать равным единице.
Кривая намагничивания и петля гистерезиса могут также быть пред-
ставлены с помощью кривой, подобной кривой ошибок [1338]: или кривой
гиперболического тангенса
B = Bserf"^,
B = Bgthtf ,
где знак минус относится к восходящей, а плюс—к нисходящей ветви
петли. Существуют также и другие способы аналитического представления
кривых, характеризующих процесс намагничивания [827].
Установлена [576, 594] интересная связь, существующая между
отдельными частями петли гистерезиса и нормальной кривой намагничива-
(11.25)
410
ГЛАВА XI
ния. Рассмотрим кривые а и b на фиг. 482, идущие от точек ± Вт к насы-
щению. Для каждого значения Н среднее значение индукции для этих
двух ветвей приблизительно равно значению В на кривой намагничива-
ния с, т. е.
г_ а+ь
С~ 2 •
Это отношение весьма точно выполняется для многих материалов. Оно
не дает количественно правильного результата в тех случаях, когда петля
гистерезиса имеет необычную форму.
Гистерезис зависит от ряда факторов, основные из которых пере-
числены ниже:
Состав Термическая обра-
Примеси ботка
Изготовление и обра- Температура
ботка давлением Напряжения
Влияние термической обработки и примесей иллюстрируется фиг. 483.
Промышленное железо, отожженное и затем прокатанное в холодном
состоянии с обжатием на 50%, характеризуется петлей, имеющей
Ц7Л= 16600 эрг/сл3 при Вл= 15000 гаусс. После обычного отжига при
температуре 900° С потери на гистерезис уменьшаются до 4600 эрг!см3,
т. е. в 3,6 раза. Тот же образец после 24-часового отжига при 1450°С в
чистом водороде имеет W'h — 2i0 эрг/см3, т. е. потери уменьшаются еще
в 22 раза. Влияние состава можно проследить на сплавах типа пермаллоя.
Потери на гистерезис в никеле и в 78,5-пермаллое при Вт = 5000 гаусс
равны соответственно 10000 и 300 эрг/см3.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
411
Обработка давлением (прокатка и протяжка) прежде всего приводит
в появление в материале внутренних напряжений, которые, однако, могут
быть сняты отжигом. Кроме того, эта обработка часто вызывает опреде-
ленную ориентировку кристаллитов по отношению к направлению деформа-
ции (текстуру), которая сохраняется после обычного отжига. Хорошо
известна текстура, которая образуется в листах кремнистой стали, отжи-
гаемых после холодной прокатки с заданной степенью обжатия. Кривые
Фиг. 483. Влияние термической и механической
обработок на гистерезис железа.
/—после холодной прокатки (Wh= 16 600); 2—после от-
жига (№/1=4600); 3—после отжига в водороде (№ft=210).
проницаемости этого материа-
ла представлены на фиг. 85,
там же для сравнения приведе-
ны кривые проницаемости горя-
чекатанных листов. Отношение
значений Wh при Вт = 10000
гаусс для этих двух материа-
лов меняется в значительных
пределах и в отдельных слу-
чаях достигает 5. Коэрцитив-
ная сила Нс и остаточная ин-
дукция Вг почти всегда умень-
шаются при увеличении темпе-
ратуры, если при этом не про-
исходит никаких фазовых пре-
вращений. Поэтому можно
ожидать, что гистерезис также
уменьшается с увеличением
температуры.
Указанный вывод подтвер-
ждается результатами экспери-
ментов, которые рассматривают-
ся в других главах. Влияние
напряжений на гистерезис рас-
сматривается в гл. XIII.
В табл. 74 приведены опыт-
ные данные о потерях на ги-
стерезис для различных мате-
риалов. Потери могут коле-
баться в широких пределах,
начиная от 4 эрг/см8 за цикл для супермаллоя при Вт = 5000 гаусс до
2,5- 10е эрг/см8 в алнико 5. Следует также указать на необычно низкое
значение потерь в перминваре, что уже было отмечено ранее при об-
суждении фиг. 184 и 185.
Потери на гистерезис часто измеряют в вт/кг (или вт/фунт), относя
их к определенной частоте переменного магнитного поля f. Для удобства
ниже указывается связь между Wh, выраженными в этих единицах и
в эрг/см8 за цикл:
Потери (вт/кг) — (
Потери (вт/фунт) = •
Здесь 8 —плотность в г/см8. В табл. 75 приводится значение потерь в
эрг/см8 за один цикл, соответствующее потерям в 1 вт/кг и 1 вт/фунт для
железа и кремнистой стали.
Гистерезис во вращающемся поле. Если диск из магнитного материала
поместить в однородное магнитное поле, параллельное плоскости диска,
намагниченность его в общем случае будет составлять с направлением поля
412
ГЛАВА XI
Таблица 74
Потери на гистерезис в различных материалах при заданных значениях
максимальной индукции
Материал Состав, % Обработка вт> гаусс W'h- эрг 1см* 1)*. 1 о*
Железо 99,9 Fe Холодная прокатка с обжатием на 50% 10 000 10 000 4 000
Железо 99,9 Fe Оркиг при 900° С 10 000 3 000 1200
Железо ....... 99,9 Fe Отжиг при 1400° С в Н2 14 000 190 45
Кремнистое железо . 4 Si, 96Fe Отжиг при 800° С после горячей прокатки 10 000 1300 500
Кремнистое железо . 3 Si, 97 Fe Отжиг при 1200° С после холодной про- катки 10 000 300 120
45-пермаллой .... 45 Ni, 55 Fe Отжиг при 950° С 10 000 700 280
45-пермаллой .... 45 Ni, 55Fe Отжиг при 1200° С в Н2 10 000 100 40
Гиперник 4-79-молибденовый 50 Ni, 50 Fe Отжиг при 1200° С в Н2 10 000 100 40
пермаллой .... 4-79-молибденовый 4 Mo, 79 Ni, 17 Fe Отжиг при 1100° С 5 000 40 15
пермаллой .... 4 Mo, 79 Ni, 17 Fe Отжиг при 1350° С в Н2 5 000 8 3
Супермаллой .... 5Mo, 79 Ni, 16 Fe Отжиг при 1300° С в Н2 5 000 4 1,5
Муметалл 76 Ni, 3Cu, 2Cr, 19 Fe Отжиг при 1050° С 5 000 50 20
Перминвар 45 Ni, 25 Co, 425° С, 24 часа 600 0 —
30 Fe 1000 10 000 15 4 000 —
Хромистая сталь . . ЗСг, 1C, 0,4 Mn, 96 Fe Закалка с 825° С 14 000 0,25-10е 60 000
Сталь KS 36 Co, 7W, 3 Cr, 1 C, 0,5 Mn, 52 Fe Закалка с 950° С 12500 0,9-10® 250000
Алнико 5 24 Co, 14 Ni, 8 Al, 3Cu, 51 Fe Отжиг при 1300° С с охлаждением в маг- нитном поле, отпуск при 600° С 14 000 2,5-10е 600 000
♦ Величина iq представляет собой коэффициент Штейнмеца, причем в формуле -= т\Вх показа-
тель х принят равным 1,6.
некоторый угол 9. В результате на диск будет действовать крутящий
момент
L=-/7/sin9.
Энергия, поглощаемая при медленном повороте диска на 360°, называется
потерями на гистеризис во вращающемся поле за цикл. Эти потери равны
2*
WT=-^Lde. (11.27)
о
.КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
413
Таблица 75
Соотношение между единицами потерь на гистерезис
Единицы h гц Соответствующее число эрг/см* за цикл
Fe 4 Si—Fe
1 вт/кг 60 1312 1267
50 1574 1520
1 вт/фунт 60 2893 2793
50 3472 3352
Если L не зависит от азимута 6, то
IFr = -2к£.
Определение Wr обычно производится посредством измерения L на
крутильном магнетометре [997, 1004]. Потери IF, можно было бы также
определить, измеряя повышение температуры диска при его вращении
в магнитном поле, при условии, что потерями на вихревые токи можно
пренебречь. Величину L можно также определить, измерив баллистическим
методом величину и направление / и вычислив произведение HI sin 6 [156].
Можно также воспользоваться формулой
L= — HaIsin9a,
где Яа—величина напряженности внешнего поля (не исправленная на
размагничивающее поле), ©„ — угол между На и I. Приняв во внимание,
что размагничивающее поле антипараллельно намагниченности (см. стр. 474),
нетрудно показать эквивалентность обоих выражений для L. Следовательно,
J sin Од можно непосредственно определить, измерив поток через катушку,
расположенную перпендикулярно к На. Тогда для вычисления L остается
только умножить полученное значение /sinOa на величину напряженности
внешнего поля На [1037].
-Фиг. 484. Гистерезис во вращающемся Фиг. 485. Потери на гистерезис во вра-
поле: угол 0 запаздывания намагничение- щающемся поле за цикл в стали при раз-
сти относительно поля при разных значе- ных индукциях,
ниях индукции для магнитной стали с
Нс=14 эрстед.
Угол 6, на который намагниченность отстает от поля при вращении
диска, был определен Гансом и Лойарте [156] для стального диска
с коэрцитивной силой, равной 14 эрстед. Как видно из фиг. 484, угол 6
414
ГЛАВА XI
имеет максимум при индукции В, равной примерно */з или Vi и обра-
щается в нуль при В = 0 и В = Bs. Потери на гистерезис Wr во врахцаю-
В~Н, гаусс
Фиг. 486. Сравнение потерь за цикл на ги-
стерезис во вращающемся (Wr) и переменном
(Wfc) поле.
1—Wr для кобальта; 2—Wr для никеля; 3—Wh для
никеля.
щемся поле также проходят че-
рез максимум, который получа-
ется при более высоком значении
индукции, соответствующем точ-
ке на кривой намагничивания,
расположенной за ее изгибом. При
дальнейшем возрастании индукции
Wr уменьшается и при насыщении
становится равным нулю (фиг.
485). Общий ход кривой зависи-
мости IFr от В был впервые уста-
новлен Бейли [33], после того как
он был предсказан на основе
теории Юинга.
По сравнению с потерями на
обычный гистерезис Wh потери
на гистерезис во вращающемся
поле больше при низких значе-
ниях индукции и меньше —при
высоких. Это можно показать на
примере никеля [84] и техниче-
ского кремнистого железа с
3,1% Si [1100]. Соответствующие
кривые приведены на фиг. 486 и
487. Последний материал (крем-
нистое железо) имеет резко выра-
женную анизотропию магнитных свойств, так что для него трудно было
2тс
определить J Ld9, поскольку значение Д в течение одного оборота изме-
о
Фиг. 487. Потери на гистерезис за цикл
в переменном и вращающемся полях в
текстурованном листовом кремнистом
железе.
Цифры указывают углы с направлением прокат-
ки (в градусах).
няется в широких пределах. Брейл-
сфорд [1004] преодолел эту труд-
ность тем, что накладывал друг на
друга, два или три одинаковых дис-
ка, ориентируя их таким образом,
чтобы высокие положительные и от-
рицательные значения L отдельных
дисков в значительной мере компен-
сировал^ друг друга. При оставших-
ся колебаниях величины L можно уже
выполнить [интегрирование по кри-
вой L(6) с достаточной точностью.
Этот метод позволил определить WT
в железе и сплавах железа с кремнием
с различным содержанием последнего
(1,9, 3,1 и 3,7 % Si). Одновременно
на тех же образцах определялись
потери на гистерезис Wh [1100].
На фиг. 488 приведено отноше-
ние Wr/Wh в зависимости от BrIBa для
некоторых материалов. Несмотря на
значительный разброс эксперименталь-
ных точек, из фигуры ясно, что отношение ^г/^л имеет конечное значение
при В = 0, равно единице при B/Bs, лежащем в интервале 0,6—0,8, и
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
415
приближается к нулю при насыщении. Влияние анизотропии и напряжений
на это отношение не было исследовано. На фиг. 486 приводятся резуль-
таты измерений образцов кобальта
[48], точный химический состав ко-
торых неизвестен.
Распределение потерь на раз-
личных участках петли гистерези-
са. Формула Варбурга (11.23), пра-
вильно определяющая потери за
полный цикл гистерезиса, не дает
указаний о количестве тепла> выде-
ляющегося на отдельных его участ-
ках. Адельсбергер [300] устано-
вил, что при изменениях индукций,
соответствующих прохождению
большей части петли, происходит,
как и ожидалось, нагревание об-
разца. Однако он обнаружил также
охлаждение при изменениях ин-
дукции, соответствующих прохо-
ждению отдельных участков петли,
что явилось неожиданным резуль-
татом.
Определение тепла, развиваю-
щегося при прохождении отдель-
ных небольших участков цикла,
требует особо точных измерений
2,4
2.2
2,0
1,8
1,6
1,4
1,2
0,6
S'
1ft
0,8
1 э
X Z 1 □
о ЧлС 3
о х о
1
\ ( 1
г4 1 >
л с * О
\ □ k J С
А V \ □
д_
л \
0,4
Q2
о______________________________________
О, 0,2 0,4 Ofi Oft 1ft
(B-H)/bs
Фиг. 488. Отношение потерь на гистерезис
во вращающемся поле к потерям на гистере-
зис в переменном поле в различных матери-
алах.
с применением специальных тех-
нических средств. Отожженное железо за полный цикл нагревается пример-
но на 0,0003° С; следовательно, для определения потерь, соответствующих
Фиг. 489. Магнетокалорический эффект в образце отожженного же-
леза в процессе перемагничивания.
По оси ординат отложено изменение температуры, пропорциональное количеству
выделившегося тепла.
416
ГЛАВА XI
отдельным участкам цикла, необходимо измерять температуру с точностью
до 10'*° С. Это достигается с помощью термобатареи, состоящей из многих термо-
пар, спаи которых соприкасаются с образцом. Важное значение при подобных
измерениях имеет термоизоляция и контроль за постоянством температуры
окружающего воздуха. Для повышения чувствительности при измерении тер-
моэлектродвижущей силы обычно используется та или иная схема усиления
отклонения гальванометра.
На фиг. 489 представлена кривая, полученная на образце отожжен-
ного железа [899] и показывающая чередование в нагревании и охлаждении,
характерное для материалов с высокой проницаемостью. При уменьшении поля
от высоких значений, вызывающих почти полное (более 90%) насыщение желе-
за, происходит сначала охлаждение образца. Дальнейшее уменьшение поля
Фиг. 490. Магнето калорический эффект в образце неотожженного
никеля.
По оси ординат отложено количество выделившегося тепла.
в области низких индукций сопровождается заметным нагреванием, которое
уступает место охлаждению, когда индукция меняет знак. Наконец, когда ин-
дукция приближается к насыщению в отрицательном направлении, снова про-
исходит нагревание. Аналогичный ход кривой наблюдается и на восходящей
ветви гистерезиса. В результате прохождения полного цикла образец нагре-
вается, причем количество выделенного тепла в соответствии с формулой Вар-
бурга равно <§> Hdl.
Иными свойствами обладает неотожженный никель [833], у которого
в течение цикла наблюдается простая смена нагревания и охлаждения
(фиг. 490). В отличие от мягкого железа в случае никеля наибольшее падение
температуры равно повышению ее за половину цикла.
Очевидно, что для каждого материала нагревание и охлаждение являются
обратимыми на одной части цикла и необратимыми на другой. Обратимые изме-
нения происходят при больших значениях индукции, а необратимые—при
малых, когда напряженность поля близка к коэрцитивной силе. Окамура [899]
сделал попытку разделить ту и другую части тепла; результаты такого разделе-
ния для мягкого железа представлены на фиг. 491. Кривая для обратимого
изменения температуры воспроизводится при каждом перемагничивании, тогда
как кривая необратимого изменения температуры после каждого полного цикла
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
417
поднимается на отрезок
$
Hdl. Необратимое тепло Q4 отождествляется с поте-
рями на гистерезис; обратимое тепло Qr—с магнетокалорическим эффектом,
который подробно рассматривается
в гл. XV.
Весьма интересно выяснить,
на каких участках петли происхо-
дит наиболее быстрое изменение Qr
Если принять предложенный Ока-
мура способ разделения и Qr,
то мы придем к заключению, что Qt
изменяется быстрее на тех участ-
ках, для которых характерен быст-
рый рост В — Н в зависимости
от Н (фиг. 492), но что область
быстрого изменения сосредото-
чена в более узком интервале по-
лей. Это вполне соответствует
нашим представлениям, согласно
которым необратимые процессы
(смещение границ) происходят при
-800 -600 -400 -200 О 200 400 600 800
Н, эрстед
Фиг. 491. Разделение количества выделивше-
гося тепла на обратимую и необратимую части.
По оси ординат отложено изменение температуры,
пропорциональное количеству тепла.
изменениях индукции, соответству-
ющих крутым участкам кривой намагничивания и петли гистерезиса, а
обратимые (вращение) —при изменениях, соответствующих участкам выше
По оси ординат отложено изменение температуры, пропорцио-
нальное необратимым тепловым потерям.
Обратимая часть количества тепла, выделяющегося при воздействии
магнитного поля на тело, связана с изменением намагниченности с темпе-
ратурой в постоянном магнитном поле следующим соотношением:
(11.28)
27 р. Бозор
418
ГЛАВА XI
При малых или средних значениях намагниченности ее изменение с тем-
пературой дЦдТ положительно (см., например, фиг. 709). Следовательно,
в этой области отрицательно, так что с увеличением напряженности
поля происходит охлаждение образца, пропорциональное абсолютной тем-
пературе Т и обратно пропорциональное плотности материала d. При намаг-
ниченности, близкой к насыщению, производная д!/дТ отрицательна, и, сле-
довательно, действие внешнего поля на ферромагнетик вызывает его нагре-
вание; устранение поля приводит к охлаждению. В области высоких зна-
чений поля, где достигнуто насыщение, dljdT характеризует изменение
самопроизвольной намагниченности /3 в зависимости от температуры и в пер-
вом приближении постоянно. Следовательно, в этой области нагревание
линейно зависит от напряженности внешнего поля.
Фиг. 493. Магнетокалорический эффект и работа намагничивания
в неотожженном никеле.
Таким образом, можно с качественной стороны объяснить Г[899] ход
нижней кривой фиг. 491. Окамура определил д!/дТ из опытных данных
и показал, что вычисленные значения Qr совпадают с измеренными.
При изменении магнитного состояния тела совершается работа ^Hdl
и изменяется магнитная энергия. Работа за полный цикл равна количеству
выделившегося тепла ф Hdl = Qi- Если магнитное состояние неотожжен-
ного никеля, намагниченного до насыщения, изменяется в результате умень-
шения величины напряженности внешнего поля, то оказывается (фиг. 493)
[1032], что
Другими словами, охлаждение материала происходит быстрее, [чем можно
было бы ожидать исходя из предположения, что оно вызывается изменением
одной магнитной энергии1). Это наводит на мысль, что в материале на-
х) С этим нельзя согласиться. Уменьшение магнитной энергии (у неотожженного
никеля в основном магнитоупругой энергии, у отожженного железа—энергии, связанной
с магнитной анизотропией) при адиабатическом уменьшении намагниченности должно
вызывать нагревание, а не охлаждение (константы анизотропии и магнитострикции
с увеличением температуры уменьшаются, а, следовательно, техническая намагниченность,
соответствующая заданной величине истинной намагниченности, увеличивается). Подоб-
ное нагревание наблюдается, например, у отожженного железа при Я<300 эрстед (см.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
419
капливается потенциальная энергия, отличная От потенциальной энергии,
связанной с намагниченностью. Изменение потенциальной энергии такого
рода впервые наблюдалось Константом [342] при исследовании образцов
стали для постоянных магнитов. Их существование подтверждено также
более поздними работами Гарди и Куимби [1032]. Важность этого явления
подчеркивается в последних работах Бейтса и его сотрудников [1251, 1346,
1487, 1522—1524, 1609], которые изучали величину
L=^HdI-Q
для большого количества материалов. Некоторые из построенных ими кри-
вых зависимости Д от В — Н воспроизведены на фиг. 494. Результаты
калориметрических измерений содержатся также в работах [398, 459].
В~Н, гаусс В-Н, гаусс
Фът. 494. Магнетокалорический эффект (Q), работа намагничивания
и параметр Бейтса (Д) для различных материалов.
а—неотожженное железо; б—отожженное железо; в—неотожженный никель;
г—отожженный никель.
Физические процессы, вызывающие выделение или поглощение тепла,
были рассмотрены Стонером и Родесом [1664]. К обратимым процессам
можно отнести:
1) Увеличение намагниченности при процессе истинного намагничива-
ния (парапроцессе), которое было рассмотрено выше.
2) Вращение вектора намагниченности в доменах в ферромагнетиках
с магнитной анизотропией, происходящее в основном в более слабых полях.
фиг. 489 и 491). Охлаждение получается при уменьшении истинной намагниченности,
вызванном уменьшением поля и сопровождающемся увеличением энергии обменного
взаимодействия (т. е. электрической энергии). Наблюдаемый эффект (в рассматриваемом
случае охлаждение) является следствием одновременно происходящих нагревания и охлаж-
дения, связанных соответственно с уменьшением технической и истинной намагниченностей
при уменьшении поля, на что справедливо указывает далее автор книги. Логичнее было бы
поэтому рассматривать не разность Д, как это делает Бейтс, а алгебраическую сумму
[Hdl+Q.—Прим.ред.
27*
420
ГЛАВА XI
3) Обратимое смещение границ, наблюдаемое в весьма слабых полях.
Необратимыми являются следующие процессы:
4) Необратимое смещение границ областей спонтанного намагничивания
(наблюдаемое при скачках Баркгаузена и в ряде других случаев).
5) Внезапное изменение ориентации спонтанной намагниченности (напри-
мер, в однодоменных частицах).
Количество тепла, выделяющееся при первом процессе, можно вычислить,
если воспользоваться формулой (11.23) -для магнетокалорического эффекта,
в которой величину д1/&Г можно вычислить по известным нам данным об изме-
нении намагниченности насыщения с температурой. При расчете количества
тепла, выделяемого или поглощаемого при процессе вращения, необходимо
учитывать известную из опыта температурную зависимость анизотропии
(гл. XII). Недостаточность наших сведений об остальных процессах не позволяет
в настоящее время подвергнуть их теоретическому анализу. Первый процесс
приводит к нагреванию материала, если поле увеличивается, второй, при тех
же условиях —к охлаждению; относительная величина того и другого эффек-
та определяет результирующее выделение или поглощение тепла при намагни-
чивании. Различный вид экспериментальных кривых обусловливается отно-
сительной значимостью этих двух процессов.
При сопоставлении опытных данных с теорией Стонер и Родес вычислили
нагревание при изменении истинной намагниченности, так как оно может быть
весьма точно рассчитано; остающийся тепловой эффект был отнесен за счет
других процессов. Для железа этот остаток в области высоких полей сохраняет
почти постоянное значение, равное, судя по данным Гарди и Куимби [1032],
примерно половине величины, рассчитанной для процесса вращения. Величина
«остатка» начинает существенно отклоняться от этого значения только в обла-
сти слабых полей, в которых, как известно, могут иметь место необратимые
процессы. В кобальте основную роль играет эффект, обусловленный процессом
вращения, что связано с высокой точкой Кюри и значительной магнитной
анизотропией этого металла.
Разделение обратимых и необратимых эффектов является весьма желатель-
ным. Подобное разделение эффектов расширило бы наши представления о необ-
ратимых процессах.
Эффект Баркгаузена. В 1919г. Баркгаузен [181] обнаружил явление, кото-
рое было названо .его именем. Баркгаузен рассматривал результаты своего
эксперимента как доказательство- существования неравномерностей в процессе
намагничивания железа. Рассматриваемое явление проще ,всего наблюдать с
помощью установки, схема которой представлена на фиг. 495 справа. Шум,
слышимый в телефоне или громкоговорителе, продолжается только при изме-
нениях намагниченности на крутой части основной кривой или петли гистере-
зиса. Следовательно, он должен быть связан с необратимыми скачками намаг-
ниченности.
Осциллограмма скачков Баркгаузена представлена на фиг. 496 [383].
На этой осциллограмме встречаются импульсы двух направлений. Это проис-
ходит потому, что на вход усилителя подаются сигналы от двух измерительных
катушек, намотанных в противоположных направлениях и соединенных после-
довательно.
Как показал Тиндаль [244], изменение магнитного момента при одном
скачке может быть вычислено по величине площади, ограниченной кривой им-
пульса, записанного на осциллограмме. Было установлено, что в образце крем-
нистой стали при одном скачке происходит изменение момента на 0,008 единиц
CGSM, что соответствует полному перемагничиванию в объеме 4-10'® см8. Как
Тиндаль, так и Прейзах [417] измерили величину большого числа отдельных
сКачков. При этом последний показал, что полное изменение магнитного момента
при прохождении крутой части петли гистерезиса, определенное описанным
методом как сумма скачков, оказывается равным соответствующему изменению,
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
421
полученному из данных обычных баллистических измерений. На пологом участ-
ке петли изменение намагниченности за счет скачков пренебрежимо мало. Ана-
логичный результат был получен Бозортом 1383], который, применяя выпря-
митель, исключал импульсы от одной из катушек, используемых для получения
записи на фиг. 496, и одновременно производил электрическое интегрирование
импульсов от второй катушки1). При быстром изменении поля импульсы от
обеих катушек перекрываются так, что измеряемое этим способом изменение
Фиг. 495. Эффект Баркгаузена и схема установки для его наблюдения.
намагниченности весьма мало. При постепенном уменьшении скорости измене-
ния поля величина наблюдаемого таким способом изменения намагничен-
ности в крутой части петли гистерезиса приближается в пределе к изме-
нению намагниченности, определяемому баллистическим способом. Результа-
ты экспериментов приведены на фиг. 497.
ива»
Фиг. 496. Осциллограмма скачков Баркгаузена.
Верхняя кривая (масштаб времени)—переменный ток
частотой 1000 гц. Различные направления импульсов обу-
словлены тем, что измерительные катушки были соединены
последовательно навстречу друг другу.
Средняя величина скачков исследовалась Бозортом и Диллинжером [445] i
Теория их метода заключается в следующем. Предположим, что магнитный мо-
мент в малом объеме образца v первоначально равен vls и направлен вдоль
оси образца и окружающей его катушки. Пусть, далее, происходит внезапный
поворот момента на 180°. Форма индуцированного в катушке импульса напря-
жения и импульса тока на выходе усилителя зависит от скорости затухания
вихревых токов, вызванных перемагничиванием. Изменение индукции со
временем может быть представлено кривой фиг. 498, а. Если А—поперечное
сечение образца, а V—объем, охватываемый катушкой, то мгновенное значение
г) В том случае, если импульсы от первой и второй катушек не перекрывались во
времени.—Прим. ред.
422
ГЛАВА XI
тока
4 = С А = с А 2Baf (0, (11.29)
где С—постоянный коэффициент пропорциональности, /(/) —функция, по-
добная изображенной на фиг. 498,6
и удовлетворяющая следующему
условию:
+со
5 f(t)dt=l.
—оо
dH/dt
Фиг. 497. Зайисимость суммы наблюдаемых
скачков намагниченности от скорости нараста-
ния поля.
С уменьшением скорости нарастания поля сумма на-
блюдаемых скачков намагниченности приближается
к полному изменению намагниченности на самом
крутом участке петли.
жесткий пермаллой (81% Ni); 2—отожженный
пермаллой (81% Ni).
Тогда площадь кривой i^t) равна
+00
i1dt = CA^f2Ba
J * V 9
—со
Среднеквадратичное значение силы тока
и является мерой объема образца
о, в котором произошло перемаг-
ничивание.
Если в 1 сек. происходит в
среднем п скачков Баркгаузена,
то среднее значение силы тока на
выходе усилителя
‘=СА\^\ =САп^2В,. (11.30)
Ч-оо __ 4-оо
F=n i]d/ = 4nCM2B^ P(t)dt.
—оо —оо
(11.31)
Объединяя два последних выражения, получаем
Vt2
v________________________t.°°
2СМ2 (dB/dt) В3 J f2 (0 dt
—ОО
(11.32)
Теория затухания вихревых токов в цилиндре [445] дает следующее
выражение:
4-оо
(11.33)
где р — сопротивление,_а рг—обратимая проницаемость материала. Заме-
нив также V на А1 и о2 на 0,7 о2, получим окончательно
- ... 0,24м2
v~ C*pBs dB/dt •
(11.34)
В этом выражении численный коэффициент 0,2 является приближенным.
Обозначенная через I длина части образца, скачки в которой вызывают
э. д. с. в катушке, не равна расстоянию между концами катушки, а зависит,
кроме того, и от рг (особенно в тех случаях, когда р.г велико) и опреде-
ляется экспериментальным путем. Формула (11.34), полученная выше,
показывает, что величина эффекта Баркгаузена, которая может быть выра-
жена через i2, не только пропорциональна v, Ва и dB/dt, но зависит также
от отношения рг/р и эффективной длины I образца:
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
423
д_ C*vBsdB/dt
~ 0,2/^/р ’
(П.35)
Если с помощью катушки определенных размеров проводить измерения на
отдельных цилиндрах или проволоках, то в первом приближении величина
эффекта не будет зависеть от диаметра образца. Если же в качестве
образца используется связка проволок, то эффект пропорционален их числу
в связке. Следовательно, при заданных объеме материала и параметрах
катушки эффект усиливается при расслоении образца вдоль оси, так как
увеличивается степень затухания вихревых токов при той же величине
dBjdt.
О Время —» О Время —*
в
Фиг. 498. Изменение индукции (а) и ее производной со временем (б), а
также схема установки для измерения потерь, связанных с эффектом
Баркгаузена (в).
Запаздывание индукции обусловлено действием вихревых токов.
Формула (11.35) была использована для определения v различных
материалов. На фиг. 498,в показана схема, применявшаяся при измере-
ниях. Образец помещается в медленно меняющееся магнитное поле, напря-
женность которого регулируется реостатом Rv На образец надеты две
измерительные катушки Sj и S2, сигналы от которых через усилитель
и трансформатор подаются на термопару. Отклонение рамки гальва-
нометра G, соединенного с термопарой, пропорционально величине t2. Для
каждого образца, кроме того, были определены величины dBfdH, и I
и найдена их зависимость от напряженности поля. На фиг^499 представ-
лены полученные с помощью фотозаписи кривые dBfdH и i2 для отожжен-
ного железа. На этой же фигуре даны численные значения этих величин,
а также значения р.г и интересующей нас величины v. Соотношение между
изменениями v и изменениями индукции на гистерезисном цикле показано
на фиг. 499,г. В железе наибольшие скачки наблюдаются на крутой
части петли. Важно отметить, что в этой области как раз имеют место
основные потери на гистерезис (см. фиг. 492). Напротив, в 50-пермаллое
наибольшие скачки происходят вне крутой части петли вблизи точки ее
наибольшей кривизны. На фиг. 500,а отчетливо видны скачки на кривых
dBfdH, которые получены для двух последовательных циклов без примене-
ния усилителя. Из приведенных кривых ясно видно, что наибольшие скачки
наблюдаются за максимумом кривой dBfdH. Кривые зависимости В и v
от поля показаны на фиг. 500,6. Было бы весьма интересно выяснить,
не приходится ли в 50-пермаллое максимум выделяемого при гистерезисе
тепла на ту точку петли гистерезиса, которая соответствует максимуму о.
424
ГЛАВА XI
Такой же метод определения средней величины скачков Баркгаузена
был использован Ферстером и Ветцелем [1262]. Полученные ими значения о
фактически совпадают с приведенными выше. Аналогичные результаты дала
также работа Теббла и др. [1737], применивших более совершенную
Фиг. 499. Фотографическая запись кривой dBIdH (а)
и кривой мгновенных потерь, связанных с эффектом Барк-
гаузена в железе (б), и данные, использованные для опреде-
ления средней величины объема v, в котором происходит
перемагничивание при различных полях (в и г).
Фиг. 500. а—скачки на кривойdB!dH\ б—петля гистерезиса и кривая
зависимости величины объема, в котором происходит перемагничи-
вание при скачках Баркгаузена, от напряженности поля
В доменной теории весьма важно знать не только величину местного изме-
нения намагниченности, но также и ее направление до и после перемагничивания.
Один из путей подхода к решению этой задачи заключается в исследовании
поперечного эффекта Баркгаузена [563], при котором измеряется отношение
изменений параллельной и перпендикулярной внешнему полю составляющих
магнитного момента. Образцы при этих измерениях имеют форму трубок, кото-
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
425
рые можно намагничивать обычным способом вдоль оси, помещая их в намагни-
чивающую обмотку, или циркулярно, пропуская электрический ток по проволо-
ке, проходящей вдоль оси трубки. Измерительные катушки соединяются так же,
как при исследовании продольного эффекта (см. фиг. 498). Теория, изложенная
выше, в этом случае остается в силе. Влияние геометрии образца на скорость
затухания вихревых токов одинаково для обоих эффектов.
На фиг. 501 приведены опытные данные для образца отожженного железа.
При низких индукциях поперечный эффект относительно мал, и только при
Фиг. 501. Относительная величина продольного и поперечного скач-
ков Баркгаузена в железе.
По реи ординат отложено среднее изменение магнитного момента.
индукции В=15 000 гаусс (Н= 12 эрстед) обе составляющие изменения магнит-
ного момента становятся равными. В области более высоких полей поперечный
эффект в несколько раз больше продольного. Отношение поперечного эффекта
к продольному в неотожженном железе при определенных индукциях даже
больше, чем в отожженном. Результаты измерений ясно показывают, что из-
менение направления намагниченности может иногда происходить под значи-
тельными углами к оси образца, вдоль которой происходит изменение внеш-
него поля. Наиболее правдоподобное объяснение явлений при низких индук-
циях состоит в том, что в этом случае преобладают 180-градусные смещения гра-
ниц, причем намагниченность доменов как до, так и после смещения составляет
небольшие углы с направлением поля (и с осью образца).
Исследование изменения направления намагниченности в доменах было
выполнено Мак-Киханом, Бекком и Клашем [564, 729, 7711. Опыты производи-
лись на монокристалле кремнистого железа (3,2% Si), вырезанном в виде диска.
Диск вращался в постоянном магнитном поле, величина которого была доста-
точной для намагничивания примерно до 0,8 насыщения. Взаимно перпендику-
лярные составляющие намагниченности наводили напряжение в двух измери-
тельных катушках, охватывающих диск. Импульсы напряжения подавались
через усилитель на пластины электронного осциллографа. Таким образом,
каждый скачок Баркгаузена регистрировался на экране в виде прямой, про-
ходящей через центр. Направление прямой указывало направление изменения
намагниченности домена в диске.
426
ГЛАВА XI
Опыты показали преобладание 180-градусных смещений вдоль оси [100],
причем наблюдалось значительное число отклонений от этого угла. Изменения
направления намагниченности на 90° отмечались редко. Наблюдалось также,
что многие большие скачки давали на экране зигзагообразные линии, которые
в продолжение импульса несколько изменяли свое направление. Это обстоятель-
ство указывает на то, что перемагничивание одного домена вызывает поворот
момента другого домена, магнитно с ним связанного. Таким же путем осущест-
вляется взаимодействие между доменами при больших скачках Баркгаузена,
связанных с прямоугольными петлями гистерезиса. Подобные наблюдения были
сделаны также Ферстером и Ветцелем [1262]. Доказательством того, что боль-
шие скачки Баркгаузена состоят из многих малых скачков, могут служить
кривые на фиг. 502 [508]. На этой фигуре справа представлена осциллограмма
б
О секунды 0,5
Фиг. 502. Часть петли гистерезиса железа при медленной записи, на
которой видны большие скачки (а), и осциллограммы одного из этих
скачков (б).
Из осциллограмм видно, что крупный скачок состоит из большого числа мелких.
Ординаты на осциллограмме -пропорциональны скорости изменения намагниченности.
наибольшего скачка из числа скачков, представленных на фиг. 502,а. Осцил-
лограмма на фиг. 502,6 получена при большой скорости развертки и пока-
зывает, что между двумя спокойными периодами происходит целая серия воз-
мущений. При обычном способе измерения петли гистерезиса не удается заре-
гистрировать даже большие скачки. Обнаружить скачки можно лишь путем
тщательной регистрации индукции В при медленном изменении внешнего
поля Н.
Отдельные домены объединяются в группы, величина которых может быть
самой различной. В материалах с прямоугольной петлей гистерезиса одна груп-
па, или фаза, может занимать весь объем образца. Можно предполагать, что
в других материалах, петли гистерезиса которых характеризуются меньшей
величиной dBIdH, домены ведут себя до известной степени независимо.
Обычно, однако, наблюдаются значительные флуктуации скорости изменения
В, что может происходить лишь при объединении большого числа доменов.
Соответствующие неравномерности на кривых намагничивания были отмечены
с помощью самопишущего гальванометра при медленном изменении поля [278,
508,579]. С целью выяснения характера и величины этих флуктуаций был сделан
следующий опыт: из 45-пермаллоя были изготовлены два тороида, на каждый
из которых были навиты первичная и вторичная обмотки. Вторичные обмотки
были соединены последовательно навстречу друг другу и подключались к
самопишущему флюксметру. Если образцы идентичны в отношении магнит-
ных характеристик, то при медленном изменении внешнего поля запись будет
представлять горизонтальную прямую линию.
Результаты записи представлены на фиг. 503. Из полученных кривых видно,
что, во-первых, как и следовало ожидать, кривые намагничивания образцов не
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
427
тождественны: разность индукции образцов порядка 100 гаусс воспроизводится
на каждом цикле. Во-вторых, имеют место флуктуации индукции, равные при-
мерно 30—40 гаусс. Амплитуда флуктуаций соответствует перемагничиванию
в объеме порядка 10-4 еле3. Следовательно, наблюдаемое перемагничивание обу-
словлено слиянием многих тысяч скачков Баркгаузена обычной величины.
Порошковые фигуры. В течение многих десятилетий железные опилки при-
менялись для определения топографии магнитных силовых линий в воздухе
и для обнаружения дефектов или неоднородностей в магнитных материалах.
В 1931 г. Гамос и Тиссен [522,
586] воспользовались тонким
ферромагнитным порошком для
обнаружения локальных неод-
нородностей намагниченности,
предсказанных доменной тео-
рией. Независимо от них Биттер
[509], применив суспензию FeaO3
(диаметр частиц IO^gm), наблю-
дал под микроскопом порошко-
вые фигуры на полированной
поверхности намагничиваемого
ферромагнетика. Параллельные
линии, образованные частицами
порошка, отстояли примерно на
0,1 мм друг от друга и были
приблизительно перпендикуляр-
ны к направлению намагничен-
ности.
Техника получения и интер-
претация порошковых фигур
явились предметом работ мно-
гих исследователей [558, 677,
723, 730, 938, 985]. Способ по-
лучения коллоидных растворов,
вольно подробно описан Элмором [1023, 1667], который рекомендует приме-
нять суспензию порошка магнетита, измельченного до размеров коллоидных
частиц, в соляной кислоте. Для предупреждения коагуляции к суспензии
добавляется 1% мыла. Более устойчивый коллоидный раствор был получен
в лаборатории фирмы Белл осаждением Fe3O4 из раствора FeCla и Fe С13,
действием щелочи (Na ОН) и стабилизацией коллоида додециламином1). Иссле-
дуемый магнитный материал рекомендуется полировать электролитическим
способом [1323, 1667], так как механическая шлифовка нарушает структуру
поверхности.
Значительные успехи при исследовании порошковых фигур осаждения были
достигнуты Мак-Киханом и Элмором [727, 731,857], которые наблюдали эти
фигуры на поверхности размагниченных монокристаллов2). Полученные при
этом порошковые фигуры представлены на фиг. 504,6; нафиг. 504,а ив пока-
Н, эрстед
Фиг. 503. Флуктуации индукции при намагни-
чивании, изменяющиеся от цикла к циклу.
Приведенная запись характеризует изменение потока
индукции в двух измерительных катушках* включенных
навстречу. По оси ординат отложена разность индукции
двух образцов* находящихся в идентичных условиях.
Образцы изготовлены из 4-79-пермаллоя.
используемых для таких исследований, до-
т) Устойчивый раствор приготовляется следующим способом: к 10 см3 нормальной
соляной кислоты добавляется в 2г амина какао-масла (обычно додециламин) до получения
раствора с рН=7. Далее* раствор разбавляется дестиллированной водой до объема 50*сл<8
и к нему прибавляется 20 см3 пасты Fe8O4. После тщательного перемешивания смесь раз-
бавляется дестиллированной водой до общего объема 150 см3 и вновь энергично перемеши-
вается с помощью мешалки, дающей 6000 об/мин. Далее* смесь снова разбавляется
дестиллированной водой до 600 см3, после чего она готова к использованию. Было установ-
лено, что взвешенные частицы имеют диаметр порядка 1000 А и заряжены положительно
по отношению к растворителю.
а) Порошковые фигуры на поверхности размагниченных монокристаллов впервые
были получены Акуловым и Дехтярем [558].—Прим. ред.
428
глав'а XI
заны порошковые фигуры, полученные на той же поверхности при намагничи-
вании монокристалла перпендикулярное поверхности в двух противоположных
направлениях. При исследовании была использована коллоидальная суспен-
зия с частицами FeaOa. Размеры частиц были настолько малы, что они могли
участвовать в броуновском движении. Изменение намагниченности образца,
сопровождалось смещением порошковых фигур, непосредственно видимым не-
вооруженным глазом.
В более поздних работах Бозорту, Вильямсу и Шоклею [1597, 1599, 1667,.
1668] удалось впервые наблюдать границы между доменами, характерные для
железа в ненапряженном состоянии. Эти исследования значительно расширил»
наши сведения о процессах намагничивания. Исследования проводились с моно-
кристаллами кремнистого железа (3,8% Si), из которых вырезались образцы'
с гранями, слегка наклоненными к определенным кристаллографическим плос-
костям. Образцы подвергались отжигу и тщательно полировались сначала)
механическим, а затем электролитическим путем. После механической поли-
ровки картина порошковых фигур, получаемая на поверхности, почти па-
раллельной плоскости (100), представляет собой «лабиринт» (фиг.. 505, а)1
подобно тому, что показано на фиг. 504. После электролитической
полировки и повторного осаждения порошка на то же место получаются «дре-
вовидные» фигуры (фиг. 505,6). Эти и подобные опыты показали, что порошковые
фигуры типа лабиринтов характерны для деформированных поверхностей и что-
древовидные фигуры показывают положение границ доменов на поверхности,,
свободной от напряжений.
Направления намагниченности внутри доменов могут быть определены
различными способами, описанными в оригинальных статьях. На фиг. 505,в пред-
ставлена полученная одним из таких способов схема распределения намагни-
ченности на участке древовидной фигуры.
В размагниченном образце магнитные моменты доменов направлены
параллельно одной из кристаллографических осей; границы разделяют домены,
направления намагниченности которых образуют между собой углы 90
или 180°.
С помощью порошковых фигур можно непосредственно обнаружить пере-
мещение границ между доменами под действием внешнего поля или механиче-
ских напряжений. Влияние однородных напряжений показано на фиг. 506.
В данном материале растяжение вызывает увеличение намагниченности вдоль
линии приложения нагрузки. Фиг. 506 наглядно иллюстрирует механизм этого
процесса: домены, намагниченность которых параллельна линии натяжения,
растут путем смещения границ за счет доменов, намагниченных в перпендику-
лярном направлении. При достаточно большом натяжении последние исчезают
почти полностью. После снятия нагрузки исходная картина древовидных фигур
восстанавливается, однако не во всех деталях. Это указывает на то, что границы
между доменами внутри кристалла не фиксированы подобно линиям, наблю-
даемым в порошковых фигурах типа лабиринтов.
В порошковых фигурах типа лабиринтов линии, временно смещенные под
действием внешнего поля или однородного напряжения, всегда возвращаются
на прежние места под влиянием местных напряжений. Древовидные фигуры
наблюдаются только в том случае, когда поверхность образца слегка наклонена
к плоскости (100).
На фиг. 507 показаны порошковые фигуры, получаемые в тех случаях,
когда поверхность строго параллельна этой кристаллографической плоскости.
При получении фигур, представленных на фиг. 507, а, был использован концент-
рированный коллоид; как показали многочисленные опыты, это приводит
к Появлению полос, перпендикулярных к направлению намагниченности. В рас-
сматриваемом случае магнитные моменты соседних доменов составляют углы 90°.
Фиг. 507,6 относится к случаю, когда магнитные моменты соседних доменов
в средней части образца составляют углы 180°, а вблизи краев выявляется
“Фиг. 504. Порошковые фигуры на полированной механическим способом
поверхности кристалла железа♦
а—фигуры «лабиринта», полученные в поле, приложенном перпендикулярно к поверхности
и направленном к ней; б—фигуры, полученные при намагниченности, равной нулю;
в—фигуры, полученные в поле, перпендикулярном к поверхности и направленном от нее;
увеличение около 200х«
Фиг. 505. Порошковые фигуры, полученные на одной, и той же поверхности
'ненамагниченного образца после механической (а) и электролитической (б)
полировок и поясняющая их схема (в).
430
ГЛАВА XI
структура «замыкающих доменов», следствием которой является отсутствие
магнитных полюсов.
На фиг. 508 показано, как происходит смещение границ между доменами
под действием магнитного поля. Для пояснения справа приведена схема, на
которой показано, что под действием поля граница перемещается вниз; таким
образом, более выгодно ориентированные верхние домены растут за счет
нижних.
Если поверхности образца не параллельны или не. совсем параллельны
основным кристаллографическим плоскостям, то картина порошковых фигур
усложняется. Соответствующие примеры приведены на фиг. 509. Хотя простые
порошковые фигуры можно довольно легко объяснить, до сих пор не удалось
понять во всех деталях фигуры более сложного вида. Однако следует полагать,
что к ним применимы основные представления, разработанные для более прос-
тых случаев. Теория вопроса рассматривается в гл, XVIII.
Весьма поучительны также порошковые фигуры, полученные на кобальте.
На поликристаллическом материале Биттер [562] наблюдал два типа фигур.
Элмор [1022, 1026], исследовавший монокристаллы кобальта, нашел, что на
призматических плоскостях монокристалла, параллельных гексагональной оси,
порошок дает картину полос; на плоскостях базиса, перпендикулярных к гек-
сагональной оси, фигуры имеют более сложную, «кружевную» структуру, состоя-
щую из шестиугольников. На фиг. 510 представлены полученные Вильямсом
фотографии порошковых фигур обоих видов. Эти фигуры согласуются с маг-
нитными свойствами кобальта, у которого, как известно, направление легкого
намагничивания параллельно оси кристалла. Поэтому можно предполагать,
что домены вытянуты вдоль гексагональной оси наподобие игл или пластин в
пакете. Наблюдая движение фигур при медленном изменении напряженности
внешнего поля, можно обнаружить внезапные смещения границ, соответствую-
щие скачкам, которые значительно превосходят скачки, обычно приписывае-
мые эффекту Баркгаузена.
Джермер [1325] измерял напряженность магнитных полей непосредствен-
но у поверхности размагниченного кристалла кобальта и пришел к выводу,
что вблизи поверхности, параллельной базисной плоскости кристалла, эти поля
оказываются порядка 10* эрстед. По мере удаления от поверхности они убы-
вают и уже на расстоянии 0,01 мм становятся сравнительно малыми. Поля у
боковых призматических поверхностей кристалла значительно слабее. Напря-
женность этих полей медленнее убывает с расстоянием, причем закон ее изме-
нения подтверждает предположение об игольчатой структуре областей само-
произвольной намагниченности в кобальте.
Более новые работы Вильямса и др. по наблюдению порошковых фигур,
а также данные ранних кратких сообщений Вильямса (обобщенных в работе
[1667]) содержатся в Трудах конференции в Гренобле, состоявшейся в июле
1950 г. [17461.
Проницаемость на частном цикле и обратимая проницаемость. Если на
образец, находящийся в постоянном магнитном поле, действует добавочное
переменное поле, амплитуда которого периодически изменяется между двумя
предельными значениями, то говорят, что имеет место суперпозиция или нало-
жение магнитных полей и индукций. В этом случае отношение амплитуды
циклически изменяющейся магнитной индукции ДВ к соответствующему изме-
нению напряженности магнитного поля ДЯ называется проницаемостью на
частном цикле и обозначается через р-д. На фиг. 511,а показаны основная
кривая намагничивания и частные циклы с одинаковыми амплитудами пере-
менного поля ДЯ.
Напряженность поля и индукция, которым соответствует точка, лежащая
посередине между вершинами частного цикла, обозначаются через Нь и Вь и
соответственно называются напряженностью смещающего поля и смещенной
индукцией. На фиг. 511,6 изображены три петли, соответствующие одному и
Фиг. 506. Влияние растяжения на порошковые фигуры в одном и том же.
месте поверхности кристалла.
а—г—при последовательно возрастающих нагрузках; г—е—при убывающих.
Растяжение способствует росту доменов, намагниченных параллельно линии приложения
нагрузки»
Фиг. 507. Порошковые фигуры на поверхности, строго параллельной плоскости
(100).
Границы между крупными доменами параллельны плоскости (001), магнитный поток крупных
доменов замыкается через трехгранные домены, примыкающие к поверхности.
432
ГЛАВА XI
тому же смещающему полю; на фиг. 511 ,в и г показан ряд частных циклов гисте-
резиса с одинаковым наибольшим значением напряженности поля и с Нь и Вь,
меняющимися в зависимости от амплитуды.
Фиг. 508. Структура доменов и смещение границ, когда образец намагни-
чивается вдоль оси [011].
Стрелки указывают направление намагниченности доменов. Поверхность, на кото-
рой наблюдаются фигуры, параллельна плоскости (100).
а—порошковые фигуры; б—схема расшифровки фигур.
Фиг. 509. Сложная структура доменов на плоскости (ПО) и плоскости
(111) кристалла кремнистого железа (3,8% Si).
Обратимая проницаемость цг для точек, лежащих на основной кривой,
может быть определена одним из двух способов, сущность которых становится
ясной при рассмотрении фиг. 511,6 и г. Определим р-д для ряда возрастающих
значений ДЯ (при постоянном Яь), как показано на фиг. 511 ,б. Тогда получает-
ся с помощью экстраполяции к значению ДЯ=0. При втором способе опреде-
ления fir переменное поле накладывается таким образом, что в первый момент
Фиг. 510. Порошковые фигуры на плоскостях, параллельной (а) и пер-
пендикулярной (б) гексагональной оси кристалла кобальта.
Фиг. 511. Частные циклы гистерезиса железа (а, биг) и 4-79-пер-
маллоя (в), полученные при разных условиях.
28 р. Бозорт
434
ГЛАВА XI
оно действует против постоянного (как указано на фиг. 511, в и г), а затеи
изменяется между некоторыми предельными значениями. Как и в предыдущем
случае, получается путем экстраполяции к ДЯ = 0. Применяя один из этих
двух способов, можно определить р.г в любой точке на любой кривой, выражаю-
щей зависимость индукции от поля. Измерения можно производить обычным
методом с помощью баллистического гальванометра, однако чаще пользуются
специальной схемой, облегчающей проведение эксперимента. На тороидальный
образец наматываются три независимые обмотки, одна из которых создает сме-
щающее поле (Нь), другая соединяется с баллистическим гальванометром (для
измерения Вь), а третья включается в цепь моста индуктивностей (для опреде-
ления (1Д). При использовании моста необходимо принимать меры для избе-
жания экранирующего действия вихревых токов в образце и ошибки,
обусловленной низким импедансом цепи, содержащей смещающую обмотку.
Необходимо также учитывать явление аккомодации, приводящее к тому, что-
на первом цикле величина Вь отличается от ее значения, устанавливающегося
после ряда циклических изменений ДЯ.
Магнитная проницаемость на частном цикле является технической харак-
теристикой материалов для сердечников выходных трансформаторов и пупинов-
ских катушек, применяемых в технике связи. Через первичную обмотку выход-
ного трансформатора проходит анодный ток лампы, с которой он связан.
Постоянная составляющая анодного тока создает смещающее поле, подмагни-
чивающее сердечник, так что при прохождении сигнала происходит наложение
относительно слабой переменной индукции на постоянную. Поэтому материалы,
применяемые для сердечников выходных трансформаторов, должны обладать
высокой обратимой магнитной проницаемостью или высокой проницаемостью
на частном цикле при достаточно большом смещающем поле. Требуемыми
свойствами обладают 45-пермаллой и ванадиевый пермендюр.
Пупиновские катушки ставятся для повышения индуктивности. кабеля в
линиях телефонно-телеграфной связи. Индуктивность этих катушек не должна
зависеть от проходящего в них тока, иначе телеграфные токи будут ухуд-
шать условия передачи телефонных токов, что отражается на слышимости.
Это явление, известное под названием «звуковой ряби» [199, 387], обуслов-
лено зависимостью магнитной проницаемости на частном цикле от напря-
женности смещающего поля. Уменьшить «звуковую рябь» можно, вводя
воздушный зазор в магнитную цепь катушки. Воздушный зазор в магнитной
цепи вызывает уменьшение магнитной проницаемости, что, в свою очередь,
ведет к уменьшению величины смещающего поля. На фиг. 512 представлена
зависимость обратимой проницаемости и проницаемости на частном цикле
от величины смещающего поля на основной кривой для 45-пермаллоя. Как
видно из кривых, (1д и р.г непрерывно уменьшаются при увеличении Нь.
На фиг. 513 показаны группы частных циклов с вершинами, лежащими
на симметричной петле гистерезиса. Амплитуда колебаний индукции ДВ для
этих частных циклов составляет 500 или 1000 гаусс. При постоянной амплитуде
индукции проницаемость на частном цикле находится в обратной зависимости
от длины петли. Как видно из кривых, показанных нафиг. 513, проницаемость
на частном цикле для данного материала (4-79-молибденового пермаллоя)
имеет наибольшую величину во втором (или в четвертом) квадранте.
На фиг. 514 показана кривая зависимости рг от Нь при его циклическом
изменении. Кривая (петля обратимой проницаемости) имеет характерную форму
«бабочки» (сплошная линия). Гистерезис обратимой «проницаемости имеет
существенное значение при выборе материала для сердечников выходных
трансформаторов. Гольдшмидт [466] построил зависимость р-0/р-г от Нь.
Полученная им петля с двух сторон ограничивается прямыми линиями
(фиг. 515). Такой ход кривой напоминает почти линейную зависимость маг-
нитного сопротивления (1/и) от внешнего поля, выражаемую известной фор-
мулой Фрелиха — Кеннели.
Фиг. 512. Магнитная проницаемость на част-
ном цикле и обратимая проницаемость 45-пер-
маллоя, измеренные при разных значениях на-
пряженности смещающего Нъ и добавочного Яд
полей.
8
7
6
5
4
3
2
^-1
-2
-3
-4
-5
-6
-7
-8
-Q20 -0,16 -0,12 -0,08 -0,04 О 0,04 0,08 0,12 Q16 0,20
Н, эрстед
Фиг. 513. Основная петля и частные циклы гистерезиса
4-79-молибденового пермаллоя.
Частные циклы получены при постоянных значениях ДВ: левые при
ДВ=500 гаусс9 правые при ДВ=1000 гаусс.
436
ГЛАВА XI
Ход петли, представленной на фиг. 514 и относящейся к 45-пермаллою,
показывает, что при В = 0 и Н = НС обратимая проницаемость (р.г) этого
сплава проходит через максимум и равна р.о.
Зависимость обратимой проницаемости от индукции. В свое время
Ганс [102] высказал предположение, что jir полностью определяется индук-
цией Вь. Следуя Гансу, часто строят кривые, показывающие зависи-
мость от Вь, подобные приведенным на фиг. 516 для 45-пермаллоя.
Фиг. 514. Зависимость обратимой проницаемости цг 45-пермал-
лоя от напряженности смещающего поля Нь.
Тщательные измерения показали, что р.г не является однозначной функ-
цией Вь, однако для некоторых материалов, в том числе для 45-пермаллоя
и железа [423], отклонения от этого приближения не очень велики. Во мно-
гих других случаях зависимость от Вь значительно сложнее. Нафиг. 517
Фиг. 515. Зависимость обратной величины обра-
тимой проницаемости от напряженности смещаю-
щего поля Нь.
представлены петли, харак-
теризующие изменение цг при
циклическом изменении Вь
для некоторых материалов.
В этих случаях имеет место
неоднозначная зависимость
как от Нь, так и от Вь. Из
хода кривых видно также,
что максимальное значение рг
не всегда равно р.о.
Материалы, подобные пер-
минвару, которые имеют не-
обычную форму петли гисте-
резиса, обладают также спе-
цифическими кривыми обра-
тимой проницаемости. Одна
из них представлена на
фиг. 195.
Нужно отметить, что в тех материалах, где имеет место нормальная
доменная структура и где изменения намагниченности происходят по схеме,
подобной представленной на фиг. 460, наблюдаются лишь незначительные
отклонения от указанного выше правила Ганса. В материалах с низкой
константой анизотропии и доменной структурой, чувствительной к механи-
ческим напряжениям и термической обработке, можно ожидать появления
необычных магнитных свойств, как, например, у перминвара и 68-пермал-
лоя после различных термообработок.
Трудности количественной теории обратимой проницаемости заключаются
в том, что устойчивость различных доменов колеблется в широких пределах.
Фиг. 516. Кривая обратимой проницаемости 45-пер-
маллоя.
Фиг. 517. Зависимость обратимой проницаемости |ir от ве-
личины смещенной индукции В&.
а—молибденовый пермаллой; б—ванадиевый пермендюр; в—74-пермал-
лой; г—64-пермаллой (жесткий).
438
ГЛАВА XI
Задача несколько упрощается в случае, когда В = 0 и р.г = р.о. Этот част-
ный случай рассмотрен в гл. XVIII. При значениях Вь, близких к ин-
дукции насыщения, обратимая проницаемость фактически равна dBIdH
и может быть вычислена так же, как намагниченность при приближении
к насыщению, в предположении, что имеет место вращение векторов
намагниченности доменов, удерживаемых силами магнитной или магнито-
упругой анизотропии. При средних значениях индукции задача расчета
встречает трудности, вызываемые сложной конфигурацией • доменов при
этих условиях. То, что взаимное р;асположение доменов при данном значении
Фиг. 518. Зависимость относительной (приведенной)
обратимой проницаемости от величины относительной (при-
веденной) индукции, получаемой из теории и из опытных
данных для различных материалов.
а—кривая Ганса; b и с—кривые, получаемые в предположении
существования изотропных и анизотропных доменов по Брауну.
Пунктирная кривая показывает зависимость d^/dH от В в области
слабых полей, наблюдаемую для многих материалов.
Точками обозначены экспериментальные значения: 1—45-пермаллой;
2—ванадиевый пермендюр; 3—кобальт; 4—никель; 5—молибде-
новый пермаллой.
индукции действительно оказывается различным в зависимости от направ-
ления ее изменения, подтверждается кривыми на фиг. 517. Как видно из
этих кривых, данному Вь соответствуют два значения р.г.
Кривые обратимой проницаемости для разных материалов существенно
отличаются друг от друга. Это следует хотя бы из того, что известны
материалы с самыми различными значениями р-0 и В3. Ганс [102] обнару-
жил, что ход обратимой проницаемости для многих материалов может быть
довольно хорошо охарактеризован одной общей кривой, представляющей
зависимость хг/х0 или рг/р0 от I/I,. О том, в какой мере найденный Гансом
«закон соответственных состояний» согласуется с опытом, можно судить
по кривым на фиг. 518, построенным по экспериментальным данным для
некоторых распространенных магнитных материалов. Предложенное Ган-
сом [116] соотношение, связывающее хг (или p.r) с I (или В), может быть
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
439
выражено в параметрической форме:
В—Я 1 т , ч
—д— = cth х— — = L(x),
OS ~
= 3 (-4 ~ 4-) = ЗА' (х).
Но—1 Ч х* sh2x/ ' '
(11.36)
Ему соответствует кривая а на фиг. 518. Браун [1005] вывел это соотно-
шение теоретически, сделав некоторые предположения о поведении доменов.
Основное из них состоит в том, что допускается существование «изотроп-
ных» доменов, вектор намагниченности которых не связан с каким-либо
направлением легкого намагничивания1). Если же направления-намагничен-
ности доменов могут ориентироваться только.вдоль или против поля, теория
приводит к соотношению, которое изображается кривой Ь. Наконец, если
векторы намагниченности доменов могут быть направлены только вдоль
или против единственной оси легкого намагничивания кристаллитов, беспо-
рядочно ориентированных внутри материала, то зависимость y.r/[i0 от вели-
чины (В — H)/Bs должна изображаться кривой с. Последняя кривая должна,
в частности, описывать свойства поликристаллического кобальта. Как видно
из фиг. 518, эта кривая согласуется с опытными данными для кобальта
при индукциях, меньших Большинство экспериментальных точек для
других материалов укладывается между кривыми а и Ь или располагается
близко к ним.
Зависимость проницаемости на частном цикле от амплитуды перемен-
ного поля. При увеличении амплитуды переменного поля Яд проницаемость
на частном цикле, как правило, также увеличивается. При малых ампли-
тудах имеет место линейная зависимость между [ч и Яд, которую, по ана-
логии с законом Релея
= +
можно записать в виде
рд = Рг+^дЯд. (11.37)
Здесь — эта величина остается постоянной, пока Яд, равное
по определению ДЯ/2, достаточно мало. Аналогично потери на гистерезис
на малых частных циклах могут быть вычислены по формуле
И7д = ^Е1. (11.38)
о тс
Эбингер [458] измерил va для большого количества материалов и по-
строил зависимость vA/v от (B — H)jBs. Он нашел, что экспериментальные
точки довольно хорошо ложатся на одну общую для всех материалов кри-
вую, которая вначале круто понижается и затем асимптотически прибли-
жается к оси абсцисс; эта кривая нанесена пунктиром на фиг. 518.
Кривые зависимости р.д от Яд неоднократно определялись для различ-
ных значений Нъ. По форме эти кривые похожи на обычные кривые про-
ницаемости р(Я). Спунер [226] предложил эмпирический способ оценки
величины |1д для относительно больших значений ДВ.
Как уже указывалось ранее (см. фиг. 511), наложение небольшого
переменного поля на постоянное смещающее поле сопровождается повыше-
нием величины Въ. На фиг. 519 на примере отожженного железа показано
х) По современным представлениям, изотропным может быть или домен, охватываю-
щий большое количество беспорядочно ориентированных кристаллитов поликристалли-
ческого тела, или домен, занимающий область, которая благодаря действию упругих
напряжений является изотропной в магнитном отношении. Наконец, изотропные домены
могут быть в материале с очень малой константой магнитной анизотропии.—Прим. ред.
440
ГЛАВА XI
соотношение между Вь и Яд для определенной величины смещающего
поля Нь. При бесконечном увеличении амплитуды переменного поля Яд
индукция Вь возрастает от некоторого начального значения (а), проходит через
максимум (&) и уменьшается, приближаясь к нулю (с). Если затем постепенно
уменьшать Яд до нуля, то индукция будет непрерывно возрастать и до-
стигнет конечного значения (d). Ординаты точек, обозначенных через
а, Ь, с, d, отмечены на фиг. 520. Точка а лежит на основной кривой
Фиг. 519. Зависимость Вь от напряженности нало-
женного переменного поля Яд при неизменном сме-
щающем поле Яь=0,5 эрстед для отожженного железа.
Фиг, 520. Зависимость Вь от Нь при различных магнит-
ных состояниях материала.
Точки а, в, cud совпадают с соответствующими точками на пре-
дыдущей фигуре.
намагничивания, точка d — на «идеальной», или «безгистерезисной», кривой
намагничивания, которая представляет собой геометрическое место точек
типа d, соответствующих разным значениям Яь [159, 191]. На фиг. 520
идеальная кривая проходит выше остальных кривых; она имеет наибольший
наклон в начале координат. Другие кривые на этой, фигуре выражают
зависимость индукции от напряженности смещающего поля, на которое
накладывается переменное поле с постоянной амплитудой; величина ампли-
туды обозначена на кривых. Кривые, представленные на фиг. 519 и 520,
получены на образцах из отожженного железа толщиной 3,2 мм при частоте
переменного поля 60 гц. Следует отметить, что при этих условиях нельзя
пренебрегать экранирующим действием вихревых токов. Другие экспери-
ментальные данные приводятся в работах Ашворта [1001] и Прокопиу [485].
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
44Г
Фиг. 521. Кажущееся уменьшение гистерезиса*
при наложении переменного поля.
/—кажущаяся петля, проходящая через центры частных
циклов; 2—частные циклы, соответствующие Нд =0,04;.
3—петля гистерезиса без наложения переменного поля.
Гистерезис при суперпозиции полей. Иногда указывают, что потери,
на гистерезис в ферромагнитных материалах можно снизить наложе-
нием переменного поля. Легко убедиться, что уменьшение потерь, о кото-
ром идет речь, является кажу-
щимся. Нафиг. 521 сплошной ли-
нией показана основная петля
гистерезиса, полученная на об-
разце молибденового пермал-
лоя. Когда на постоянное поле
накладывается переменное поле
с амплитудой Яд = 0,04, сред-
ние значения индукции, соот-
ветствующие значениям посто-
янного поля Нь, будут меньше,
чем при Яд=0. Эти средние
значения индукции представля-
ются ординатами точек петли,
изображенной на фиг. 521 пунк-
тиром и проходящей через цент-
ры малых петель частных цик-
лов. Площадь этой петли, ко-
торую можно назвать кажу-
щейся петлей гистерезиса, со-
ставляет только 70% площади
основной петли. Однако анализ
хода кривой В(Н) показывает,
что при суперпозиции постоян-
ного и переменного полей пол-
ные потери на перемагничива-
ние равны площади основной
петли плюс сумма площадей
всех частных циклов.
Как указывалось выше, по-
тери на гистерезис на циклах
с малой амплитудой могут быть
вычислены с помощью видо-
измененного закона Релея, если
известно значение dpi[dHb. По-
тери на гистерезис на частных
циклах для листового трансфор-
маторного кремнистого железа
были подробно изучены Боллом
[153], Чаббом и Спунером [Г54],
а также Сидху [678] и др.
Для примера на фиг. 522 и
523 приведены результаты од-
ного из этих исследований [154];
нафиг. 522 представлен ряд част-
ных циклов с одной и той же
небольшой амплитудой (Вд =
= 1000 гаусс) и различными зна-
чениями индукции Вь в преде-
лах от 0 до 12 000 гаусс, на
фиг. 523 показаны петли гистерезиса с разной индукцией
до 7000 гаусс) и одной и той же индукцией Вь = 4000 гаусс. На фиг. 524
показана зависимость потерь на гистерезис от величины индукции Вь при
гистерезиса для?
выпускавшегося
Фиг. 522. Частные циклы
трансформаторного железа,
в 1915 г.
Вд (от 1000
Фиг. 523. Частные циклы с различными ампли-
тудами, соответствующие одному и тому же зна-
чению Вь для кремнистого железа.
8Ю3-
Ф и г. 524. Зависимость потерь на ги-
стерезис в кремнистом железе от вели-
чины смещенной индукции Вь.
По оси ординат отложены потери на гистере-
зис за цикл для частных смещенных циклов.
~8-------1------1-----—>----1------1______
-0,24 -Q16 -0,08 О 0,08 0,16 Q24
Н, эрстед
Фиг.< 525. Различные петли гистерезиса
молибденового пермаллоя.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
443
различных значениях Вд. Железо, которое было использовано для полу-
чения описанных результатов, не отражает свойств современных техниче-
ских материалов.
Отношение потерь на гистерезис на частном цикле к потерям на сим-
метричном цикле (Вь = 0), имеющем ту же амплитуду Вд, иногда называют
фактором смещения. Из данных, представленных на фиг. 524, можно видеть,
что в кремнистом железе фактор смещения возрастает при увеличении Вь;
это подтверждается и результатами других исследователей. Сидху [678]
измерял потери на гистерезис при суперпозиции полей в железо-никелевом
сплаве, содержащем 50% Ni, и обнаружил, что фактор смещения, имея
минимальное значение (порядка 0,2) при Вь, равном примерно 3000 гаусс,
повышается до 1 при Вь = 7500 гаусс и достигает 2 при Вь = 10000 гаусс.
Сидху предложил следующую формулу, связывающую потери на гистере-
зис Wh с максимальным значением индукции на частном цикле Вт = Вь 4- Вд:
lgWhlgBm = A + ClgBm-, (11.39)
здесь А и С —константы, зависящие от Вд.
На фиг. 525 изображены петли гистерезиса молибденового пермаллоя,
полученные при разных значениях смещающего и наложенного полей.
Молибденовый пермаллой обладает высокой проницаемостью и малой коэр-
цитивной силой (0,04 эрстед).
Суперпозиция непараллельных полей. Суперпозицию взаимно перпен-
дикулярных полей можно легко получить, применяя полые цилиндрические
образцы. Продольное (осевое) поле создается намагничивающей обмоткой, в ко-
торую помещается образец; циркулярное поле создается электрическим током,
текущим по проволоке, расположенной вдоль оси образца. Циркулярное
намагничивающее поле можно получить также, пропуская электрический
ток непосредственно через сплошной образец из исследуемого материала;
однако в этом случае эксперимент получается менее изящным1).
Подобные опыты проводились как с переменными, так и с постоянными
полями. Результаты первых экспериментов Финци [25], опубликованные
в 1891 г., показали, что гистерезис в продольном поле значительно умень-
шается, если через испытуемый стержень пропускать переменный ток.
На фиг. 526 приведены результаты измерений на тонкостенной трубке
из пермаллоя при суперпозиции переменных или постоянных полей. Обыч-
ная петля гистерезиса, полученная без суперпозиции полей, обозначена
через Hd — Q', обозначения //d = 0,5 и Hd — 2 относятся к петлям, получен-
ным при наложении постоянных циркулярных полей, напряженности которых
равны соответственно 0,5 и 2 эрстед. В описываемых опытах измеряемой
величиной являлась Вр—компонента полной индукции, параллельная основ-
ному полю Нь. Описания многочисленных экспериментов по суперпозиции
взаимно перпендикулярных полей, а также полей, образующих другие
углы, имеются в работе Сугиура [547].
При измерениях, результаты которых представлены на фиг. 526,
напряженность поля внутри материала изменялась как по величине, так
и по направлению. Если гистерезис во вращающемся поле отсутствует,
кривые для /7d = 0,5 и Hd — 2 могут быть рассчитаны по кривой Hd = Q
путем векторного сложения наложенных полей и измерения соответствующей
компоненты полной индукции. Практически точность расчета кривой для
Hd = 2 по кривой для Hd = 0 ограничивается шириной петли гистерезиса. Рас-
смотрим, например, точку Нь — 2 на кривой для Hd — 2. Когда приложено
поле Hd, равное 2, напряженность результирующего поля равна 2]/2
и составляет с осью цилиндрического образца угол 45°. Пользуясь кривой
4 Вернее, менее надежным.—Прим. ред.
Фиг. 526. Влияние перпендикулярно наложенного поля
На на петлю гистерезиса, измеряемую в направлении основ-
ного поля Нь-
По оси ординат отложена продольная компонента индукции, из-
меренная параллельно основному полю.
Фиг. 527. Влияние продольной компоненты
индукции Вр на обратимую проницаемость, из-
меряемую в направлении, перпендикулярном^/)
и параллельном (2) основному полю.
КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ
445
для Hd=^Q, находим, что индукция при таком поле равна 6300 гаусс, а ее
компонента, параллельная оси образца, т. е. полю Нъ, равна 6300sin 45°—
= 4450 гаусс. Это значение как раз соответствует ординате точки Яь = 2
на нисходящей ветви петли Hd = 2.
Площадь петли гистерезиса с вершиной в точке с координатами Вр, Нъ
уменьшается при наложении как переменного, так и постоянного поля Hd.
В случае наложения переменного поля полные потери на гистерезис вклю-
чают в себя потери на частных циклах, даже если величина Нь не изме-
няется. При постоянном поле Hd имеют место потери на гистерезис во вра-
щающемся поле, которые не входят в потери, определенные по площади
петли ВЬ(ЯЬ).
Интересный случай суперпозиции полей наблюдается при наложении
весьма слабого переменного поля перпендикулярно к постоянному. В этом
случае также можно определить особого рода проницаемость на частном
цикле1). Далее, с помощью экстраполяции к амплитуде поля, равной нулю,
можно получить обратимую проницаемость для случая, когда малое поле
наложено перпендикулярно к смещающему. Как видно на фиг. 527, опре-
деленная таким способом проницаемость молибденового пермаллоя (кри-
вая/) больше, чем обычная обратимая проницаемость (кривая 2) при всех
значениях индукции, кроме крайних точек, где обе величины совпадают.
Краткое сообщение об измерении поперечной проницаемости на частном
цикле и о влиянии на нее скручивания образца имеется в статье Уэбба
У088].
х) То есть поперечную проницаемость на частном цикле. Ее можно определить как
отношение амплитуды переменной индукции, параллельной постоянному полю, к ампли-
туде переменного поля, перпендикулярного к постоянному.—Прим. ред.
ГЛАВА XII
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
Монокристаллы ферромагнитных материалов, как известно, обладают маг-
нитной анизотропией даже при кубической симметрии кристаллической
решетки. Для железа намагничивание в направлениях ребер куба [100}
происходит значительно легче, чем в наиболее удаленных от них направле-
ниях типа [111]. Для никеля имеет место обратный случай, как это
видно из фиг. 457, на которой показана также структура кристаллов железа
и никеля.
В гексагональных кристаллах кобальта (фиг. 528) магнитная анизотропия
выражена еще сильнее, чем в кристаллах железа и никеля. При комнатной
Фиг. 528. Кривые намагничивания для кобальта в на-
правлениях легкого и трудного намагничивания при
комнатной температуре и при 390° С.
температуре гексагональная ось является направлением легкого намагничи-
вания; при более высоких температурах (выше 275° С) она превращается
в направление наиболее трудного намагничивания.
В работах по исследованию анизотропии весьма существенным является
получение монокристаллов, достаточно крупных для производства измерений.
В первых работах Вейсса [36, 66] использовались естественные монокристаллы
магнетита (FesO4) и пирротита (приближенно FeS). Позднее отдельные моно-
кристаллы различных металлов стали либо изготовляться путем медленного
охлаждения расплавленного металла [145, 256, 932], либо выращиваться
в процессе рекристаллизации после некоторого обжатия (критического).
Последний метод, разработанный для железа Эдвардсом и Пфейлем [231],
заключается в том, что обезуглероженный поликристаллический материал
подвергается растяжению на несколько процентов (обычно на 2—5%) и отжи-
гается при определенной температуре порядка 850—900° С. Сильный рост
зерен при рекристаллизации происходит при определенном критическом соот-
ношении между степенью обжатия и температурой отжига. При этом критиче-
ская степень обжатия может меняться от образца к образцу. Этот метод особенно
удобен для получения монокристаллов железа, поскольку первый метод здесь
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
447
неприменим, так как железо имеет в твердом состоянии точку превращения.
Следует, однако, отметить, что метод медленного охлаждения расплавленного
металла применялся для кобальта, имеющего точку превращения около 400° С.
При первых измерениях Вейсса и его сотрудников и в работах японских
исследователей для определения анизотропии монокристаллам придавали
форму эллипсоидов (так что размагничивающий фактор был известен) и изме-
ряли обычным способом В и Н в различных направлениях или же изготавли-
вали диски и измеряли крутящий момент в сильном магнитном поле, как
описано ниже.
Фиг. 529. Способ вырезания образца для определения намагниченности в направлениях
1100], 1110] и [111].
В более поздних работах Вильямса и Бозорта [999, 1179] монокристаллы
различных ферромагнитных материалов изготавливались и ориентировались,
как описано в статьях Чиоффи и др. [932] и Чиоффии Бутби [1110], а также
Уокера и др. [1670], путем медленного охлаждения расплавленного металла.
Чистые образцы исследуемых материалов помещались в огнеупорный. сосуд
из весьма чистого глинозема. Плавка производилась в атмосфере чистого сухого
водорода. При охлаждении температура медленно понижалась (в некоторых
случаях со скоростью 2° С в 1 час) до наступления полного отвердения. Одно-
родность сплавов обеспечивалась тем, что сплав выдерживался при темпера-
туре несколько ниже точки плавления в течение 24 час. и более в зависимости
от разницы температур для линий солидуса и ликвидуса на диаграмме фазового
равновесия. Таким образом были получены образцы элементов Со, Ni и сплавов
Fe—Ni, Со—Ni, Fe—Si, Fe—Al, Ni—Cu, Fe—Co—Ni. Вес некоторых моно-
кристаллов достигал 400 г.
Из этих кристаллов вырезались образцы в форме полого параллелограмма
(«рамки»), причем каждая сторона образца располагалась в нужном кристалло-
графическом направлении, которые определялись с помощью рентгенострук-
турного анализа. Такая форма обеспечивала замкнутость магнитной цепи,
благодаря чему исключалась неопределенность размагничивающего фактора.
Для кубических кристаллов всегда можно выбрать параллелограмм, стороны
которого параллельны направлениям типа [hkl], например со сторонами [hkl\,
Ihlk], Ihkil, [Л/Л]. На фиг. 529 показано, как вырезались образцы из сплава
Fe—Si со сторонами, параллельными направлениям типа [100], [ПО] и [111].
На образцы наматывались первичная и вторичная обмотки и измерения про-
изводились обычным методом с помощью баллистического гальванометра [999].
Для других образцов, изготовленных в форме дисков, производились изме-
рения крутящего момента в магнитном поле, как показано на фиг. 530. Образцы
вкладывались в специальное крепление (чашечку), подвешенное с помощью
двух гибких нитей (из фосфористой бронзы), прикрепленных вверху к непо-
движдой головке, а внизу—к вращающемуся круглому диску со шкалой-,
•448
ГЛАВА XII
как описано в работе Тарасова [1174]. При наличии поля в зазоре электро-
магнита кристаллический образец стремится повернуться так, чтобы напра-
вление легкого намагничивания было параллельно магнитному полю. Вращая
диск со шкалой и таким образом закручивая конец нижней нити до тех пор,
пока кристалл не возвратится в свое первоначальное положение (определяемое
ио положению зайчика от зеркала), можно уравновесить возникший крутящий
момент. Разность отсчетов по шкале, произведенных при наличии поля и при
его отсутствии, является мерой крутящего момента. Ориентация осей кристалла
Фиг. 530. Схема анизометра.
Электромагнит поворачивается так» что поле может принимать любое
направление по отношению к кристаллическому образцу. Возникаю-
щийдкрутящий момент, действующий на кристалл, уравновешивается
закручиванием нити; отсчет производится по шкале 5.
/—кристаллический образец; 2—электромагнит на подшипниках;
3—станина; 4—шкала электромагнита; 5—шкала; 6—нить из фосфо-
ристой бронзы; 7—зеркало.
во отношению к приложенному магнитному полю изменяется путем поворота
электромагнита, смонтированного на опорных подшипниках, причем угол
поворота магнита отсчитывается по специальной шкале. По кривой зависи-
мости крутящего момента от угла, характеризующего ориентацию кристалла
по отношению к полю, можно найти константу магнитной анизотропии, как
описано ниже.
В работе Вильямса [997] описан более простой прибор, позволяющий,
кроме крутящего момента, исследовать другие магнитные свойства образцов:
намагниченность, гистерезис, коэрцитивную силу, остаточную намагничен-
ность.
Магнитная проницаемость. До применения «рамочных» образцов, пред-
ложенных Вильямсом, точно определить значения проницаемости для кристал-
лов было затруднительно ввиду наличия размагничивающего поля в приме-
нявшихся образцах. Отсутствие размагничивающего поля в «рамочных»
образцах позволяет произвести точное определение как максимальной, так
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
449
проницаемости
монокристалла
Ф и г. 531. Кривые магнитной
для трех главных направлений
кремнистого жел еза (3,8% Si).
и начальной проницаемости. Кривые зависимости р от В—Н для кристал-
лов Fe—Si с содержанием 3,8% Si приведены на фиг. 531. Три нижние кривые
[999] относятся к образцам, вырезанным из одного и того же кристалла и сов-
местно подвергнутым отжигу в атмосфере чистого водорода при 900° С. После-
дующая термическая обработка образца, вырезанного по направлениям типа
1100], при температуре 1300° С, а затем в магнитном поле и травление поверх-
ности образца приводят к еще большим значениям проницаемости, как показы-
вает верхняя кривая на фиг. 531.
Измерения с образцом чистого
железа [923] дают значение
Р = 1 400 000 в направлении
[100].
Кривые зависимости В от.
Н для кремнистого железа в бо-
лее слабых полях (0—2 эрстед)
приведены на фиг. 88, а зависи-
мость р. от Н для еще более сла-
бых полей, позволяющая произ-
вести экстраполяцию до ^0, по-
казана на фиг. 91.
Для этих образцов обнару-
жена зависимость р0 от кристал-
лографического направления.
Между тем, согласно теории, р0
должно быть одинаковым во всех
направлениях для вещества, в
котором домены распределены
поровну между шестью направ-
лениями легкого намагничива-
ния. Для объяснения результа-
тов Вильямса Кондорский [1052]
и Беккер и Доринг [1099] до-
пустили, что в образце, выре-
занном по сторонам [100], доме-
ны ориентируются вдоль направ-
ЛеНИЯ ЛеГКОГО намагничивания, Верхняя кривая получена после термической обработки
ближайшего К сторонам прямо- ОбраЗЦа при 13 000 с и охлаж*ення в магнитном поле,
угольного образца. Следователь-
но, в таком образце не будет доменов, ориентированных перпендику-
лярно к стороне прямоугольника (т. е. под углом 90° к приложенно-
му полю), а число доменов, ориентированных параллельно или антипарал-
лельно полю, будет втрое больше нормального их числа при равномерном
распределении по всем направлениям легкого намагничивания. Если допу-
стить, что начальная проницаемость в основном обусловлена 180-градусными
границами (при этом исключается магнитострикция), то восприимчивость такого
образца должна быть в 3 раза больше нормальной. Аналогично для образца,
вырезанного по сторонам [ПО], проницаемость будет в Ь5 раза больше нор-
мальной, а для образца, вырезанного по сторонам [111], будет совпадать
с нормальной. Таким образом, значения начальной проницаемости для на-
правлений [100], [НО] и [111] должны находиться в отношении 6:3:2, что
и наблюдается на опыте.
Вильямс и Шокли [1668] исследовали методом порошковых фигур тот же
образец, вырезанный по сторонам [100], на котором Вильямс производил
измерения р.о. Эксперименты совершенно ясно показали, что намагничивание
в таких образцах действительно происходит за счет смещения 180-градусных
границ. Исследование образца, вырезанного по сторонам [НО], также пока-
29 р. Бозорт
450
ГЛАВА XII
зало, что большая часть изменения намагниченности обусловлена смещением
180-градусных границ.
Шенбергу и Вильсону [14831, измерявшим крутящий момент в слабых
распределены равномерно по всем
направлениям типа [100].
Хонда и Нишина [8661 про-
извели измерения [л0 для моно-
кристаллов железа в форме про-
волок. Отношение значений
в направлениях [100], [ПО] и
[111] равно 2,7 : 1,7 : 1, что не
совсем точно совпадает’ с отно-
полях, удалось показать, что домены не
Фиг. 532. Кривые магнитной проницаемости
монокристалла никеля в различных направле-
ниях (намагниченность насыщения точно не
определялась).
шением 6:3: 2=3 : 1,5 : 1,
которое имело место в опытах
Вильямса с монокристаллами
кремнистого железа. Позднее
Шимицу [1293] получил отноше-
ние проницаемостей 1,8 : 1,3: 1.
Кривые проницаемости для
монокристалла никеля в различ-
ных направлениях приведены
на фиг. 532. Проницаемость в
слабых полях измерялась Виль-
ямсом. Согласно его неопубли-
кованным данным, р.о—100 для
направлений [100], [110] и [111]
(фиг. 533). Эти данные находят-
ся в противоречии с краткой
заметкой Окамура [1146]. Виль-
ямс не обнаружил также анизо-
тропии р0 в пермаллоях, содер-
жащих 35, 76 и 81% Ni. По-
пытки наблюдать доменную структуру этих веществ методом порошковых
Фиг. 533. Кривые магнитной проницаемости для кри-
сталлов никеля, показывающие изотропность начальной
проницаемости.
гексагональной оси кобальта (т. е. для направления трудного намагничивания),
следует ожидать, что намагничивание будет происходить лишь за счет про-
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
451
цесса вращения. Сравнение теоретических и экспериментальных данных при-
ведено ниже.
Остаточная намагниченность и коэрцитивная сила. Петли гистерезиса
для монокристаллов железа, имеющих форму проволок диаметром около 2 мм
и длиной 15—30 см, были получены Кайя [662]. Непосредственное определе-
ние остаточной намагниченности затрудняется тем, что размагничивающее
поле довольно неопределенно, так что значение внешнего поля, соответствую-
щего /7=0, в точности неизвестно. Однако на каждой петле отчетливо виден
Н, эрстед
Фиг. 534. Петли гистерезиса для двух моно-
кристаллов железа различной ориентации.
Фиг. 535. Экспериментальные и вы-
численные значения остаточной на-
магниченности для монокристаллов
железа.
характерный резкий перелом вблизи точки /7=0 (фиг. 534). Значение намагни-
ченности I в этой точке принято равным остаточной намагниченности 7Г.
Определенная таким образом величина 1Т удовлетворяет соотношению
где а1; а2 и а3—направляющие косинусы оси проволоки по отношению к трем
осям кристаллической решетки. Эта зависимость показана на фиг. 535. Допол-
нительные данные экспериментов Кайя и Такаки [878] подтверждают соотно-
шение (12.1) и также приведены на фиг. 535.
Исходя из основ доменной теории следовало бы ожидать, что при удалении
поля после достижения насыщения домены будут ориентированы вдоль направ-
ления легкого намагничивания, ближайшего к направлению, в котором было
приложено поле. Однако это в общем случае приводило бы к появлению состав-
ляющей намагниченности, перпендикулярной к направлению поля, и в удли-
ненных образцах сильное размагничивающее поле препятствовало бы такому
намагничиванию. Если предположить, что благодаря действию размагничи-
вающего поля перпендикулярная составляющая намагниченности близка
к нулю, то следует ожидать, что при этом домены распределяются между тремя
направлениями легкого намагничивания (для железа), наиболее близкими к
направлению приложенного поля. Распределение доменов между этими напра-
влениями, соответствующее отсутствию перпендикулярной составляющей,
легко подсчитать. Как показал Гортер [644], остаточная намагниченность,
рассчитанная на основе этих предположений, совпадает с экспериментальными
значениями, полученными Кайя. Вычисленные Гортером значения отношения
Ir/Is для направлений [100] и [111], как легко показать, равны соответственно
1 и 1//3.
29*
452
ГЛАВА XII
Рассмотрим образец, в котором отсутствует размагничивающее поле,
и предположим, что вдоль каждого из трех направлений легкого намагничи-
вания (для железа), наиболее близких к направлению поля, ориентирована
х/3 доменов. Теоретическое значение остаточной индукции, вычисленное при
таких предположениях, оказывается равным
h = ^(а1 + аг + аз)>
где ара2,а3—косинусы углов между полем и направлениями типа [100].
Таким образом, значение 1Т/Ц заключено в пределах между 1/]ЛЗ и х/3 и всегда
близко к Соответствующий расчет для монокристаллических дисков в поле,
параллельном плоскости диска, был проведен Вонсовским [1242].
Некоторые данные о зависимости коэрцитивной силы от ориентации
монокристалла в магнитном поле имеются в работах Кайя [662], Шура
и Януса [952, 1294, 1482], Сикстуса [989] и Вильямса [999]. Теоретическое
исследование этого вопроса произведено Вонсовским [1242]. Наименьшее
значение коэрцитивной силы соответствует направлению легкого намагни-
чивания. Остальные выводы теории, повидимому, в настоящее время еще
не подтверждены.
Энергия магнитной анизотропии. При количественном рассмотрении
магнитной анизотропии кристаллов удобно пользоваться константами магнит-
ной анизотропии К2 ... Они определяются с помощью формулы,
связывающей свободную энергию магнитной анизотропии с направляющими
косинусами ах, а2, а3 вектора [намагниченности по отношению к кристал-
лографическим осям. Для кристалла с кубической решеткой выражение для
энергии, представленное в виде ряда по возрастающим степеням а, имеет
вид
. (12.2)
Обычно постоянные К выражаются в эрг/см3. Члены с нечетными степе-
нями вследствие симметрии решетки отсутствуют. Квадратичный член отсут-
ствует в силу того,, что
а! + аЦ-<4 = К
а члены с af в силу соотношения
(<*!+А + °Ф2 =1 = a t++<4 + 2 (aX + aX+aX)
могут быть выражены через сумму произведений <44. Для объяснения
экспериментальных результатов никогда еще не приходилось использовать
последующие члены разложения; обычно даже член с К2 является излиш-
ним. Выражением такого типа для энергии пользовались Магаджани [406],
Акулов [382], Ганс [581] и другие исследователи.
Разность плотностей энергии магнитной анизотропии для двух различ-
ных кристаллографических направлений можно определить по разности работ
намагничивания кристалла в этих направлениях. Пусть
S
AhM^\HdI 02.3)
6
есть работа, необходимая для намагничивания образца в направлении,
параллельном [ftfe/]. Если работа совершалась лишь против сил магнитной
анизотропии, то для данного направления Ek = A. Однако мы знаем, что
на величину работы Hdl влияют еще другие силы, например связанные
с магнитострикцией. Если работа против этих сил в различных направле-
ниях одинакова, то разность значений А для каких-либо двух направлений
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
453
равна разности Ек для этих направлений. Практически это условие не огра-
ничивает определение /Сх и /С2.
Пусть, например, работа А измерена в направлениях [НО] и [100].
Соответствующие направляющие косинусы равны (1/]/2, 1/]Л2, 0)
и (1, 0, 0), откуда
д __ /I — Р — р —
лпо люо — ^1ю ^1оо~~ 4 >
где £110 и £100 — значения энергии в соответствующих направлениях. Ана-
логично,
A A *1
ЛИ1люо з "г 27 ’
откуда
/Со» А100,
/Ci = 4 (Л110 — Л1оо),
/С2 = 27 (АХ1Х -Дюо) *“ 36 (Л11о — А1оо).
Постоянную можно найти, измеряя площадь между кривыми намаг-
ничивания для направлений [ПО] и [100], подобными тем, которые пока-
заны на фиг. 457; для определения постоянной К2 нужно еще знать кривую
намагничивания в направлении [111]. Очевидно, для железа положи-
тельно, а для никеля отрицательно.
Для кристаллов с гексагональной симметрией (например, кристаллов
кобальта) удобнее пользоваться синусом, а не косинусом угла между век-
тором намагниченности и осью гексагональной решетки. Обозначая этот
угол через ср, получаем
£fe = #o + tfisin2<p + #2sin4<f>+ .. . (12.4)
Члены с высшими степенями sin ср и члены, зависящие от ориентации
в плоскости (00-1), до сих пор оказывались несущественными (за исключе-
нием, быть может, пирротита). Энергия монокристалла, намагниченного
до насыщения в направлении оси [00-1], равна
Е^К»,
а энергия монокристалла, намагниченного до насыщения в перпендикуляр-
ном направлении, вдоль [10-0] или [11-0], или в промежуточных направле-
ниях
Е9о = Ло + Ki + %2-
Для кобальта знак Кг + К2 меняется при температуре около 275° С, так что
направление легкого намагничивания меняется с [00-1] на [10-0].
Магнитная анизотропия тетрагонального кристалла Mn2Sb исследова-
лась Гийо [1359]. Выражение для энергии имеет вид
Ek Ко + Кг sin2 <f> + Я2 sin4 ? + К3 cos2 a cos2 р, (12.5)
где ср — угол между направлением намагниченности и тетрагональной ось
[001], а а и р —углы с остальными двумя осями. В этом случае
^001 =
£100 ~ *010 Kq + К± + ^2»
^110 =/Со+^1+^ + ^ •
454
ГЛАВА XII
Значения Д’ могут быть найдены из соотношений
& 100 ^001 + ^2’
*110 ~ ^100 ~ •
В отдельности значения и /<2 как для тетрагональных, так и для
гексагональных кристаллов можно определить с помощью кривой зависи-
мости I от Н для направления трудного намагничивания (например, [100] для
соединения Mn2Sb).
Кривые крутящего момента* Как было указано выше, магнитную ани-
зотропию монокристаллов можно исследовать, измеряя крутящий момент,
действующий на анизотропный кристалл в однородном магнитном поле.
Фиг. 536. Кривая крутящего момента для диска из
монокристалла кремнистого железа, вырезанного в плоско-
сти (110), измеренная во внешнем поле 5800 эрстед.
Сплошной линией представлена теоретическая кривая, соответ-
ствующая Ki==287 000, К2=Ю0 000 эрг (см*.
По оси ординат отложен крутящий момент на единицу объема.
Результаты измерений позволяют определить,постоянные магнитной анизо-
тропии. На фиг. 536 приведена типичная кривая крутящего момента для
диска, вырезанного из монокристалла железа (содержащего 3,85% Si),
причем плоскость диска параллельна плоскости (НО).
Крутящий момент, действующий на единицу объема кристалла, равен
скорости изменения плотности энергии с углом:
L=-<, (12.6)
где 9 — угол между направлением вектора намагниченности и кристалло-
графической осью. Это соотношение нельзя непосредственно использовать
для определения постоянных анизотропии, так как направление вектора
намагниченности неизвестно. Однако при неограниченном росте Н направле-
ние / приближается к направлению Н, так что для крутящего момента,
получаемого экстраполяцией кривой к значению Я=оо, угол 0 известен.
Типичная кривая зависимости момента L от Н, иллюстрирующая приближе-»
ние L к конечному пределу при неограниченном увеличении Н, показана
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
455
на фиг. 537, а. Как видно из фиг. 537, б, экстраполяцию удобнее произ-
водить по кривой зависимости L от 1/Я. Такой способ экстраполяции
часто используется [912, 1174, 1253, 1557].
Для кристалла с кубической решеткой, намагниченного параллельно
плоскости (100), крутящий момент в бесконечном поле равен
j Ki sin 40
4оо~ 2 ’
а для кристалла, намагниченного параллельно плоскости (110),
г __ Кг (2 sin 20 4-3 sin 40) .Kz (sin 20—4 sin 40—3 sin 60)
410 — g 1 64 ’
где 6 —угол между Is и Направлением [001].' Тангенс угла наклона кривой
зависимости Lloo от 6 в точке 6 = 0 равен
(тг L, = - 2К- «)•-» ” - 2«>-
а в максимумах и минимумах, имеющих место при 0 = 22,5°, 67,5°, ...
(b10U)m=±4L-
Таким образом, легко определяется по экстремальным значениям L
в плоскости (100).
Для плоскости (НО), в которой крутящий момент зависит от обеих
постоянных и К2, значение этих постоянных легко определить методом
подбора, так как постоянная К2 сравнительно мала. Если Х2 = 0, то пер-
вый максимум и минимум L имеют место при 0 = 25°ЗГ и 70°20'. При
этом L равно соответственно — 0,561 и +0,210^.
Фиг. 537. Крутящий момент для монокристалла кремнистого
железа (4% Si) в зависимости от приложенного поля (а) и величины,
обратной приложенному полю (б).
Образец имеет форму] диска размером 22X0,22 мм. Поле направлено под
углом 22,5° к оси [100] в плоскости (001).
Значения постоянных К для различных материалов приводятся ниже.
Более подробный анализ кривых крутящего момента дан в следующих
разделах.
Значения констант магнитной анизотропии. Ниже в форме таблиц
и графиков приводятся данные о значениях констант магнитной анизотропии
различных веществ (простых веществ, сплавов, соединений), полученные
различными авторами. Подробная сводка работ до 1934 г. приведена
в работе Мак-Кихана [726].
Железо. Магнитная анизотропия исследовалась Бекком [174] в 1918 г.
на монокристаллах кремнистого железа (1,6% Si), полученных из расплав-
ленного металла. Бекк построил кривые намагничивания, по которым
456
ГЛАВА XII
Мак-Кихан [726] определил значение Kv Более точные и детальные исследо-
вания были проведены в 1925 —1930 гг. рядом исследователей, в частности
Вебстером [273], Герлахом [280, 470], Хонда и др. [282, 352], Дусслером
[345], Гризом и Эссером [394], Сизо [429], Фостером и Бозортом [392, 462].
Среди этих работ следует специально отметить работы Хонда и др. [352]
и Вебстера [273]. На основе данных указанных авторов, а также работы
Пити [901] Ганс и Черлинский [581, 645] и Пити [901] получили довольно
точные значения /<1 и приближенные значения К2. Их результаты приве-
дены в табл. 76.
Таблица 76
Константы магнитной анизотропии железа и никеля при комнатной температуре
К1-10-8, эрг]смъ К2‘1(ГЗ, эрг {см.* Литература
экспериментальные данные значения постоянных
Железо
478 428 — | Хонда и Кайя [282] Ганс и Черлинский [645]
400 410 290 140 | Хонда и др. [352] Ганс [581] Пити [901]
410 — Черлинский [572] Черлинский [572]
427 -170 Пити [901] Пити [901]
442 421 140 150 | Пити [901] Мак-Кихан [964]
470 525 — | Тарасов [1172] Тарасов [1172]
Никель
-51 — Кайя [355] Ганс и Черлинский [581]
-58 —
-40 — | Саксмит и др. [375] Ганс и Черлинский [581]!
—47 —
—50 — Черлинский [572] Черлинский [572]
-34 +50 Хонда и др. [793] Мак-Кихан [964]
-47 — Брюхатов и Киренский [926] Брюхатов и Киренский [926]
-48 — Вильямс и Бозорт [1179] Вильямс и Бозорт [1179]
-50 — Поллей [1151] Поллей [1151]
-59 — Вильямс и Бозорт (неопубли- Вильямс и Бозорт (неопубли-
кованная работа) кованная работа)
Температурная зависимость Кг и Ка показана на фиг. 538 [352, 923].
Следует заметить, что при температуре 500° С, когда намагниченность
насыщения еще мало отличается от своего значения при 0° К, постоян-
ная Ki становится уже очень малой.
Кобальт. Монокристаллы кобальта были получены и исследованы
Кайя в 1928 г. [356]. Значения Kj и К2 для различных температур, полу-
ченные Бозортом [923] по более поздним данным Хонда и Масумото [521],
приведены на фиг. 539. При комнатной температуре наиболее точные значе-
ния постоянных составляют Ко = 4О-10®, /<1 = 3,98-10®, Кг —1,98-10®,
Ki4-K2==5,96-10®. Знак Ki + K2 изменяется при температуре около 250°С.
Приблизительно при 480° С кобальт принимает кубическую структуру. Дан-
ных об анизотропии при более высоких температурах нет.
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
457
Никель. Данные для никеля получены Кайя [355], Саксмйтом и др.
[375], Хонда и др. [793], Клейсом [873], Вильямсом и Бозортом [1179,
1181]. Найденные по данным Хонда и др. значения постоянных при ком-
натной температуре равны Кх=—35000, К2 = 46000. Согласно более
Фиг. 538. Температурная зависимость Фиг. 539. Температурная зависимость
констант магнитной анизотропии для же- констант магнитной анизотропии для ко-
леза. бальта.
ранним работам Кайя и Саксмита и др., а также исследованиям Брюхатова
и Киренского [926, 1008], значения Кх лежат в пределах от —40 000
до —58000 (см. табл. 76).
Результаты исследований Брюхатова и Киренского,. дополненные дан-
ными Вильямса и Бозорта [1181], относящимися к низким температурам
(20° К), показывают, что постоянная магнитной анизотропии Кх довольно
точно описывается эмпириче-
ским соотношением
К^К10е-^, (12.7)
где Т — абсолютная температу-
ра, а К10 и а—постоянные
(фиг. 540). Согласно последним
данным [ 1179], Кхо = - 750 000.
Согласно данным Хонда и др.,
соотношение (12.7) неприменимо
при температурах, превышаю-
щих 100° С. Это объясняется
тем, что при указанных тем-
пературах направлением легко-
го намагничивания является
[НО], а не [1Н]. По данным Фиг. 540. Температурная зависимость констант
Хонда и др., при температуре магнитной анизотропии для никеля,
выше 100° С постоянная Кх ста-
новится положительной. В этом случае, как показал Бозорт [845], сле-
дует учитывать и К2. Ориентировочные значения К2, рассчитанные по дан-
ным Хонда и др., также показаны на фиг. 540.
Температурная зависимость Кх получена также Поллеем [1151] при
исследовании приближения кривой / (Я) для поликристаллического образца
никеля к насыщению. Значение Кх при комнатной температуре определя-
лось также Черлинским [572].
Сплавы железо—никель. Лихтенбергер [600] первый указал, что константа
магнитной анизотропии Кх для железо-никелевого сплава меняет знак при
458
ГЛАВА XII
содержании никеля около 70%. Это было подтверждено опытами Бургерса
и Сноека с монокристаллом железо-никелевого сплава, содержащего 50% Ni,
для которого, как было установлено, является положительной величи-
ной. Согласно Клейсу [873], критическое содержание никеля равно 76%.
Мак-Кихан и Граббе [1141, 1198] показали, что значение постоянной,
а следовательно, и критическая концентрация зависят от степени упорядо-
Фиг. 541. Константа магнитной анизо-
тропии для железо-никелевых сплавов.
чения атомов сплава, которое, как
известно, имеет место в этой области
концентраций. В неупорядоченном
состоянии нулевое значение Кд соот-
ветствует сплаву, содержащему
75%Ni, в упорядоченном — содержа-
щему приблизительно 70% Ni. В обо-
их случаях кривая зависимости
от концентрации идет очень полого.
Ход всей кривой зависимости от
концентрации для содержания ни-
келя от 35 до 100% для образцов,
подвергнутых одинаковой термооб-
работке (медленное охлаждение),
приведен на фиг. 541 [1179].
Как следует из опытов Клей-
са, при содержании от 50 до65%№
направлением трудного намагничи-
вания является не [100] или [111],
а направление [НО]. Это означает,
что в данном случае играет роль Член с К2, знак которого противополо-
жен знаку Кг. Значения К1 и К2 ПРИ 20 и 200° С приведены в табл. 77.
Таблица 77
Значения Ki и /С2 для сплавов Fe—Со, Fe—Ni, Со—Ni и Fe—Со—Ni *
Состав, % 20° С 200° С
Fe Со Ni Kl-lO-s Х2-10-3 Xl-10-з К2-Ю-3
100 420 150 300 22
70 30 — 102 160 — —
60 40 — 45 -ПО — —
50 50 — -68 -390 — —
30 70 — -433 50 — —
50 — 50 33 -180 25 -80
35 — 65 15 -70 12 -40
30 — 70 7 -17 2 ' -4
10 — 90 —7 -23 -2 -10
— — 100 -34 53 5 20
— 65 35 -258 150 — — -
— 50 50 -108 -40 — —
— 40 60 -74 40 — —
— 20 80 —4 8 — —
— 10 90 16 -40 — —
♦ Значения Ki и К2 взяты из обзорной
Ши [752, 91 1]. Клейса [873] и Мак-Кихана.
работы Мак-Кихана [964], содержащей результаты работ
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
459
Продолжение табл. 77
Состав, % 20° С 2 00° С
Fe Со Ni Ki-10-з К2-10-3 Kl-10-з К2*Ю-з
— 3 97 -10 9 — —
50 10 40 61 -160 19 4
25 25 50 4 16 4 2
20 15 65 9 -ПО -1 -18
15 25 60 -26 34 -10 -45
10 40 50 -72 -4 -54 41
10 30 60 —38 -80 -17 -50
10 20 70 -29 17 -25 70
10 10 80 -2 -39 -2 -20
Значения для сплавов с содержанием от 0 до 16%Ni были опре-
делены Тарасовым [1175] с помощью поликристаллических образцов, вы-
резанных из холоднокатанных листов. При этом использовалось весьма
сомнительное предположение о независимости текстуры образцов от
их состава. Найденное Тарасо-
вым значение линейно зави-
сит от содержания никеля и, по-
видимому, приближается к нулю
при содержании никеля около 25%1).
Сплавы железо — кобальт — ни-
кель. Эти сплавы, в том числе
двойные сплавы кобальта с желе-
зом и никелем, были исследованы
Ши [752, 911]; полученные резуль-
таты обобщены и дополнены Мак-
Киханом [964]. Значения постоян-
ной Кг при 20° С в соответствии
с результатами Мак-Кихана пока-
заны на фиг. 542. На этой же фи-
гуре показаны приведенные выше
данные для железо-никелевых спла-
вов. В работе Мак-Кихана имеются
также данные для 200° С, воспро-
изведенные в табл. 77. Точки ну-
левой анизотропии лежат вблизи
70%Ni, 30%Fe для железо-нике-
левого сплава, вблизи 45% Со,
Фиг. 542. Константы магнитной анизотро-
пии для некоторых сплавов Fe—Со—Ni.
55% Fe для железо-кобальтового
сплава и вблизи никелевого конца
диаграммы для кобальт-никелевого
сплава. Ход кривой Кх = 0 для тройных сплавов точно не определен, но
следует полагать, что эта кривая проходит вблизи точки, соответствующей
сплаву перминвар (30% Fe, 25% Со, 45% Ni), подвергнутому обычной для
х) Весьма тщательное и подробное исследование зависимости констант магнитной
анизотропии от состава в двойных железо-никелевых сплавах, а также в тройных сплавах
Fe—Ni—Мо и Fe—Ni—Сг произвел Пузей [Изв. АН СССР, сер. физич., № 4 (1952)]. Пузей
установил концентрации, при которых Кх проходит через нулевые значения при комнатных
температурах, и изучил влияние термической обработки, приводящей к упорядочению, на
величину констант.—Прим. ред.
460
ГЛАВА XII
этих сплавов термообработке (отжиг при температуре 400 — 600° С). Как
показали исследования монокристалла, полученного из расплавленного ме-
талла, значение постоянной для этого сплава равно —2000.
Ф и г. 543. Константы магнитной анизотропии для
железо-кремнистых сплавов.
/—поданным Тарасова; 2—по данным других исследователей.
Сплавы железо — крем-
ний. Как показал Рудер
[267] в 1925 г., направле-
нием легкого намагничива-
ния для этого сплава яв-
ляется [ 100]. Тарасов [1172]
систематически исследовал
железо-кремнистые сплавы
с содержанием кремния до
7,5% (фиг. 543). Он обна-
ружил монотонное умень-
шение константы и пу-
тем экстраполяции опреде-
лил, что достигает нуля
при И-12% Si (20-22
атомн. %). Заметим, что
магнитострикция проходит
через нуль при 7,5% Si.
Внушает опасение то, что
при этих измерениях по-
лучено слишком большое
значение для железа
(Кг == 527 000); согласно из-
мерениям других исследо-
вателей (см. табл. 76),
К, = 400 000-480 000.
Фиг. 544. Зависимость константы магнитной анизо-
Кривая зависимости К от
содержания кремния, по-
лученная Тарасовым для
железо- к ремнистых спла-
вов, лежит близко к от-
дельным точкам, найден-
ным ш другими авторами
(Бекком [174], Вильямсом
[999], Шлехтвегом [912],
Тарасовым и Биттером
[990]), но проходит не-
сколько выше их (см.
фиг. 543).
Сплавы никеля. Спла-
вы никеля с медью инте-
ресны тем, что для них
величина насыщения Is и
температура Кюри линейно
тропии для никель-медных сплавов от температуры и убывают С ростом СОдер-
состава. жания меди. Вильямс и
По оси абсцисс отложен квадрат абсолютной температуры.
три сплава (13, 24 и
37% Си) в диапазоне температур от —190 до 20° С. Полученные значе-
ния IgKj линейно зависят от Т2, так что соотношение Брюхатова — Кирен-
Бозорт [1179] исследовали
ского (12.7) выполняется. Данные, полученные для чистого никеля и его
сплавов, приведены на фиг. 544. На фиг. 545 представлена зависимость
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
461
[111]. Значение константы магнитной
по данным Поттера [419]. При комнат-
Ф и г. 545. Экспериментальные значения кон-
станты магнитной анизотропии /£10 и точек Кю-
ри 0 для никель-медных сплавов вблизи 0° К.
Значения константы приблизительно пропорцио-
нальны квадрату намагниченности насыщения при
0°К.
вычисленных по экспериментальным данным значений К10 (константы
анизотропии при 0°К) от содержания меди. Для удобства на фигуре
показаны также значения температуры Кюри (по данным Крупковского [403]).
Ниже производится сравнение полученных данных с результатами теории
Ван Флека [994, 1509].
Значения для никель-медных и никель-молибденовых сплавов опре-
делялись Пузеем [1656].
Сплав Гейслера. Как и для никеля, направлением легкого намагничи-
вания этого сплава является ось
анизотропии может быть найдено
ной температуре Кг= —900000.
Сплавы железа. Займовский
[1309] и Меськин и Сомин [889]
опубликовали данные о значениях
констант анизотропии Кх для спла-
вов железа с Al, Cr, Ti, Мо и W.
Эти данные получены с помощью
измерений коэрцитивной силы и
кривой намагничивания поликри-
сталлических материалов. В неко-
торых сплавах имеется, по крайней
мере, две фазы, так что получен-
ные значения являются нена-
дежными.
Магнитная анизотропия спла-
вов железа с А1, Со, Сг, Мп, Мо,
Ni, Si, Sn, V, W и Zn исследо-
валась также Сноеком и Вентом
[1504]. Энергия анизотропии рас-
считывалась по площади между
идеальной кривой и горизонтальной
прямой, проходящей через точку оси ординат, соответствующую намаг-
ниченности насыщения. Согласно их данным, постоянная К. проходит
нулевое значение лишь для сплавов с алюминием, кремнием и кобаль-
том, причем для первого сплава это имеет место при содержании около
12% А1. Сноек и Вент исследовали также тройные сплавы Fe —Si —А1.
В согласии с результатами Займовского и Селисского [1309] они получили
практически нулевую анизотропию и магнитострикцию для сендаста
(см. фиг. 97). Для сплава Fe — Si — Al константа анизотропии оказывается
положительной при содержании менее 15% А1 и менее 35% Со.
Соединения. Анизотропия пирротита (FeS — Fe6S7) и магнетита (Fe3O4)
была исследована давно. Для пирротита Вейсс [66, 435] нашел, что
направление наиболее легкого намагничивания лежит в плоскости (00-1)
гексагонального кристалла, так что пирротит ведет себя как кобальт при
температуре выше 250° С. Намагничива.ние параллельно гексагональной
оси настолько трудно, что для насыщения кристалла потребовалось бы,
как показывает экстраполяция, поле порядка 150000 — 200000 эрстед.
Работа намагничивания в этом направлении составляет около 5-10е эрг)сма.
Разность значений работы намагничивания для двух главных направлений
в гексагональной плоскости (00-1) составляет 200000 — 250000 эрг]см?.
Кайя и Мияхара [ИЗО] в противоположность указанным данным Вейсса
нашли, что магнитные свойства в плоскости (00 • 1) обнаруживают гекса-
гональную симметрию.
Значение константы для кристаллов магнетита с кубической решет-
кой, согласно данным Вейсса [36, 435], лежит в пределах от —85000
до —100 000 эр'ё/см? при комнатной температуре. Значения К1( найденные
Бикфордом методом ферромагнитного резонанса (см. гл. XVII), приведены
462
ГЛАВА ХП
Ф и г. 546. Значения константы магнит-
ной анизотропии монокристалла искус-
ственного магнетита, определенные мето-
дом ферромагнитного резонанса.
намагничивания. Значение /С1 + К2 не
от температуры в диапазоне от 20° К
на фиг. 546 для температур от —160 до -|-20оС. Константа проходит
нулевое значение при — 143° С.
Недавно Гийо [1359] исследовал анизотропию соединений MnBi, MnSb
и Mn2Sb. Первое из этих соединений имеет гексагональную решетку, и при
температуре ниже 85° К направление
наиболее легкого намагничивания
совпадает для него с гексагональной
осью. Работа, необходимая для по-
ворота вектора намагниченности от
оси [00-1] к оси [11-0], равна, как
было показано, Ki + K2- На фиг. 547
приведена ее зависимость от темпе-
ратуры.
При 20°С, согласно Гийо, =
= 8,9-10® и К2 = 2,7-106 эрг) см3.
При комнатной температуре анизо-
тропия MnBi в 2 раза больше, чем
для кобальта.
Хотя MnSb и не исследовался
подробно, однако имеются данные о
том, что и для него гексагональная
ось является осью наиболее легкого
обнаруживает заметной зависимости
до комнатной температуры и равно
Кристаллы Mn2Sb обладают тетрагональной симметрией. При комнатной
температуре тетрагональная ось [001] является направлением легкого намаг-
Фиг. 547. Температурная зависимость кон-
станты магнитной анизотропии для MnBi.
ничивания; с понижением темпе-
ратуры она становится осью труд-
ного намагничивания. Асимметрия
в плоскости (001) слаба, но за-
метна, так как изменения намаг-
ниченности .в постоянном поле
составляют самое большее око-
ло 3%. Имеются некоторые ука-
зания на то, что при 77° К кри-
сталлы принимают ромбическую
симметрию. Константы анизотро-
пии можно определить с помо-
щью той же формулы, что и для
гексагонального кристалла. Вели-
чина + К2 будет при этом раз-
ностью работ намагничивания для
направлений [001] и [100]. Зна-
чения /Ci + /С2 для различных тем-
ператур приведены на фиг. 548.
Для температуры 17° С значения
Aj и К2 были рассчитаны по от-
дельности: = 181 000, /С2 =
= 79 000 эрг!см3.
Опубликовано сообщение
[814] о том, что FeBe обладает
сильной магнитной анизотропией,
однако никаких количественных данных не приведено.
Расчет кривых намагничивания. Вебстер [497] в 1930 г. и независимо
от него Гейзенберг [525] в 1931 г. углубили наше представление о домен-
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
463
ной теории. Они предположили (и это соответствует современным представ-
лениям, изложенным выше), что в ненамагниченном состоянии ферромагнетик
состоит из большого числа доменов, намагниченных до насыщения в одном
из направлений легкого намагничивания, известных из опытов с монокри-
сталлами. Поскольку в кристалле имеется несколько направлений легкого
намагничивания (например, для железа шесть), всегда возможно такое рас-
пределение доменов между этими
направлениями, при котором общая
намагниченность равна нулю.
Гейзенберг предположил, что
при достаточно сильных полях на-
правление намагниченности каж-
дого домена отклоняется от на-
правления легкого намагничива-
ния, причем величину отклонения
можно рассчитать, если знать
Фиг. 548. Температурная зависимость
константы магнитной анизотропии для
Mn2Sb.
Фиг. 549. Углы, используемые при
расчете кривых намагничивания мо-
нокристаллов.
зависимость энергии магнитной анизотропии от угла поворота вектора намаг-
ниченности. Таким образом был произведен расчет кривых намагничива-
ния для кобальта (два направления легкого намагничивания). Акулов [502]
и Ганс и Черлинский [581, 645] рассчитали кривые зависимости / от И для
железа и никеля. Эти расчеты мы рассмотрим ниже. При проведении этих
расчетов пренебрегают влиянием напряжений и всеми факторами, влияющими
на смещение границ доменов. Кроме того, предполагается, что магнитные
моменты доменов уже ориентировались (в слабых полях) в направлении
легкого намагничивания, ближайшем к направлению поля. Таким образом,
расчет относится лишь к верхней части кривой намагничивания.
Рассмотрим монокристалл в поле Я, составляющем угол б0 с направ-
лением легкого намагничивания [Ло£о/о], как показано на фиг. 549. С увели-
чением поля вектор намагниченности домена Is будет отклоняться от направ-
ления [hQkQlQ] в сторону вектора Я. При этом мы предполагаем, что вектор /,
лежит в плоскости векторов [Л0&0/0] и Я, а именно в плоскости (hkl). Угол
отклонения 6 можно найти из условия минимума энергии, в которую входят
энергия магнитной анизотропии Ek и энергия магнитного взаимодействия,
равная — Я/§ cos (60 — 9). Энергия
£ = £к-Я/3со5(0о-е) (12.8)
имеет минимум при dE)db — Qy откуда
тт _ dEk/dfi
П ‘~1s"sin(Oo-0) *
В то же время
/ = /scos(60 —6).
464
ГЛАВА XII
Зная зависимость Ek от 6, можно рассчитать / в зависимости от Я, считая 9
параметром.
Рассмотрим кубический кристалл с известной постоянной и пусть
(hkl) = (001), [йоМо] = [1 °°] и ео = 45°> так чт0 Н направлено вдоль [НО].
Тогда Ek = Ki + alal + <*Х) + ^2«21а2Я1> a1 = cos0, a2 = sin0, a3 = 0,
так что ^ = ^-(1-cos 40), — = — sin 46 dO 2 ’
откуда „ sin 2/ssin (45°—0) ’ (12.9) / = /scos(45° —0).
Соотношения (12.9) позволяют легко построить кривую зависимости I
от Н (через параметр 6) при изменении I в пределах от до Is. Поле Hsi
Фиг. 550. Теоретические и экспериментальные кривые намаг-
ничивания монокристаллов кремнистого железа (3,8% Si).
необходимое для достижения насыщения в направлении [НО], определяется
путем подстановки 6 = 45°:
(12.10)
1 S
Аналогично для случая, когда Н параллельно [111], кривую намагни-
чивания можно рассчитать, полагая (ft&Z) = (011) и 0О = 54°44'
(т. е. sin 0П = 1/]/3), откуда
„ _ в#! (2 sin 26 + 3 sin 46) + Кг (2sin 26 + 4 sin 46—3sin66) ...
П~ 64/s sin (55°—6) ’ (12.11)
/ = /scos(55° —0).
На фиг. 550 приведены результаты расчетов для направлений [100],
[110] и [1Н]1) и экспериментальные данные Вильямса [999] для кремни-
стого железа, содержащего 3,8% Si.
!) Аналогичные расчеты впервые произведены Акуловым [502].—Прим. ред.
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
465
Значения dEk/db^= — L для различных кристаллографических плоскостей
{hkl) приведены в табл. 78.
Таблица 78
Значения dEk/db в функции 0 *
(hkl) [Ло^оЗ dEk/dB
(.100) (ООП Ki (sin 40)/2
(100) toil] — sin40)/2
(ПО) [001] Ki (2 sin 20 + 3 sin 40)/8 + K2 (sin 20 + 4 sin 49 — 3 sin 60)/64
(НО) [011] Ki (—2 sin 20 + 3 sin 40)/8 + K2 (—sin 20 + 4 sin 40 + 3 sin 60)/64
(110) [111] Ki (— 2 sin 20—7 sin 40)/24 + Ki (cos 20 — cos 40)/3 /1) + + K2 (—3 sin 20—28 sin 40—23 sin 60)/576 + + K2 (3cos 20—8’cos40—5 cos 60)/144 ‘j/’2
(111) [НО] К2 (sin 60)/18
(111) [112] K2(—sin 60)/18
(2П) [011] Ki (2 sin 20 — 7 sin 40)/24 + K2 (— 13 sin 20 + 20 sin 40 — 25 sin 60)/576
(2П) [Iff] Ki (—2 sin 20—7 sin 40)/24 + K2 (13 sin 20 + 20 sin 40 + 25 sin 60)/576
♦ Угол 9 отсчитывается от направления [Ло^оЗ в плоскости (hkl).
Выражения для dEk/M в функции кристаллографических индексов
даны Бозортом [845], а в функции направляющих косинусов—Тарасовым
Фиг. 551. Кривые равных значений энергии магнитной анизо-
тропии на стереографической проекции кубического кристалла
Ф—широта; ф—долгота.
и Биттером [990]. Аналогичные расчеты проведены также Шлехтвегом [912].
Интересно рассмотреть кривые зависимости Ek от направления вектора
30 р. Бозорт
Фиг. 552. Зависимость энергии магнитной анизотропии от направле-
ния намагниченности для кристаллов с направлениями легкого
намагничивания, параллельными направлениям [100] (а) и [111] (б).
[001]
Фиг. 553. Зависимость энергии магнитной анизотропии от напря-
женности магнитного поля и направления намагничивания в плоскости
(110) для кристалла с К0=21 ООО, Ki=33000, К2==180 ООО эрг!см*.
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
467
намагниченности. Такие кривые были построены Бозортом [845] (фиг. 551)
для кристалла кубической системы, для которого важнейшей константой
является Различие между железом (Л\ положительно) и никелем (/Cj отри-
цательно) очень хорошо видно на пространственных моделях Биттера [925]
(фиг. 552), передающих форму поверхностей постоянной энергии Ек.
На моделях видны минимумы в центрах граней для железа и в «вершинах»
для никеля.
Влияние поля на энергию показано на фиг. 553 [845]. В рассматриваемом
частном случае принято, что = 33 000, К2 == — 180 000 эрг/см? и что направ-
лением наиболее трудного намагничивания в соответствии с данными Клейса
[873] для железо-никелевого сплава с 50% Ni является направление [ИО].
Способ графического определения, изменения намагниченности с измене-
нием поля для кубических кристаллов при заданном направлении поля
описан в литературе [1253]. В общем случае намагниченность Is не лежит
в одной плоскости с вектором Н и направлением легкого намагничивания.
Метод расчета намагниченности приводится также в работе Шлехтвега [912].
Как уже упоминалось, иногда направлением легкого или трудного
намагничивания является направление [110], а не [100] или [111]. В табл. 79
[845] приведены соотношения между и при различной последователь-
ности направлений в отношении легкости намагничивания.
Таблица 79
Направление легкого, трудного и наиболее трудного намагничивания
Ki -1- + + — — —
К2 от Н-оо ДО - 9 Ki от до -9Ki от —9К1 ДО - СО ОТ — СО 9 ДО |К1| от jlKil ДО 9 IKil от 9 |Кз| до 4-со
Легкое (100] [100] [111] [111] [НО] [110]
Трудное [НО] • [111] [100] [НО] [Ш] [100]
Наиболее трудное . . . [111 [110] [НО] [100] [100] [111]
Характер приближения к насыщению, очевидно, зависит от кристал-
лографического направления. Для заданного направления зависимость I от Н
можно рассчитать, как было показано выше. Приближение к насыщению для
поликристаллических материалов, в которых кристаллиты ориентированы
беспорядочно, было рассчитано Акуловым [503], Гансом [581] и Беккером
и Дорингом [1099], получившими сходные результаты. Подробности расчетов
можно найти в указанных работах. Для сильных полей намагниченность
выражается формулой
2_— 1 _________ (12 12)
1$ 1 105/|Я2 •
Произведен также расчет высших членов, содержащих К2 [581, 1099].
Применение полученного соотношения было рассмотрено в гл. XI. Экспери-
ментальные данные показывают, что свойства материалов в сильных полях
зависят не только от константы магнитной анизотропии, но и от целого ряда
других факторов. При их учете можно рассчитать по данным опытов с поли-
кристаллами, предполагая случайное распределение отдельных кристаллитов
по направлениям. Таким путем Черлинский [572] и Поллей [1151] опреде-
лили значения констант магнитной анизотропии для железа и никеля при
различных температурах.
30*
468
ГЛАВА XII
В более слабых полях, когда преобладающими являются процессы
смещения границ доменов, теория не позволяет рассчитать форму кривой
намагничивания. Однако Гейзенберг [525] предложил метод расчета распре-
деления намагниченности доменов по различным направлениям легкого
намагничивания исходя из некоторых упрощающих предположений. Как
показал Бозорт [568], из предположений Гейзенберга следует, что составля-
ющая намагниченности, перпендикулярная к полю, может быть найдена
как функция составляющей, параллельной полю.
Гейзенберг предположил, что направления векторов намагниченности
доменов распределены случайным образом между различными направлениями
легкого намагничивания, но так, что
составляющая намагниченности, па-
раллельная полю, имеет некоторое
заданное значение. Это позволяет для
заданного значения I (параллельной
составляющей) найти наивероятней-
шее распределение доменов и, зная
его, определить нормальную состав-
ляющую /п. Предположение Гейзен-
берга не учитывает, что истинное рас-
пределение не может быть совершенно
случайным вследствие существования
местных внутренних напряжений,
обусловливающих неравноправие раз-
личных направлений.
Исходя из предположения Гей-
зенберга Бозорт [568] рассчитал кри-
вые 1п в зависимости от I для моно-
кристаллических дисков железа и
сравнил их с экспериментальными
данными Хонда и Кайя [282]. Для
сравнения полученных результатов с
теорией в экспериментальные данные
нужно было ввести поправку на раз-
Doo]
Фиг. 554. Полярная диаграмма намагни-
ченности в плоскости (001) для железа.
Приложенное поле параллельно оси [010] или на-
правлено под углом 4-0° к ней. Каждая кривая
представляет собой путь, проходимый концом век-
тора намагниченности по мере увеличения поля.
Для 0° экспериментальное значение совпадает
с вычисленным.
/—экспериментальная кривая; 2—вычисленная
кривая; 5 —исправленная кривая.
магничивающее поле, которое уменьшает 1п и обусловливает отклонение истин-
ного поля Н от внешнего поля (за исключением направлений [100], [НО] и
[111]). На фиг. 554 приведены вычисленная, экспериментальная и скоррек-
тированная экспериментальная кривые для случая, когда истинное поле Н
направлено под углом 40° к оси [010] в плоскости (001). Расчеты относятся
лишь к значениям /, не превышающим I$ cos 40°. При больших значениях
принимается во внимание процесс вращения. В самой работе [538] произ-
ведено также сравнение и для других направлений.
В одноосном кристалле типа кобальта, в котором направление легкого
намагничивания параллельно оси, намагничивание перпендикулярно к оси
происходит лишь за счет вращения доменов, так что кривая намагничивания
может быть, как показал Гейзенберг [525], рассчитана по энергии магнит-
ной анизотропии. С помощью описанного выше общего метода значения /
и Н были рассчитаны из соотношений
/ = /ssin<p,
Н = 2^1 sin[ 1 + 2^sin2<p ],
(12.13)
где <р — угол между направлением вектора спонтанной намагниченности
и осью. Результаты расчетов для кобальта хорошо согласуются с экспери-
ментальными данными.
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
469
Начальное значение магнитной проницаемости при процессе вращения
Fo=l+g-\ (12.14)
Гийо и др. произвели сравнение теоретических значений р-0 с эксперимен-
тальными данными для кобальта [1538] и Mn2Sb [1630] при различных
температурах. При комнатной температуре вычисленные и экспериментальные
значения р,0 для кобальта равны соответственно 3,4 и 2,9; при — 196°С
они лучше согласуются друг с дру-
гом. В Mn2Sb тетрагональная ось яв-
ляется направлением легкого намаг-
ничивания вплоть до температуры
— 33°С, при которой меняется знак
Kv Для этого вещества данные, по-
лученные из теории, довольно хо-
рошо согласуются с эксперименталь-
ными вплоть до очень малых значе-
ний Производились также изме-
рения рь0 и Нс параллельно направ-
лению оси.
Расчет кривых крутящего мо-
мента. Рассмотрим для примера рас-
чет зависимости крутящего момента L
от поля Н, направленного под углом
22,5° к оси [001] в плоскости (100)
для кристалла с кубической решет-
Ф и г. 555. Кривая крутящего момента
для кремнистого железа.
1—вычисленная” без учета размагничивающего
поля; 2—вычисленная с учетом размагничиваю-
щего поля.
Кружками показаны экспериментальные значения.
кой. Согласно доменной теории, намагниченность каждого домена равна Is.
В магнитном поле на единицу объема домена действует, как было указано
выше, крутящий момент
__dEh
ае •
Как и в рассмотренном выше случае, условие минимума энергии при-
водит к соотношению
и__ dEk/dQ
п — sin (60—6) ’
Обозначения ясны из фиг. 549.
Расчет d,Ekldfi в плоскости (100) дает
L = — ^~sin 49
и
/Ssin (90 —Ь) ’
Отсюда можно построить кривую L в зависимости от //, принимая 6
за параметр и полагая 60 = 22,5°.
Йа фиг. 555 сопоставлены теоретическая кривая крутящего момента,
полученная в предположении, что истинное поле совпадает с внешним,
и экспериментальные данные [1253] для кремнистого железа (3,8% Si).
При малых значениях Я имеется заметное отклонение экспериментальных
точек от теоретической кривой /. Еще большее отклонение наблюдается
при бо = 40°, как видно из фиг. 556, где теоретическая кривая соответствует
т=оэ. Это отклонение объясняется в основном действием размагничива-
ющего поля. Влияние размагничивающего поля можно оценить по экспери-
ментальным кривым на фиг. 556, полученным для двух значений /и.
470
ГЛАВА XII
Пусть На на фиг. 557 представляет собой вектор приложенного (внешнего)
поля, отклоняющего 1$ на угол 0 от его первоначального направления [100].
Фиг. 556. Кривые крутящего момента для двух дисков крем-
нистого железа с различным отношением размеров т.
1—теоретическая кривая (^=0); 2—экспериментальные кривые.
Теоретическая кривая соответствует т=оо. Внешнее поле направлено
под углом 40° к направлению [100] в плоскости (001).
(м’>
Фиг. 557. Ориентация векторов Is
Н=На—АН в плоскости (001).
Схема поясняет влияние размагничивающего
поля АН на направление истинного поля и ве-
личину крутящего момента.
Намагничивание диска приводит к появлению размагничивающего поля Д/7,
направленного противоположно 18 и равного по величине NIS, где N—размагни-
чивающий фактор. Это поле геометрически складывается с полем На, давая
в сумме истинное поле /7. Поле Н будет ближе к направлению [ПО], чем На.
Поэтому, если АН или же угол между
На и [100] достаточно велики, то ис-
тинное поле почти параллельно [ПО]
и векторы намагниченности некото-
рых доменов переходят в другие
столь же устойчивые положения, ле-
жащие между направлениями [НО]
и [010]. Для этих доменов направ-
ление крутящего момента противо-
положно направлению крутящего мо-
мента для доменов с векторами на-
магниченности, лежащими между на-
правлениями [100] и [ПО], так
что результирующий момент для всей
и
системы значительно уменьшается.
Чем толще кристалл и чем меньше его диаметр, тем больше &Н и тем меньше,
следовательно, общий крутящий момент (за исключением очень сильных полей).
Напряженность внешнего поля, при которой появляется заметный крутящий
момент, очевидно, приблизительно равна значению размагничивающего поля,
соответствующего намагниченности насыщения. Это подтверждается экспери-
ментальными данными, приведенными на фиг. 556, где для диска большей
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
471
толщины (т=7,4) размагничивающее поле имеет величину порядка 2000 эрстед.
Кривая 2 на фиг. 555, рассчитанная с учетом размагничивающего поля, хорошо
согласуется с экспериментальными данными.
Таким же образом можно рассчитать кривые крутящего момента и для
других ориентаций. Заметим, кстати, что крутящий момент равен произве-
дению напряженности поля на составляющую 1п намагниченности, перпенди-
кулярную к Н:
L=-HIn.
Это следует из основных соотношений и согласуется с прежним определением,
так как
/n = /8sin(90-6).
Анизотропия поликристаллических листов. Даль и Пфаффенбергер [513]
в 1931 г. показали, что почти все магнитные материалы обладают некоторой
магнитной анизотропией как до, так и после термообработки. В табл. 80 при-
ведены углы между направлениями осей легкого намагничивания и направ-
лением прокатки для некоторых листовых материалов.
Таблица 80
Углы между направлением легкого намагничивания и направлением прокатки *
Материал Углы, град. Материал Углы, град.
после холодной прокатки после рекристалли- зации после холодной прокатки после рекристалли- зации
Fe 45 0,90 50 Ni—Fe 0 90
3,5 Si — Fe *♦ — 0 50 Ni —Fe*** 0 0,90
3,5 Si—Fe — 0,90 93 Ni—Fe 0 45
4,5 Mo — Fe 45 0 Ni 0,90 45
78Ni —Fe 0 0 или 90 49 Fe, 49 Co, 2V 90 0
♦Данные взяты из работ [513, 923, 1195]* Цифры перед символом элемента указывают его
содержание в процентах.
♦♦ Горячекатанные листы.
♦♦♦ Прокатка с сбжатием на 95%.
Связь между кривыми крутящего момента для этих материалов и ориен-
тацией кристаллитов в них была установлена Акуловым и Брюхатовым [560]
и позже подробнее исследована другими авторами [845, 1217]. Сикстус [831]
и Тарасов [1083, 1176] исследовали листы кремнистого железа после горячей
или холодной прокатки и отжига. Они нашли, что между формой кривой
крутящего момента и распределением осей кристаллитов, которое было опреде-
лено независимым способом, существует явно выраженная связь. Кривые
Тарасова для холоднокатанного кремнистого железа, подвергнутого отжигам
при различных температурах, приведены на фиг. 558. Как видно из кривой,
соответствующей холоднокатанному материалу, направления трудного намаг-
ничивания составляют в этом случае угол 0 и 90° с направлением прокатки.
(Тангенс угла наклона кривой в точках, соответствующих углам 0 и 90°,
положителен и велик; константа анизотропии К положительна.) После отжига
при 900° С эти направления становятся направлениями легкого намагничи-
вания. В целом кривые указывают на постепенный переход от кривой, соот-
ветствующей холоднокатанному материалу, к кривой для отожженного (рекри-
сталлизованного) материала. Последняя кривая соответствует монокристаллу
[767], для которого плоскость (110) совпадает с плоскостью прокатки, а направ-
ления [001] и [НО] соответственно параллельны направлению прокатки
и перпендикулярному ей направлению. Приведенная на фигуре величина
472
ГЛАВА XII
крутящего момента меньше ожидаемой для монокристалла, что обусловлено
отклонением реальных кристаллов от указанных идеальных положений.
В кремнистом железе, прокатанном и отожженном по методу Госса [789] >
кристаллиты почти полностью ориентированы и кривая крутящего момента
близка к кривой для монокристалла как по форме, так и по амплитуде.
На фиг. 559 приведена кривая крутящего момента для такого материала;
Фиг. 558. Кривые крутящего
момента для кремнистого желе-
за, подвергнутого холодной про-
катке с обжатием на 40% и отжи-
гу в течение 1 часа при различ-
ных температурах.
По оси абсцисс отложен угол между
направлением поля и направлением
прокатки, по оси ординат—крутящий
момент.
для сравнения там же приведена теоретиче-
ская кривая для монокристалла [в плоско-
Фиг. 559. Сравнение кривой для сильна
текстурованного поликристаллического материала
(холоднокатанного кремнистого железа), построен-
ной по экспериментальным данным (/), и теорети-
ческой кривой крутящего момента для монокри-
сталла (2).
По оси абсцисс отложен угол между направлением поля
и направлением прокатки (или направлением [001]).
Подробно исследована связь между магнитными свойствами и ориентацией
кристаллитов для железо-никелевых сплавов, особенно в связи с изучением
свойств изоперма, в котором особым режимом прокатки и термообработки
создается специальная ориентация кристаллитов и доменов.
Как показали исследования Сноека [832] и Павлека [8191, в железо-
никелевых сплавах с гранецентрированной решеткой холодная прокатка
с последующей рекристаллизацией приводит к такой ориентации кристаллитов,
при которой плоскости (100) совпадают с плоскостью прокатки, а направление
[001]—с направлением прокатки («кубическая текстура»). Конрад и др.
[1195] нашли, что кривые крутящего момента железо-никелевого сплава
(93% Ni), подвергнутого прокатке с обжатием на 99% и рекристаллизации
при 950° С (фиг. 560), совпадают с теми кривыми, которые можно было ожидать,
зная текстуру материала. Если рекристаллизованный материал опять под-
вергнуть прокатке в том же (или в перпендикулярном) направлении, то,
согласно данным рентгенографического анализа, кубическая текстура сохра-
няется. Однако при этом, как показали Сикс и др. [746], направление прокатки
становится направлением трудного намагничивания, а перпендикулярное
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
47»
ему—направлением легкого намагничивания. Характер доменной структуры,,
соответствующий различным видам обработки, показан на фиг. 561.
После рекристаллизации и про-
катки зависимость крутящего мо-
мента от угла 6 принимает вид
L = Л sin 29 +В sin 49. (12.15)
Ратенау и Сноек [1284] пред-
положили, что первый член, содер-
жащий 2 9, обусловлен прокаткой,
а член с 49 определяется исклю-
чительно ориентацией кристалли-
тов. Сложив вместе два диска так,
чтобы направления прокатки в них
были перпендикулярны, и изме-
рив L, легко найти коэффициент
перед sin 4 9, а следовательно, и
постоянную магнитной анизотро-
пии. Такие же измерения были
проделаны и с материалом, в ко-
тором большая часть напряжений
была снята отжигом при 600° С.
Полученные в обоих случаях зна-
чения Кг (фиг. 562) не очень сильно
отличаются от значений, получен-
ных при исследовании монокри-
сталлов (см. фиг. 541).
Характер анизотропии, вызы-
ваемой прокаткой, был предметом
специальных исследований. Конрадт
и др. [1195] подвергали исходный
отожженный материал с беспорядочной ориентацией кристаллитов холодной
прокатке с различной степенью обжатия. Содержание никеля в сплавах коле-
в, град
Фиг. 560. Кривые крутящего момента для
железо-никелевого сплава (93% Ni), про-
шедшего различные обработки.
/—холодиокатанный материал с обжатием на Г99%;
направление легкого намагничивания параллельно-
направлению прокатки; 2—тот же материал после
рекристаллизации при температуре 950° С; направ-
ление прокатки является направлением трудного-
намагничивания. По оси абсцисс отложен угол между
направлением поля и направлением прокатки.
a d в
Фиг. 561. Направления легкого
намагничивания (показаны стрелка-
ми) для железо-никелевого сплава,
прошедшего различную обработку,
а—после прокатки с обжатием на 50%;
б—после прокатки с обжатием на 95% и
рекристаллизации; в—после прокатки с об-
жатием на 95%, рекристаллизации и по-
вторной прокатки (изоперм).
Содержание никеля, %
Фиг. 562. Константа анизотропии
железо-никелевого сплава после от-
жига и холодной прокатки (/) и
после последующего отжига при
600° С (2).
балось от 40 до 100%-. Прокатка с обжатием на 50% вызывает наибольшую
анизотропию. При этом направление прокатки является направлением легкого
474
ГЛАВА XII
намагничивания, как следует из рассмотрения кривой крутящего момента,
показанной на фиг. 533. Постоянная анизотропии прокатки [коэффициент А
в формуле (12.5)] достигает своего наибольшего значения при содержании
около 75% Ni и равна при этом 70 000, т. е. значительно больше постоянной
магнитной анизотропии. Анизотропия прокатки почти полностью исчезает
после отжига при температуре около 500° С. Знак постоянной анизотропии
прокатки не меняется при изменении знака магнитострикции, т. е. при пере-
ходе к сплавам, содержащим более 81% Ni, так что маловероятно, чтобы эта
анизотропия объяснялась напряжениями, возникающими при прокатке.
По мнению Конрадта и др. [1195, 1319], основанному на некоторых дополни-
тельных данных, анизотропия связана с образованием сверхструктуры,
характер которой еще неясен в деталях.
Гистерезис во вращающемся поле. Поскольку крутящий момент равен
скорости изменения энергии с углом (взятой с обратным знаком), энергию
можно найти интегрированием кривой зависимости крутящего момента L
от угла 6. Если крутящий момент обусловлен лишь зависимостью энергии
магнитной анизотропии от направления, то интеграл от L по & от 0 до 360°
равен нулю. Таким образом, если момент, связанный с энергией магнитной
анизотропии, обозначить через Lat то
2те
$ Lad6 = 0.
о
Если имеет место гистерезис во вращающемся поле, то соответствующие потери
определяются формулой
Wr= -^LdO.
Здесь за 6 можно принять угол между вектором намагниченности и полем И
в образце или же угол между вектором намагниченности и направлением внеш-
него поля На. Действительно, вектор крутящего момента равен [10371
L=[IH]
и так как
Н = На-АЧ,
где 2V—размагничивающий фактор, то
L=[IHa] — 2V[II] = [IHa].
Таким образом, величину потерь WT можно подсчитать по кривым зависимости
L как от Н, так и от На.
Влияние потерь на гистерезис во вращающемся поле на крутящий момент
ясно видно из кривых крутящего момента (фиг. 563), полученных Вильямсом
[997] на образце твердого прокатанного железа. Потери, соответствующие
этому гистерезису, легко определить по кривой для когда магнитная
анизотропия практически отсутствует. При Яа=170 имеется уже заметная
магнитная анизотропия, но кривая момента явно несимметрична и суммарная
ограничиваемая ею площадь отрицательна. При 7/а=1500 гистерезис во
вращающемся поле уже не выявляется.
Брейлсфорд измерил потери на гистерезис во вращающемся поле для
листового кремнистого железа при различных напряженностях поля. Чтобы
точнее измерить полную площадь, ограничиваемую кривой момента при силь-
ной анизотропии, Брейлсфорд использовал три приложенных друг к другу
диска, в которых направления легкого намагничивания составляли углы 120°.
Это приводит к сильному уменьшению амплитуды колебаний L, так что полная
площадь может быть определена более точно. Полученные результаты уже
рассматривались в гл. XI (см. фиг. 487).
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
475
Природа анизотропии. До сих пор мы рассматривали магнитную анизо-
тропию с чисто эмпирической точки зрения. Выражения для энергии анизо-
тропии были найдены разложением в ряд исходя из условий симметрии кристал-
лов. Природа анизотропии и ее связь со структурой атомов и кристаллов
рассматриваются в ряде работ. Здесь мы дадим их краткий обзор.
Фиг. 563. Кривые крутящего момента для прокатанного железа.
Видно влияние гистерезиса во вращающемся поле при малых полях. По
оси ординат отложен крутящий момент.
Квантовые обменные силы, обусловливающие молекулярное поле, изо-
тропны по своему характеру и не могут объяснить зависимости свойств от
направления. Одна из первых попыток объяснения анизотропии была сделана
Магаджани [288, 406], который рассмотрел магнитное взаимодействие различ-
ных типов магнитов, расположенных в узлах кристаллической решетки. Магнит-
ная энергия магнитных диполей, расположенных в узлах кубической решетки
и параллельных друг другу, не зависит от их направления по отношению к осям.
Если же стержневидные магниты расположены в узлах объемноцентрирован-
ной решетки типа решетки железа, то у такой системы имеются устойчивые
положения, при которых магниты параллельны диагонали куба [111]. Если
магниты образованы витками тока или же представляют собой маленькие
плоские диски, намагниченные перпендикулярно к поверхности, то устойчивые
положения соответствуют расположению осей магнитов параллельно направ-
лению [100]. Таким образом, для железа согласие с опытом получается, если
принять, что атомные магниты имеют форму дисков. Аналогичным путем было
показано [929, 971], что для никеля можно качественно объяснить направле-
ние легкого намагничивания [111], предположив стержневидную (вытянутую
в направлении намагничивания) форму атомных магнитов.
При попытке объяснения анизотропии кубических кристаллов исходя
из более реальных атомных моделей было показано (например, Ван Флеком
1994]), что чисто дипольное магнитное взаимодействие дает эффект, который
476
ГЛАВА XII
приблизительно в 1000 раз слабее истинного. Гейзенберг [471], Пауелл [486],
Фаулер [516], Блох и Джентиль [510] и другие исследователи предложили
привлечь для объяснения спин-орбитальное взаимодействие.
Наиболее ясное и полное количественное исследование такой модели с уче-
том спин-орбитального взаимодействия было проведено Ван Флеком [994]/
который получил правильный порядок анизотропии. Общий характер темпе-
ратурной зависимости также согласуется с экспериментом: с ростом темпера-
туры анизотропия уменьшается быстрее, чем намагниченность насыщения.
Ван Флек рассматривал две модели. В первой, дипольной модели каждому
элементарному магниту в атоме приписывается только дипольный момент,,
при этом анизотропия существует лишь в том случае, когда диполи непол-
ностью параллельны. Во второй модели каждому атому приписывается квадру-
полъный момент. В этом случае анизотропия имеет место и при полной парал-
лельности магнитов, как при абсолютном нуле. С расчетами читатель может
познакомиться в оригинальной работе.
Согласно первой модели, для сплава металла типа никеля с немагнитным
металлом (медью) постоянная при увеличении концентрации меди должна
убывать, оставаясь пропорциональной 10 (намагниченности насыщения при 0°К).
Согласно второй модели, следует ожидать, что Кх будет пропорционально I*.
Описанные выше эксперименты Вильямса и Бозорта [1179] лучше согласуются
со второй, квадрупольной, моделью, как видно из фиг. 555.
Дальнейшее исследование на основе электронной зонной теории проведено
Бруксом [1190]. Вычисленное значение константы анизотропии и здесь в общем
согласуется с экспериментальными данными. Кроме того, теория дает правиль-
ные знаки констант Кх для железа и никеля, а также удовлетворительное
(качественное) объяснение изменения знака константы у железо-никелевых
сплавов. По мере добавления железа к никелю и увеличения числа незаполнен-
ных мест в d-полосе возрастание числа нескомпенсированных спинов должно
теоретически приводить к увеличению Кх (в алгебраическом смысле), т. е.
к уменьшению абсолютного значения отрицательной константы Кх; при доста-
точном содержании железа (согласно эксперименту при 30% Fe) констан,та Кх
становится положительной.
О расчетах спин-орбитального взаимодействия в кубических кристаллах
сообщается также в работе Ван Пейпа [1071].
Ван Флек, применяя свой метод расчета к некубическому кристаллу типа
гексагонального кобальта, обнаружил, что анизотропия, рассчитанная из ди-
польной модели, может быть того же порядка, что и наблюдаемая1).
Для гексагонального кобальта расстояния между атомами лишь слегка
отличаются от расстояний в кубической решетке, так что больших значений К
не следует ожидать. В некоторых гексагональных и тетрагональных соедине-
ниях марганца, исследованных Гийо, отклонение от кубической симметрии-
больше; соответственно больше и значения магнитной анизотропии.
Зависимость анизотропии гексагонального кобальта от температуры рас-
считана Вонсовским [1243] с помощью модели Блоха и Джентиля. Результаты
его расчетов согласуются с изменением знака анизотропии при повышении-
температуры (согласно экспериментальным данным при 250° С). Критический,
обзор взглядов на природу анизотропии дан в работе Ван Флека [1509].
Анизотропия магнитострикции рассматривается в следующей главе.
Большое число исследований посвящено магнитной анизотропии парамагнит-
ных и диамагнитных кристаллов, однако этих вопросов мы касаться не будем..
Краткая обзорная статья Лонсдейл [1058] посвящена открытию этого явления
Плюккером в 1847 г. и последующим исследованиям Фарадея.
’) Наиболее последовательная теория магнитной анизотропии одноосных монокри-
сталлов (для области низких температур) была предложена С. В. Тябликовым [ЖЭТФ,
20, 661 (1950)].—Прим. ред.
ГЛАВА XIII
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ
Под действием механических напряжений магнитные свойства большин-
ства ферромагнитных материалов изменяются настолько значительно, что
механические напряжения наряду с напряженностью магнитного поля и темпе-
ратурой могут считаться одним из основных факторов, влияющих на магнит-
ные свойства вещества. Например, у одних материалов проницаемость в слабых
полях под действием растягивающего усилия, равного 10 кг!мм?, возрастает
в 100 раз, у других падает и, наконец, у третьих (например, у железа) она
возрастает в слабых полях и падает в сильных. Под воздействием натяжений,
не превосходящих предела упругости, индукция насыщения остается неизмен-
ной у всех материалов1). Однако если в материале имеет место фазовое превра-
щение или перестройка атомов, то под действием напряжений, вызывающих
пластические деформации, индукция насыщения изменяется.
Действие натяжения, превосходящего предел упругости, как правило,
приводит к понижению проницаемости отожженных материалов. Наличие
внутренних напряжений, вызванных механическим перенапряжением или дис-
персионным твердением, делает материал более жестким как в механическом,
так и в магнитном отношении. При обсуждении влияния одностороннего упру-
гого напряжения на магнитные свойства ферромагнетиков удобно разделить
их на д^е группы:
1) ферромагнетики с положительной магнитострикцией;
2) ферромагнетики с отрицательной магнитострикцией.
У ферромагнетиков первой группы с возрастанием растягивающей нагрузки
намагниченность возрастает (за исключением случаев, когда намагниченность
/=0 или /=/s), а сами материалы удлиняются при намагничивании; у ферро-
магнетиков второй группы с возрастанием растягивающей нагрузки намагни-
ченность уменьшается, а сами они при намагничивании сжимаются. Количест-
венные соотношения между магнитострикцией и напряжениями обсуждаются
в следующих разделах настоящей главы и в гл. XVIII. Впервые работа, посвя-
щенная чувствительности пермаллоя к упругим напряжениям и связи этого
явления с магнитострикцией, была опубликована Бакклеем ‘и Мак-Киханом
[254].
Пермаллой, содержащий 68% Ni, является типичным примером материала
с положительной магнитострикцией и высокой чувствительностью к упругим
напряжениям. Нафиг. 564 приведены кривые намагничивания для этого мате-
риала при натяжениях а, равных 0 и 2 кг/мм2. Из рассмотрения кри-
вых видно, что при действии натяжения индукция достигает насыщения
быстрее (dBldH=\ ООО 000) (в более слабых полях), чем в отсутствие
натяжения. Натяжение в 2 кг/мм* увеличивает максимальную проницае-
мость в 7 раз, а проницаемость, соответствующая полю 77=0,25 эрстед,
х) Как показали исследования К- П. Белова (см. К. П. Белов, Упругие тепловые
и электрические свойства ферромагнитных металлов, М.—Л., 1951), и в этом случае
происходят небольшие изменения индукции, связанные с изменением объема материала
три упругом растяжении или сжатии.—Прим. ред.
478
ГЛАВА X111
возрастает в 20 раз. На этой же фигуре приведены кривые намагничивания
никеля—типичного материала с отрицательной магнитострикцией,—показы-
вающие эффект уменьшения проницаемости под действием растяжения. На
фиг. 565 приводятся петли гистерезиса никеля и 68-пермаллоя.
Фиг. 564. Влияние натяже-
ния на ход кривых намагни-
чивания 68-пермаллоя (по-
ложительная магнитострик-
ция) и никеля (отрицатель-
ная магнитострикция).
/—никель; 2—68-пермаллой.
Сплошными линиями даны кривые
в отсутствие натяжения, пунк-
тиром—при натяжении 2 кг/мм%.
В процессе намагничивания на-
тяжение постоянно.
Фиг. 565. Влияние натяжения на форму петель
гистерезиса 68-пермаллоя (7) и никеля (2).
Максимальная напряженность поля 20 эрстед.
При наличии натяжений у материала
с положительной магнитострикцией сторог
ны петли гистерезиса . становятся почти
вертикальными. Подобный же эффект имеет
место при действии одностороннего сжатия
на материал с отрицательной магнитострик-
цией.
Натяжение, превышающее предел упругости. Если на материал с положи-
тельной магнитострикцией действует возрастающее по величине натяжение,
то индукция при некоторой постоянной напряженности поля (наложенного
после того, как фиксируется нагрузка) возрастает до тех пор, пока натяже-
ние не превзойдет предела упругости, после чего индукция монотонно-
уменьшается. На фиг. 566 приведены кривые зависимости В от а для 68-пер-
маллоя в случае, когда натяжение увеличивается от нуля до величины,
приблизительно вдвое превосходящей предел упругости. Эти кривые получены
для того же самого образца, что и кривые на фиг. 564. Индукция в поле 0,1
эрстед с ростом натяжения возрастает почти до насыщения (13 300 гаусс)»
а затем уменьшается, когда начинается пластическая деформация.
Для материала с отрицательной магнитострикцией, как, например, никеля,
точку на кривой, в которой начинается пластическая деформация, определить
не так легко. Положение этой точки для никеля иллюстрируется кривыми
фиг. 567, где приводятся также кривые для железа.
Для определения предела упругости материала с отрицательной магнито-
стрикцией легче воспользоваться методом построения кривых зависимости
индукции от величины натяжения в фиксированном поле, производя измерения
при наложении и последующем снятии нагрузки. Таким путем легко обнару-
живается перенапряжение в 1 %, а при благоприятных условиях можно обна-
ружить перенапряжейия, значительно меньшие 0,1%. Полученные описанным
способом кривые изображены на фиг. 567.
Фиг. 566. Изменение индукции у 68-пермаллоя
при возрастающем и убывающем натяжении для
нагрузок, меньших и больших предела упру-
гости.
Напряженность поля 0,1 эрстед. Цифры у стрелок у к а-
зывают величину перенапряжения.
11000
Фиг. 567. Изменение индукции под влия-
нием натяжения у железа и никеля при на-
пряженностях поля 3 и 20 эрстед.
Сплошные линии—натяжение приложено; пунктир-
ные—натяжение снято. Цифры у стрелок указыва-
ют величину перенапряжения.
Фиг. 568. Влияние натяжения на мак-
симальную проницаемость 68-пермал^оя.
Цифры у стрелок указывают величину перена-
пряжения.
•480
ГЛАВА XIII
Влияние пластических деформаций на начальную и максимальную прони-
цаемости и на коэрцитивную силу находится в связи с уже описанными явле-
ниями влияния деформаций на намагниченность: начальная и максимальная
проницаемости р.о и рт уменьшаются, а коэрцитивная сила HQ монотонно воз-
растает с возрастанием натяжения за пределом упругости. На фиг. 568 показано
влияние на величину растяжения о, действующего на материал с положи-
тельной магнитострикцией (68-пермаллой); возрастает при возрастании на-
тяжения вплоть до предела упругости, причем, пока предел упругости не прев-
зойден, кривые зависимости рт от <з при возрастании и уменьшении натяжения
совпадают. При увеличении натяжения <з, превышающего предел упругости,
Фиг. 569. Влияние натяжения на
начальную проницаемость никеля.
обычно описывается с помощью
проницаемость уменьшается и тем значи-
тельнее, чем больше натяжение. Если а
начинает убывать после того, как она
достигнет максимального значения ат,
лежащего выше предела упругости, то
проницаемость монотонно убывает. Если
после этого <з снова начнет возрастать,
то проницаемость тоже будет возрастать
до значения, соответствующего о=ат, пос-
ле чего, она снова начнет убывать.
Определение влияния натяжения на
начальную проницаемость никеля имело
особенно большое значение для развития
теории технического намагничивания в
слабых полях. Рассмотрение кривых,
построенных по данным Керстена [530],
для натяжений, лежащих как ниже, так
и выше предела упругости (фиг. 569),
убеждает в хорошем согласии опыта и
теории, по которой —1 должно быть
обратно пропорционально натяжению. Бо-
лее полное сопоставление теории с опы-
том дается в последнем разделе настоя-
щей главы и в гл. XVIII.
Натяжение, не превышающее предела
упругости. Влияние упругих напряже-
ний на магнитные свойства вещества
кривых намагничивания, снятых на об-
разцах, на которые наложено постоянное натяжение <з, тогда как напря-
женность магнитного поля меняется. Измеряемые при этом значения
индукции В, соответствующие заданным а и Я [кривая (а, Я)], не равны
значениям индукции, измеряемым в том случае, когда сначала накладывается
поле Н, а затем уже натяжение а [кривая (Я, а)]. Это иллюстрируется фиг. 570
для никеля, на которой указанные два способа измерения представлены
соответственно кривыми 3 (Я, о) и 4 (<з,Я). Кривая (Я, а) идет выше кривой
(о, Н) для материалов как с положительной, так и с отрицательной маг-
нитострикцией.
Если поле Н поддерживается постоянным, а на образец действует неизмен-
ное по величине натяжение, которое то накладывается, то снимается, то
изменение индукции В не будет одинаковым для каждого цикла.
Величина их изменяется до тех пор, пока процесс не будет повторен большое
число раз подряд. Для установившегося «циклического состояния» изменения
индукции, вызываемые изменением натяжения, часто значительно меньше,
чем при первом наложении натяжения той же величины.
Предельный случай такого эффекта иллюстрируется фиг. 571 для образца
из 68-пермаллоя, который до наложения нагрузки был подвергнут некоторой
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ и МАГНИТОСТРИКЦИЯ
481
магнитной обработке, а именно действию магнитных полей с различной
напряженностью. После многократного наложения и снятия механических
напряжений индукция образца в
который может быть совершенно
отличным от значения индукции,
соответствующего наложению од-
ного только магнитного поля. Пунк-
тирная линия на фиг. 570 пока-
зывает предельное значение ин-
дукции для никеля после повтор-
ных наложений и снятий на-
тяжения в 1 кг!мм*. Вызываемое
такой обработкой образца смеще-
ние кривой намагничивания вверх
наиболее заметно при низких ин-
дукциях. В приводимых ниже опи-
саниях различных эффектов, свя-
занных с действием на образец
упругих напряжений, никель и 68
пермаллой часто будут использо-
ваться в качестве примеров мате-
риалов соответственно с отрица-
тельной и положительной магни-
тострикцией 11421]. Хотя никель
имеет большую продольную маг-
нитострикцию насыщения, тем не
менее 68-пермаллой более чувстви-
телен к изменениям натяжения. Эту
разницу, которая объясняется тем,
что 68-пермаллой обладает меньшей
анизотропией, чем никель, обяза-
постоянном поле стремится к пределу,
Фиг. 570. Кривые намагничивания никеля
при различных последовательностях наложе-
ния поля и натяжения.
1—натяжение отсутствует; 2—натяжение приложено,
затем снято; 3 —натяжение приложено после нало-
жения поля [кривая (Н,а)]; 4—поле наложено после
приложения натяжения [кривая (а,Н)]. Величина на-
тяжения а=1 кг/мм%.
тельно нужно учитывать при рас-
смотрении приводимых ниже данных. Железо представляет собой пример
материала, который может иметь как положительную, так и отрицатель-
ную магнитострикцию в зависимости от напряженности поля и магнитной
«предистории».
Кривые намагничивания
никеля и 68-пермаллоя при-
водились на фиг. 564. При
снятии этих кривых образцы
размагничивались при нало-
женном натяжении, которое
затем в процессе измерений В
и Н поддерживалось постоян-
ным. Натяжение вызывает
увеличение магнитной ин-
дукции в 68-пермаллое и
уменьшение ее в никеле. По
мере роста натяжения от нуля
максимальные изменения ин-
дукции у никеля имеют ме-
сто сначала в области участка
Фиг. 571. Изменения индукции 68-пермаллоя
при последовательном наложении и снятии на-
тяжения.
По беи абсцисс отложено число циклов натяжения. На-
пряженность поля 0,14 эрстед.
кривой намагничивания с наибольшей крутизной, а при больших натяжениях—
в области загиба кривой намагничивания. У 68-пермаллоя наибольшие изме-
нения индукции имеют место вблизи начала кривой. При больших растяжениях
рост индукции у 68-пермаллоя ограничивается только величиной намагничен-
31 Р. Бозорт
482
ГЛАВА XIII
ности насыщения и механической прочностью. По мере роста поля изменение
индукции, вызываемое наложением постоянного натяжения, возрастает от
нуля, проходит через максимум и снова приближается к нулю как к пределу.
Поведение отожженного железа более сложно, как это следует из рас-
смотрения фиг. 572. Слабые натяжения вызывают возрастание индукции
на участке кривой намагничивания от ее начала до загиба в область техниче-
ского насыщения и уменьшение индукции в области технического насыщения;
сильные натяжения вызывают увеличение индукции в области начала кривой
и уменьшение в остальной ее части (эффект Виллари [7]).
Фиг. 572. Кривые намагничивания Фиг. 573. Кривые намагничивания железа
железа при различном натяжении. * в области малых индукций при различном
натяжении.
Точка, в которой dBlda меняет знак, при очень малых натяжениях на-
ходится в области загиба кривой намагничивания (В=13 ООО гаусс).
По мере уменьшения индукции эта точка смещается в сторону больших
натяжений; так, например, при В= 10 000 гаусс производная dBlda меняет
знак уже при а=2 кг!мм2, а при В=1000—2000 гаусс—при а=8 кг!мм2.
Влияние натяжения на индукцию железа в области малых индукций показано
на фиг. 573, на которой кривая для а=4 кг!мм2 пересекает кривую для
а=8 кг!мм2.
Влияние натяжения на начальную проницаемость и проницаемость в сла-
бых полях для промышленного сплава с высокой проницаемостью иллюстри-
руется фиг. 574. Образец 4-79-молибденового пермаллоя нагревался до 1050° С
и охлаждался обычным способом. Начальная проницаемость непрерывно
уменьшалась с увеличением натяжения, но возвращалась к своему первона-
чальному значению после снятия нагрузки (пунктирная кривая), если не был
превышен предел упругости (около 15 кг!мм2). Кривые зависимости р. от а для
полей с напряженностью 0,01 эрстед и несколько выше проходят через ясно
выраженный максимум, а затем опускаются ниже точки, соответствующей
а=0. В более сильных полях максимум выражен слабее и по мере приближе-
ния к насыщению dp.Ida, как и следовало ожидать, стремится к нулю. Рассмотре-
ние кривых на фиг. 572—574 позволяет обнаружить черты сходства и разли-
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ и МАГНИСТОТРИКЦИЯ
483
чия в поведении этого сплава по сравнению с железом. Как уже было отмечено,
кривые намагничивания 68-пермаллоя заметно различаются, когда а и Я накла-
дываются в различной последовательности.
На фиг. 575 приведены кривые намагничивания для 68-пермаллоя в сла-
бых полях при разной последовательности наложения поля и натяжения
(о=4 кг/лш2)1)? Максимальный наклон кривой 4 равен примерно 10е.
Такой крутой подъем и сама форма кривой напоминают идеальную кривую
Ji, эрстед
Фиг. 575. Различные виды кривых намаг-
ничивания 68-пермаллоя.
1—нормальная кривая в отсутствие натяжений
(Нс=0,36 эрстед); 2—натяжение о=4 кг]ммЪ при-
ложено до наложения поля [кривая (а, Я)]; 3—на-
тяжение несколько раз наложено и снято после
наложения поля [кривая (Я,о)]; 4—поле наложено
до натяжения (сплошные кружки); 5—сначала на-
ложено натяжение, затем постоянное поле, после
чего образец подвергался действию переменного по-
ля с постепенно убывающей амплитудой (крестики).
Фиг. 574. Влияние натяжения на про-
ницаемость 4-79-молибденового пермаллоя
при различных значениях И.
намагничивания, которая для сравне-
ния была снята на этом же самом об-
разце (кривая 5). Насколько можно
судить по приведенным данным, ход
этих кривых одинаков.
Юинг установил [44], что при неизменной напряженности поля зависи-
мость намагниченности от натяжения имеет явно выраженный гистерезис.
Чтобы иллюстрировать весьма сложную связь между а, В и Н, на фиг. 576
приведена петля гистерезиса для 68-пермаллоя, измеренная при постоян-
ном натяжении, равном а=4 кг! мм? (пунктирная линия), и петля для
того же самого образца, в процессе измерения которой при некоторых опре-
деленных значениях напряженности поля Н натяжение снималось и затем сно-
ва накладывалось (сплошная кривая). На фиг. 577 приведена петля для нена-
груженного образца 68-пермаллоя, при измерении которой при некоторых
определенных значениях И натяжение накладывалось и тотчас же снималось.
Петли гистерезиса для никеля и железа, находившихся под действием
постоянного натяжения, приведены соответственно на фиг. 578 и 579. Точки
пересечения петель, соответствующих различным натяжениям, находятся
обычно во втором и четвертом квадрантах, как это видно из рассмотрения
кривых для никеля. В этом отношении поведение железа аномально, что свя-
зано с эффектом Виллари. Наоборот, 68-пермаллой (положительная магни-
тострикция) можно рассматривать как нормальный материал, что подтверж-
!) Влияние последовательности наложения поля и натяжения на магнитные сврйства
изучали М. В. Дехтяр на монокристаллах и Я- С. Шур на поликристаллах. Объяснение
было дано Е. И. Кондорским [ЖЭТФ, 10, 420 (1940)}.—Прим. ред.
31*
484
ГЛАВА ХШ
дается кривыми фиг. 580. На этой фигуре показан также переход петли ги-
стерезиса к прямоугольной форме при растяжении материалов с положительной
магнитострикцией и сжатии материалов с отрицательной магнитострикцией.
растянутого 68-пермаллоя.
Растягивающее натяжение» равное 4 кг} мм2,
поддерживалось постоянным и только при не-
которых значениях напряженности поля сни-
малось и накладывалось снова.
Фиг. 577. Петля гистерезиса 68-пер-
маллоя.
Натяжение было равно нулю и только при
некоторых значениях напряженности поля на-
кладывалось н сразу же снималось.
Возрастание проницаемости, наблюдаемое у материалов, подвергающихся
действию переменных напряжений при постоянной небольшой напряженности
магнитного поля, сопровождается, как правило, уменьшением площади петли
гистерезиса. На фиг. 581 и 582 представлены петли гистерезиса 68-пермаллоя
Фиг. 578. Петли гистерезиса никеля при
различных натяженйях (ffm=±20 эрстед).
Фиг. 579. Петли гистерезиса железа при
различных натяжениях (Ят=±10 эрстед).
и никеля. При двукратном наложении и снятии натяжения, величина которого
значительно меньше предела упругости, площадь петель гистерезиса сокра-
щается до 5—30% площади петли, полученной для ненагруженного образца.
Керстен [530] получил петли гистерезиса проволок, которые были сильно
изогнуты и затем выпрямлены путем помещения в капилляр. После такой
Фиг. 580. Петли гистерезиса 68-пермал-
лоя при различных натяжениях.
Максимальная напряженность поля 5 эрстед.
Фиг. 581. Петли гистерезиса отожженно-
го, а затем медленно охлажденного 68-пер-
маллоя.
/—натяжение кг[ммЪ было дважды прило-
жено и снято при постоянной напряженности
поля; 2—в отсутствие натяжения.
ею-
-61----1----1-1----1-------1---1-1-----1--
-10 -8 -6 -4 -2 О 2 4 6 8 10
Н, эрстед
Фиг. 582; Петли гистерезиса никеля.
/—в отсутствие натяжения; 2—натяжение
а=2,3 кг/мм* дважды приложено и снято при по-
стоянной напряженности поля.
486
ГЛАВА XIII
операции часть образца оказывается под действием упругого растяжения,
а часть—под действием упругбго сжатия, причем величина напряжений превы-
шает предел упругости. В отдельных опытах проволоки диаметром 0,5 мм изги-
бались так, что радиус кривизны достигал значения 70—100 мм. Петли гисте-
Ф и г. 583. Петли гистерезиса никелевых
проволок диаметром 0,5 мм, изогнутых
до различного радиуса кривизны R и вы-
прямленных во время измерения.
резиса, полученные после помещения
этих проволок в капилляры, показа-
ны на фиг. 583. В этом случае ин-
дукция изменяется скачками в об-
ласти, где она равна примерно по-
ловине индукции насыщения, после
чего приближение к насыщению ста-
новится постепенным.
Большое разнообразие форм пе-
тель гистерезиса, полученных на де-
формированных подобным образом
образцах из разных материалов, было
описано ранее Форрером [278]. На
некоторых из них заметны два боль-
ших скачка индукции с каждой сто-
роны, как, например, на петле, пока-
занной на фиг. 584. Керстен дал каче-
ственное объяснение появления таких
скачков на петле гистерезиса. На
фиг. 585, а изображена проволока,
согнутая так, что напряжение ни
в какой точке не превосходит предела
упругости. Наклонная прямая пока-
зывает распределение растягивающих
и сжимающих усилий по диаметру проволоки. Если сгиб проволоки имеет
меньший радиус кривизны, как показано на фиг. 585, б, напряжения в об-
ласти наружной поверхности проволоки
Фиг. 584. Петля гистерезиса никеля после
пластической и упругой деформации (по дан-
ным Форрера).
по величине оказываются достаточ-
ными, чтобы вызвать пластическую
деформацию. Распределение напря-
жений по диаметру в этом случае
имеет вид, показанный кривой ли-
нией. Если проволоку разгрузить,
то остаточные напряжения пере-
распределятся так, как показано
на фиг. 585, в. Если же проволока
распрямляется в капилляре, то
распределение напряжений, поя-
вившихся при сгибании проволоки,
становится таким, как показано
на фиг. 585, г или д в зависимости
от величины пластической дефор-
мации. В случае, показанном на
фиг. 585, г, имеются две области
неодинакового сжатия и две обла-
сти неодинакового растяжения;
петля гистерезиса для образца,
находящегося в таком состоянии,
будет состоять из участков, подобных участкам петель гистерезиса для
никеля, находящегося в аналогичных состояниях. Поскольку сжатый ни-
кель, подобно растянутому 68-пермаллою, имеет петлю с вертикальными
сторонами, ширина которой зависит от величины напряжения, сложная петля
будет иметь по два вертикальных участка с каждой стороны петли (см. фиг. 584).
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ и МАГНИТОСТРИКЦИЯ
487
(13.1)
Эта и другие более сложные петли, полученные с помощью различных комби-
наций изгибов, растяжений и скручивания, были иссдедованы для никеля
[278], пермаллоя и железо-никелевого сплава, содержащего 8% Ni [417, 608].
Доменная теория влияния напряжений. Магнитные материалы при намаг-
ничивании изменяют форму (магнитострикция), по-
этому их намагниченность должна изменяться под
действием механических напряжений. При малых
и обратимых изменениях величины индукции В под
действием напряжения а и длины образца I под дей-
ствием намагничивающего поля Н между ними суще-
ствует известное термодинамическое соотношение
_1_ dZ 1 дВ
I dH 4тс дз
Это соотношение выводится в гл. XV. Оно показы-
вает, что с увеличением натяжения намагниченность
ферромагнетика будет возрастать, если он обладает
положительной магнитострикцией, непрерывно воз-
растающей с полем, и что намагниченность будет
уменьшаться, если величина AZ/Z с возрастанием
поля убывает.
Зависимость намагниченности от величины при-
ложенного напряжения можно также получить, рас-
сматривая энергию магнитоупругой деформации как
функцию от угла, определяющего направление век-
тора спонтанной намагниченности Ц домена. Как
уже отмечалось в гл. XI и будет строго показано
в гл. XVIII, плотность магнитоупругой энергии
упруго деформированного ферромагнетика равна
= у М sin2 6,
где Х8—магнитострикция насыщения, 0—угол между
вектором намагниченности насыщения Ц и осью на-
пряжения а. Из этого выражения видно, что если Х8
и о положительны, как в случае растяжения железа,
то энергия имеет минимум при 6=0 и что, следователь-
но, домены устойчивы, когда вектор Ц параллелен а.
Вследствие этого намагниченность I такого материала
в общем случае возрастает при растяжении. Если
произведение ksa отрицательно, как у никеля при
растяжении, то домены будут повернуты так, что-
бы вектор /8 был перпендикулярен к оси растяжения, и,
следовательно, намагниченность будет уменьшаться
д
Фиг. 585. Распределе-
ние усилий в проволоке
(к объяснению петель
гистерезиса, полученных
Форрером).
а—напряжение не превышает
предела упругости; б—на-
пряжение превышает предел
упругости; в—напряжение,
остающееся после снятия
усилия, приложенного в слу-
чае б; а—напряжение, оста-
ющееся после выпрямления
проволоки, деформирован-
ной, как в случае б; д—на-
пряжение, остающееся после
при растяжении.
Диаграммы энергии, показывающие устойчивые
выпрямления проволоки,изо-
гнутой до меньшего радиуса
кривизны, чем в случае б.
ориентации доменов, уже приводились на фиг. 462.
Диаграммы, иллюстрирующие влияние растяжения и сжатия на различные
материалы, приведены на фиг. 586 и не требуют пояснений. Такие диа-
граммы в значительной степени облегчают описание доме’нной структуры
ферромагнитных материалов и позволяют заранее предугадать изменение их
магнитных свойств при воздействии различных факторов.
Применение доменной теории к вопросу, связанному с влиянием напряже-
ний, впервые было сделано Беккером и Керстеном [448] в 1930 г. На образец
из никеля было наложено натяжение, и была получена кривая зависимости
В от Н при Н, параллельном а. Как уже было показано на фиг. 564, с ростом
488
ГЛАВА XIII
натяжения проницаемость никеля уменьшается, а начальный участок
кривой становится линейным. При достаточно большом растяжении (боль-
шом по сравнению с внутренними напряжениями) можно рассчитать
ход начальной части кривой зависимости В от Н. Следуя Беккеру и Керстену,
©Н>0
(Н+0)
I Малые
(Т>и {значения
> < п Г нинель при
J растяжении
СГ~О
(Т>0 {Пермаллой при
Л > О ) растяжении
О'< О \Никель при
Л<(9 J сжатии
О>0 \Никель при
Д < О ) растяжении
О'< О \ Пермаллой при
(сжатии
Большие
О^и \ значения /л.,
Л >6? | пермаллой при
J растяжении
Насыщение
Фиг. 586. Влияние упругих напряжений на доменную
структуру материалов с положительной и отрицательной
магнитострикцией.
напишем выражения для магнитоупругой энергии и потенциальной энергии
ферромагнетика в магнитном поле:
Е, = Xs с sin2 6,
Ен= —HIS cos 9.
Сумма этих энергий имеет минимум, когда
^(6+ВД-О.
(13.2)
Поскольку / = 7scos6, находим
/ _ /!
Н ~3(-ks)a ’
или
1 _
1 3( —Xs)a •
(13.3)
(13.4)
Значения р0, использованные при построении нижней кривой на фиг. 569,
были определены по наклону кривой намагничивания в слабых полях [530].
Подставляя в формулу (13.4) известные для никеля, значения Is и X,
и выражая <з в кг/мм\ получаем
О
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
489
Согласие между теорией и опытом было важным доказательством правиль-
ности доменной теории.
Полученное соотношение между р0, ks и
на никеле Шарфф [829] для различных натяжений и
зависимость отношения 4к/1/3(р.о —1)а от Х3‘
и получила прямую (воспроизведенную на
фиг. 587) с тангенсом угла наклона, близким
к единице. Экспериментальные значения для X,
были взяты из работы Нагаока и Хонда [52].
Более поздние данные Доринга [853] показы-
вают, что при изменении температуры остает-
ся пропорциональным II. Тогда, поскольку
Л/Х, = const, при любых температурах должно
выполняться соотношение
а впоследствии проверила
температур. Она построила
Фиг. 587. Соотношение меж-
ду величиной 4ic/|/3(i>0—l)e и
магнитострикцией Xs.
температурой. Ни теория,
Шарфф, однако, нашла, что (р0 — 1)о изменяет-
ся с температурой примерно в 3 раза. Недавно
Доринг [1491] показал, что, вообще говоря,
следует ожидать изменения величины (р.о -1)а с
Фиг. 588. Изменение индукции 45-пермаллоя,
вызванное упругим растяжением или сжатием,
/—лента размером 3,2Х0»°15 мм; 2—стержень диаметром
6,3 мм.
Поляризующее поле Яо=5,6 эрстед.
ни опыт не являются окончательными: с одной стороны, нельзя с уверен-
ностью сказать, что теория применима при температурах в области точки
Кюри, с другой, измерения
Ро, о и ks производились на
различных образцах, поэтому
результаты трудно сравни-
вать между собой.
Влияние очень малых на-
пряжений. Если на образец из
магнитного материала, нахо-
дящийся в постоянном маг-
нитном поле (называемом по-
ляризующим), действуют ма-
лые напряжения, которые то
накладываются, то снимаются,
то в нем возникают измене-
ния индукции Ва, пропорцио-
нальные <з. Как видно из
фиг. 588, кривая зависимо-
сти Вя от а проходит через
начало координат без измене-
ния наклона. По мере уве-
личения а кривая прибли-
жается к некоторому пре-
дельному значению В3. При-
веденная кривая относится к
45-пермаллою, на который
было наложено постоянное
поляризующее поле Но =
— 5,6 эрстед. Зависимость В„
от 0 можно построить, откла-
дывая по оси ординат отношение BG/a, как это сделано на фиг. 589
для 68-пермаллоя. При малом значении поляризующего поля кривые фиг. 589
поднимаются от конечной ординаты при о=0, достигают максимального
значения, а затем асимптотически спадают до нуля. Когда HQ соответ-
490
ГЛАВА XIII
ствует точке на кривой намагничивания, лежащей выше ее загиба,
кривая Ва/а монотонно спадает от значения этого отношения при а = 0.
Гистерезис особенно заметно выражен в слабых полях.
Фиг. 589. Изменение индукции 68-пер-
маллоя, отнесенное к величине напряже-
ния, при различных напряжениях.
Данные использовались для определения А.
Ф’ и г. 590. Зависимость величины Л от
напряженности поляризующего поля Н
для 45-пермаллоя; для сравнения приве-
дена кривая B/Bs.
Во,гаусс
Фиг. 591. Зависимость величи-
ны Л и обратимой проницаемости
Рг от индукции, соответствующей
поляризующему полю.
Фиг. 592. Гистерезис Л у 45-пермал-
лоя.
Весьма важной характеристикой, используемой в практике при
конструировании магнитных микрофонов, является изменение индукции
в зависимости от натяжения при очень малых натяжениях. При этом
вводится величина Л = (Ва/а)а==0- Зависимость Л от напряженности по-
ляризующего поля для 45-пермаллоя представлена сплошной кривой
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
491
на фиг. 590 [1421]. Кривая быстро поднимается до максимума, который
имеет место при напряженности поля, немного превышающей значение,
соответствующее максимальной проницаемости, а затем падает до нуля.
Из кривой зависимости Л от индукции Во, соответствующей поляризу-
ющему полю HQ (фиг. 591), видно, что максимальное значение величины Л
имеет место при индукции Во, несколько большей, чем половина индукции
насыщения Bs. На этой же фигуре приведена зависимость обратимой про-
ницаемости от Ве. Гистерезис Л показан на фиг. 592; значение Яо, соот-
ветствующее Л = 0, несколько меньше
коэрцитивной силы, как это видно из
сравнения с кривыми фиг. 578 и 580.
Максимальное значение Л при из-
менении поля HQ или индукции Во,
обозначаемое через Аш, было опреде-
лено [1421] для десяти железо-никелевых
сплавов с различным содержанием ни-
келя. Результаты приведены на фиг. 593.
Фиг. 593. [Величина Aw (мак-
симальное значение А на кривой
зависимости А от Яо) Для же-
лезо-никелевых сплавов.
[ЮО]
а
Фиг. 594. Схема, иллюстрирующая
направление различных векторов,
используемых при расчете влияния
малых упругих напряжений на на-
магниченность.
Пересечение кривой с осью абсцисс в области 81% Ni, очевидно, связано
с исчезновением магнитострикции у этого сплава. Максимум в области 60% Ni,
повидимому, связан с малой магнитной анизотропией сплавов такого
состава. Минимум в области 90% Ni обусловлен определенным соотноше-
нием между изменением намагниченности насыщения, изменением магнито-
стрикции и изменением анизотропии в зависимости от состава сплава.
Бозорт и Вильямс [1421], используя доменную теорию, получили зави-
симость Л от BQ для данного материала и зависимость Ат от содержания
никеля в железо-никелевых сплавах. Пусть, как это показано на фиг. 594,
вектор намагниченности Is домена составляет угол 0 с осью образца,
вдоль которой направлены Нис. Подобная ориентация вектора намагни-
ченности получилась после наложения поля /70, которое повернуло этот
вектор на угол ср из его начального положения, параллельного направле-
нию легкого намагничивания (т. е. [100]) в монокристалле, часть кото-
рого занимает домен. Значение Но при с = 0 можно вычислить, используя
известные выражения для энергии магнитной анизотропии кристалла Ek
и магнитной энергии образца во внешнем магнитном поле, применяя методы,
уже описанные в гл. XII. Если векторы Н и Ц лежат ^.плоскости куба (100),
энергия анизотропии ферромагнитного кристалла представляется в виде
^ = 4^(1-005^)
(X — константа анизотропии), а энергия образца в магнитном поле
Ен = - HI cos 9.
492
ГЛАВА XIII
Когда эти энергии складываются, сумма их имеет минимальное значение
при H = HQ и / = /0, определяемых соответственно из выражений
тг _ 2rcJCsin4«p
0 В8 sin 0 ’
Io = Is cos 9.
Чтобы найти влияние малых напряжений на ориентацию вектора намаг-
ниченности доменов, наряду с Ek и Ен следует принять во внимание маг-
нитоупругую энергию
Ея— — yX3a'cos26.
Эта последняя часть энергии пропорциональна величине напряжения и маг-
нитострикции насыщения Х3. Полная энергия представляется тогда в виде
суммы:
Е = Ек -|- Ен + EQ*
Для определения ориентации вектора 1а в состоянии равновесия следует
положить
^ = 0.
Это дает
если 4к/ заменить на В. Здесь f — численный множитель, зависящий от
начальной ориентации кристаллитов и изменяющийся в пределах от 1 37
до 1,60. Подставляя значение f «s 1,5, найдем
д n p^Xs-Bs Во f । В$
К вЛ В1>'
Если К. выразить в эрг/см3, В —в гауссах, то Л будет выражаться в
гаусс-см2,/дина. Если а выразить в кг/мм3, то значение Л будет ’примерно
в 108 раз больше. Для данного материала Л проходит через максимум,
когда индукция имеет величину, несколько превышающую половину ин-
дукции насыщения, а именно при В, равном (]/3/3)Bs = 0,58B3. Макси-
мальное значение А равно
Лп= 0,77 X. -%-.
Для 45-пермаллоя значения постоянных В3= 15000 гаусс иХ3 = 25-10~в
определены с достаточной точностью, а значение константы К = 15 000 эрг/см3
известно приближенно. Используя эти значения в предыдущих выраже-
ниях, можно вычислить (dB/d<3)<,=Q при разных значениях индукции Во.
На. фиг. 595 представлена кривая, построенная по полученным таким об-
разом значениям, причем для сравнения показана также кривая, построен-
ная по экспериментальным данным. Согласие между вычисленными и экспе-
риментальными значениями можно признать удовлетворительным;
Допущение, сделанное при выводе формулы (13.5) для Л, состоящее
в том, что намагничивание осуществляется только за счет процесса враще-
ния, при малых индукциях является неверным. Тем не менее и при низких
индукциях значения Л могут быть приближенно вычислены с помощью
формулы (13.5).
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
493
Из формулы (13.5) видно, что наилучшим материалом с точки зрения
максимальной чувствительности индукции к напряжениям будет такой,
у которого Х3 и В6 велики, а К мало.
Если для данного материала величина К слишком мала или если ма-
териал наклепан так, что внутренние напряжения велики, ход процес-
са намагничивания будет определяться не константой анизотропии /С, а
произведением магнитострикции насыщения на величину внутреннего напря-
жения ksa4. Вообще говоря, фактором, определяющим процесс, является
или Л или в зависимости от того, какая из этих величин
больше.
Фиг. 595. Сравнение экспериментальной (?) и вычислен-
ной (2) кривых зависимости Л от величины индукции Во,
соответствующей заданной напряженности поляризующего
поля (45-пермаллой).
На фиг. 596 представлена зависимость величины Лт = 0,77- \QP\BJK.
рассчитанной по значениям постоянных k3, В3 и К, от содержания никеля
для железо-никелевых сплавов. Сравнение этой кривой с кривой на фиг. 593,
построенной по экспериментальным данным, показывает достаточно удовле-
творительное количественное совпадение между ними. Теоретические зна-
чения Лт при К = 0 обращаются в бесконечность, поэтому на фиг. 596 кри-
вая в области 55 — 70% Ni проведена произвольно.
В этой области слишком простые допущения теории непригодны: как
бы хорошо ни был отожжен образец, значение Л определяется величиной
внутренних напряжений о{, а не константой магнитной анизотропии К. Если
допустить, что внутренние деформации aJE (Е—модуль упругости) равны
магнитострикционным деформациям X,, то можно вычислить максималь-
ное значение величины Л.т для очень хорошо отожженного 65-пермаллоя.
Это значение примерно в 6 раз больше наблюдаемого. Влияние натяжения
на смещение границ в слабых полях, где применим закон Релея, рассмат-
ривалось Брауном [1598], который получил выражение, хорошо согласую-
щееся с опытом.
Внутренние напряжения. Если металл растягивается далеко за преде-
лом упругости,-то его структура и свойства заметно изменяются; измене-
ния происходят как в механических (твердость), так и в магнитных свой-
ствах (проницаемость, коэрцитивная сила). На фиг. 597 и 598 показано
изменение магнитных свойств железа и 4-79-молибденового пермаллоя
после ковки.
494
ГЛАВА ХШ
Ф и г. 596. Максимальное значение
Ат при малых напряженностях, вы-
численное по известным значениям
Xs, Bs и К для железо-никелевых
сплавов различного состава.
Ход кривой соответствует ходу экспери-
ментальной кривой, представленной на
фиг. 593.
Описанные свойства связаны с "флуктуациями положений атомов в про-
странстве и отклонениями межатомных расстояний в реальной решетке от их
значений для идеальной решетки. Наиболее прямыми методами исследования
внутренних напряжений являются методы рентгеноструктурного анализа.
Среднеквадратичные значения смещений
атомов в кристаллической решетке могут
быть определены по ширине линий рентге-
новских спектров. В качестве примера на
фиг. 599 показаны определенные таким
способом Гавортом [948] величины дефор-
маций решетки 70-пермаллоя после холод-
ной обработки и отжига при различных
температурах.
В настоящее время еще нет строго
обоснованных представлений о геометри-
ческой картине внутренних напряжений.
В наиболее обоснованной теории, разви-
той Тейлором [754], Орованом [738] и
Полани [740] рассматривается образование
и движение дислокаций. Некоторые воз-
можные виды дислокаций показаны на
фиг. 600 и 601.
Вследствие отдельных случайностей
роста кристалла, а также вследствие его
деформации или присутствия атомов при-
месей в решетке металла, которая при дру-
гих обстоятельствах была бы правильной,
появляется избыток или недостаток атомов. Нафиг. 600,6 изображено попереч-
ное сечение кристалла, в котором возникла дислокация. При этом некоторые
атомы сближаются, другие удаляются друг от друга. На фиг. 600, в и г, пока-
зано движение дислокации. Дислокации могут двигаться под действием меха-
400г
350-
300-
250-
200 -
150 -
100 -
io -
о -
Фиг. 597. Магнитные свойства железа после ковки.
По оси абсцисс отложено относительное уменьшение площади в про-
центах.
нических сил или разности температур. Достигнув поверхности, они могут
исчезнуть; то же произойдет, когда две дислокации противоположного вида
нейтрализуют друг друга. В структуре, изображенной на фиг. 601, это мо-
жет случиться, например, если две атомные плоскости А будут двигаться
навстречу друг другу и заполнят пустое место в центре диаграммы.
Фиг. 598.М агнитные свойства 4-79-молибдено-
вого пермаллоя после ковки.
По оси абсцисс ложено относительное уменьшение пло-
ад в пр центах.
Температура отжига, °C
Фиг. 599. Изменение среднеквадратичного зна-
чения ширины линии рентгеновского спектра,
вызываемое отжигом после холодной обработки
для 70-пермаллоя.
Фиг. 601. Двойная дислокация А—А
496
ГЛАВА XIII
При исследовании связи ферромагнитных свойств с внутренними напря-
жениями в материале модель дислокаций использовалась только Брауном
[1250]. В большинстве работ по ферромагнетизму ограничиваются лишь допу-
щением, что направления и величины напряжений имеют различные значения
в различных местах материала. Направление напряжений в какой-либо малой
области определяет направление легкого намагничивания, если допустить,
что влияние кристаллографической анизотропии не превосходит влияния вну-
тренних напряжений. Величина внутренних напряжений определяет напря-
женность магнитного поля, необходимого для того, чтобы изменить направле-
ние намагниченности (в этой области). Керстен [527, 598, 663] вывел несколько
соотношений, связывающих величину внутренних напряжений с магнитными
величинами, такими, как начальная про-
ницаемость, обратимая проницаемость
в состоянии остаточной намагниченно-
сти, изменение остаточной намагничен-
ности с растяжением и площадь Hdl
между нисходящей ветвью петли гисте-
резиса и прямой /=/8. Выведем эти со-
отношения, следуя Керстену, и сравним
их с экспериментальными данными. Во
всех рассматриваемых здесь случаях
допускается, что внутренние напряже-
ния велики и что намагничивание про-
исходит полностью за счет процесса
вращения. Внутренние напряжения свя-
заны с коэрцитивной силой и измене-
нием модуля упругости при намагничи-
вании, как это будет рассмотрено ниже
и в гл. XVIII.
Пусть 0О—угол между вектором на-
пряженности поля Н и направлением
Фиг. 602. Схема, иллюстрирующая
направление различных векторов, ис-
пользуемых при расчете влияния внеш-
него напряжения о на магнитные свойства
материала с внутренними напряже-
ниями О[.
внутреннего напряжения в каком-либо домене, а 6—угол, на который поле Н
поворачивает вектор Is из его устойчивого положения, параллельного
(фиг. 602). Плотность магнитоупругой энергии
Е,—V; sin2 6,
где ks — магнитострикция насыщения. Энергия образца в магнитном поле
£h=-#?scos(0o--0).
При данной напряженности поля И равновесию соответствует такое поло-
жение вектора 7S, при котором сумма этих энергий минимальна, т. е.
d(Ea^EH)
dO ~U’
или
3ksai sin 6 cos 01= HIS sin (0O — 0). (13.6)
При малом H угол 0 также мал и предыдущее соотношение сводится к
следующему:
g HIS sin 0Q
Компонента намагниченности, параллельная 7/,
I = /8cos(0o —0),
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
497
начальная восприимчивость
_pi0—1 _ di _dl d0 _/isin20
Xo~ 4л ~dH dbdH 3Xsai ’
Если внутренние напряжения ориентированы беспорядочно, то восприимчи-
вость материала получается путем усреднения значения sin20 для всех зна-
чений угла 6 между 0 и 180°. Тогда
Значения рассчитанные по этой формуле, можно сравнить со значениями,
полученными другими способами, либо с использованием формул для других
магнитных величин, в которые входит либо непосредственно путем измере-
ния ширины рентгеновских линий. При этом обнаруживается хорошее совпа-
дение между результатами, полученными с использованием формул для раз-
личных магнитных величин, и удовлетворительное совпадение между резуль-
татами, полученными магнитным и рентгеновским методами. В последнем слу-
чае хорошее совпадение и не должно ожидаться, потому что использовавшиеся
величины различным образом зависят от распределения напряжений. Значения
а., рассчитанные по ^0, можно сравнить со значениями а., рассчитанными по
рентгенографическим измерениям Гаворта [948] для холодно-обработанного
70-пермаллоя. Полученная из этих измерений среднеквадратичная величина
относительных смещений атомов в кристаллической решетке равна
3-10~3. При умножении на модуль упругости, равный 1,8-1012 дина!см2, это
дает ai=5*109 дина!см2, Подставляя полученное значение в формулу
Керстена вместе с соответствующими значениями Is и ks, найдем, что
ji0=68. Эта величина близка к значению 54, измеренному на различных образ-
цах почти одинакового состава [1304].
Другой магнитный метод оценки величины внутренних напряжений
основан на учете изменения остаточной намагниченности с растяжением
при очень малых растяжениях. Рассмотрим вращение вектора намагничен-
ности под действием внешнего напряжения а (см. фиг. 602). Кроме магни-
тоупругой энергии, связанной с
= sin2 9,
теперь следует учесть магнитоупругую энергию, связанную с внешним на-
пряжением а:
| ksa sin2 (90- 9).
Минимум суммы этих энергий при малом 9 получится, если
9 = — sin90 cos9o.
Остаточная намагниченность равна
/r = /scos(90 —9),
а изменение ее при действии a
4^- = — sin2 90 cos 90.
di и и
При беспорядочном распределении внутренних напряжений среднее значе-
ние тригонометрического множителя равно 1/4, поэтому для всего материа-
ла в целом имеем
_ Л
X. di J a=o 4ц
32 р. Бозорт
498
ГЛАВА XIII
Керстен [663] сравнил значения вычисленные по величине dlr/da с по-
мощью приведенной выше формулы и вычисленные по экспериментальным
значениям рь0. Как видно из фиг. 603, вычисленные таким образом значе-
ния хорошо совпадают между собой. Следует иметь в виду, что откло-
нения в распределении напряжений от чисто случайного будет влиять на
рассматриваемые величины различным образом. Ферстер и Штамбке [1263}
сравнили величины |х0 и (dir/d<3)Q, измеренные на одном и том же образ-
це, и нашли, что их отношение, в согласии л с теорией, сохраняет постоян-
ное значение, когда изменяется примерно в 5 раз.
Фиг. 603. Внутренние напряжения а,
в материале, пластически деформирован-
ном воздействием внешнего напряжения а0»
/—определенные по величине начальной про-
ницаемости образца; 2—определенные по из-
менению остаточной намагниченности.
Фиг. 604.
К оценке внутренних напряжений.
Обратимая проницаемость при остаточном намагничивании тесно
связана с начальной проницаемостью. Если внутренние напряжения вели-
ки, единственным различием между состояниями, когда / = 0 и когда
1 = 1Г, является то, что угол между Is и Н в первом состоянии может
измениться от 0 до 180°, а во втором —от 0 до 90°. Поскольку sin29„
имеет одно и то же значение в обоих случаях, должно иметь место ра-
венство |\=р-0- Как показали Даль и др. [638], это равенство действи-
тельно имеет место для холоднообработанных материалов.
Оценка может быть сделана также по величине заштрихованной
площади на фиг. 604. При насыщении векторы Ц параллельны Н во всех
доменах и магнитоупругая энергия равна
£ai=-|MiSin2 9.
Для материала с беспорядочно распределенными направлениями напряже-
ний sin2 6 = и
О
При уменьшении Н до нуля, 0 и £0{ также стремятся к нулю и для ма-
териала в целом / = /г. Уменьшение энергии представляется тогда заштри-
хованной площадью на фиг. 604 и равно
lr
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
499
Таким образом,
Е
0=^=1^ Hdl. (13.8)
* A-s Л-s J
zr
Керстен [598] сравнил величины внутренних напряжений, рассчитанных
этим методом и методом, описанным ранее, в котором определяется
по экспериментальным значениям fi0. Для холоднообработанного никеля
Фиг. 605. Сравнение теоретически рассчитанного верхнего предела
величин начальной проницаемости (?) с максимальными эксперимен-
тальными значениями (2).
эти величины составляют соответственно 6-108 и 7-Ю8 дина]см2. Провер-
ка предположения о беспорядочном распределении осей внутренних напря-
жений может быть выполнена путем сравнения отношения Ir/I8 с теоре-
тическим значением cos60 = 1/2-
Тиссен [1239] сопоставлял изменение электросопротивления при ра-
стяжении (см. гл. XVI) со средней величиной внутренних напряжений
в сильно деформированном никеле и сравнивал полученные таким обра-
зом значения с соответствующими значениями, вычисленными по началь-
ной проницаемости и изменению остаточной намагниченности при растя-
жении. Он показал, что результаты, полученные различными методами,
хорошо согласуются между собой.
Если внутренние напряжения не настолько велики, как предполага-
лось выше, и направления легкого намагничивания определяются естест-
венной анизотропией кристалла, расчеты величины этих напряжений ста-
новятся все более трудными и ненадежными. Такой случай рассматривал-
ся Беккером и Дорингом [1099]. Как указал Керстен [527], даже в тща-
тельно отожженном материале будут существовать напряжения, обуслов-
32*
500
ГЛАВА ХШ
(13.9)
ленные магнитострикционным изменением формы, которое имеет место при
охлаждении материала ниже точки Кюри. Величина напряжений прини-
мается равной csi — 'kaE, где Е — модуль упругости. Для таких материа-
лов можно определить из соотношения, подобного формуле (13.7), в ко-
торой с- должно быть заменено на \SE:
1 _
Ио ~ 9X.U *
Согласно Керстену, эта формула дает теоретический верхний предел для
(х0. Теоретические значения р.о для гранецентрированных железо-никеле-
вых сплавов, рассчитанные с помощью формулы (13.9) по известным зна-
чениям /s, ks и Е, представлены на фиг. 605 пунктирной линией [761].
Их можно сравнить с наиболее высокими значениями р-0, полученными
у этих сплавов экспериментальным путем.
МАГНИТОСТРИКЦИЯ
В тесной связи с изменением намагниченности, вызываемым механиче-
скими напряжениями, находится магнитострикция (эффект Джоу ля)—относи-
тельное изменение длины ферромагнитного тела (порядка нескольких миллион-
ных) при намагничивании. Обычно термин «магнитострикция» используется
для обозначения именно этого эффекта, хотя, вообще говоря, он относится
к любому изменению размеров, вызываемых намагничиванием. Наиболее важ-
ными видами магнитострикции являются: продольная магнитострикция
(эффект Джоуля), поперечная магнитострикция (изменение размеров образца
в направлениях, нормальных к направлению поля) и объемная магнитострик-
ция. Эффект Видеманна представляет собой закручивание стержня, по которому
течет ток, при намагничивании; этот эффект можно рассматривать как эффект
Джоуля, принимая во внимание поле, создаваемое током в проводе. Экспери-
ментальные данные имеются в обзоре Ауверса [842].
До недавнего времени магнитострикция имела в основном теоретический
интерес и лишь ограниченное техническое применение. Было известно несколь-
ко практических применений явления магнитострикции в высокочастотных
и ультразвуковых генераторах [4181. Например, в эхолоте [838] один магнито-
стрикционный преобразователь работает как излучатель ультразвука; другой
преобразователь действует как микрофон для приема отраженных звуковых
волн. Во время второй мировой войны явление магнитострикции широко
использовалось для целей подводной локации.
Значение магнитострикции в теории процессов намагничивания отмеча-
лось в работах Мак-Кихана [285, 286], Акулова [332, 631], Беккера с сотруд-
никами [1099].
Экспериментальные методы. Большинство старых методов измерения маг-
нитострикции основывалось на использовании механических и оптических
рычагов. Схема установки подобного типа показана на фиг. 606 [327]. Измене-
ние длины образца вызывает движение полоски или нитки и вращение свя-
занного с ними ролика, на котором укреплено зеркальце. Вращение зеркальца
наблюдается с помощью оптической трубы или «зайчика» на шкале. Если обра-
зец опирается непосредственно на ролик, то может быть обнаружено относи-
тельное растяжение или сжатие на величину, которая составляет одну
миллионную часть длины образца.
В 1920 г. Виддингтон [195] сконструировал свой «ультрамикрометр»,
в котором измеряемое смещение передается одной из'пластин конденсатора,
входящего в состав контура высокочастотного генератора. Изменение частоты,
вызванное изменением емкости контура, определяется по частоте биений, кото-
рые получаются при сложении сигнала данного генератора с сигналом второго
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
501
генератора, частота которого постоянна. Таким образом были определены
смещения порядка 10"8 см. В несколько иной установке [791] излучение пер-
вого генератора обнаруживается волномером, который слегка расстроен, так
что его показания чувствительны к изменениям частоты. Рабочая точка рас-
положена вблизи той области резонансной кривой, где она имеет наибольшую
Фиг. 606. Схема установки для
измерения магнитострикции.
/—латунный стержень; 2—намагничи-
вающая катушка; 3—образец; 4—рычаг;
5—нить и блок; 6—зеркальце.
При изменении длины образца происхо-
дит перемещение рычага, с которым
связана нить, вращающая ось с зер-
кальцем.
крутизну. Изменения напряжения на выходе
волномера отсчитываются с помощью гальва-
нометра. Дальнейшее улучшение было по-
лучено в результате применения в схеме
волномера кварцевого генератора, резонанс-
ная кривая которого острее и чувствитель-
ность, следовательно, больше.
Удобным методом измерения изменений
длины является метод проволочных тензо-
метров, в котором измеряется изменение со-
противления проволоки, наклеенной на об-
разец и деформирующейся вместе с этим об-
разцом. Такой проволочный «датчик», сло-
женный «змейкой» из проволоки длиной в
несколько сантиметров, использовался Гольд-
маном [1625] и в схеме моста с фотоэлектри-
ческим гальванометром обеспечивал чувстви-
тельность 2-Ю"8. Способ применения прово-
лочного датчика для измерения магнито-
стрикции показан на фиг. 607.
Фиг. 607. Схема установки для измерения
магнитострикции методом проволочных тен-
зометров.
/—проволочные датчики (два последовательно);
2—ярмо; 3—проволочные датчики (второе плечо
моста); 4—фотоэлектрический гальванометр; 5- бал-
листическая обмотка; 6—образец; 7—к баллистиче-
скому гальванометру.
Несбит и Вильямс [15641 описали метод автоматической записи кривой
зависимости магнитострикции от напряженности поля. Образец жестко соеди-
няется с катушкой, находящейся в сильном радиальном магнитном поле.
Движение катушки приводит к появлению на ее концах э.д.с., которая усили-
вается и записывается. Принципиальная схема установки приведена на
фиг. 608.
Измерение изменений объема, сопровождающих намагничивание (объем-
ной магнитострикции), почти всегда выполняется посредством погружения
образца в жидкость в маленьком закрытом сосуде и наблюдения с помощью
микроскопа подъема уровня жидкости в стеклянном капилляре, впаянном
502
ГЛАВА Х1П
в крышку сосуда. Такая установка была использована в 1900 г. Хонда и Нага-
ока; она схематически показана на фиг. 609 [351]. В установке такого типа,
описанной Масияма [533], одно деление шкалы соответствует изменению
объема на 2-10"8 см3 при объеме образца примерно 1 см3. Улучшение техники
измерений магнитострикции было описано Дорингом [853], Сноеком [986]
Ф и г. 609. Измерение
объемной магнитострик-
ции методом измерения
перемещения мениска
жидкости в капилляре,
/—мениск; 2—микроскоп;
3—капилляр; 4—намагни-
чивающая катушка; 5—об-
разец.
Фиг. 608. Устройство для автоматической записи
магнитострикции (зависимости AZ/Z от Н).
Изменение длины образца вызывает перемещение катушки
в магнитном поле. Возникающая в обмотке катушки э. д. с.
интегрируется и регистрируется.
и Вотье [1741]. Беккер [1099] показал, что при изме-
рении объемной магнитострикции необходимо учиты-
вать форму образца.
Краткий исторический обзор. Измерения Джоуля [1,3], результаты которых
были опубликованы в 1842 и 1847 гг., показали, что железо при намагничива-
нии удлиняется в направлении намагничивающего поля и сокращается в напра-
влениях, ему перпендикулярных. Изменения объема образца при намагничи-
вании Джоуль не обнаружил. В 1882 г. Барретт [11] показал, что никель сокра-
щается при намагничивании как в слабых, так и в сильных полях. Вскоре
после этого Бидуелл [14] нашел, что железо начинает сокращаться в сильных
полях и, в конце концов, становится короче, чем в ненамагниченном состоя-
нии. Барретт [И] впервые наблюдал изменение объема образца при намагни-
чивании. Примерно в это же время Видеманн [6] обнаружил закручивание про-
волоки, подвергнутой одновременному действию аксиального поля и кругового
поля тока, текущего по проволоке, и положил тем самым начало измерениям
этого и связанных с ним эффектов. Бидуелл [22] показал, что натяжение
уменьшает удлинение железа в магнитном поле и что при достаточно большом
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
503
натяжении удлинение сводится к нулю и приводит к сокращению длины
образца в магнитном поле.
В начале настоящего столетия ряд экспериментаторов, включая Нагаока
и Хонда и их учеников, исследовали магнитострикцию железа, кобальта
и никеля при высоких и низких температурах и начали изучать свойства
различных сплавов этих элементов. В 1925 г. Вебстер [271] опубликовал первое
систематическое исследование магнитострикции монокристаллов.
На фиг. 610 и 611 представлены кривые зависимости магнитострикции
ют величины напряженности магнитного поля для четырех магнитных материа-
лов различного рода. Относи-
тельное изменение длины AZ/Z,
обозначенное символом к, изме-
рялось в том же самом направ-
лении, в котором действовало
Фиг. 610. Кривые магнитострикции некоторых ма-
териалов и кривая намагничивания 45-пермаллоя.
J— кривая намагничивания (B/Bs) 45-пермаллоя; 2—магнито-
стрикция 45-пермаллоя; 3—-магнитострикция железа; 4 —
магнитострикция кобальта; 5—магнитострикция никеля.
Фиг. 611. Кривые магнитострик-
ции некоторых материалов в силь-
ных полях.
/—45-пермаллой; 2—железо; 3—ко-
бальт; 4—никель.
поле Н. В слабых полях (фиг. 610) железо и некоторые из железо-никелевых
•сплавов удлиняются, а кобальт и никель укорачиваются. В более сильных
полях (фиг. 611) у железа также начинается сокращение длины, и в полях
с напряженностью от 200 до 500 эрстед оно становится короче, чем перед намаг-
ничиванием. При больших напряженностях поля кривые магнитострикции
идут почти параллельно оси Н. В сильных полях величина магнитострикции
•стремится к предельному значению, на которое накладывается сравнительно
небольшое изменение длины, происходящее вследствие эффекта объемного рас-
ширения: материал расширяется одинаково во всех направлениях (объемная
магнитострикция). Если исключить незначительные изменения размеров
-образца за счет объемной магнитострикции, то оказывается, что изменение
размеров образца в направлениях, перпендикулярных к полю, т. е. попереч-
ная магнитострикция (А///)г=Х( составляет примерно половину продольной
магнитострикции и противоположна ей по знаку: —Х/2.
Зависимость магнитострикции от намагниченности для трех материалов
представлена на фиг. 612; данные подобного рода для кобальта не были полу-
чены.
504
ГЛАВА XIII
Пока намагниченность не достигнет значений, соответствующих наиболее
крутой части кривой намагничивания, изменения длины очень малы. Указан-
ное обстоятельство является следствием того, что наибольшее изменение маг-
Ф и г. 612. Зависимость магнитострикции от
намагниченности.
1—45-пермаллой; 2—железо; <3—-никель.
Пунктиром показаны значения намагниченности при
насыщении.
нитострикции имеет место в обла-
сти процесса вращения, которому
соответствует загиб кривой В(Н);
это видно из сравнения кривой
магнитострикции с кривой зависи-
мости В(Н) на фиг. 610. Магнито-
стрикция в состоянии с остаточной
намагниченностью также очень
мала; это иллюстрируется фиг. 613,
на которой показан гистерезис маг-
нитострикции железа. Когда на-
магниченность приближается к на-
сыщению, магнитострикция также
приближается к своему предель-
ному значению, ks, называемому
магнитострикцией насыщения.
С возрастанием температуры
магнитострикция обычно уменьшает-
ся. Данные Доринга для никеля
(фиг.. 614) приводят к особенно'
простому соотношению: Xs~/1. Со-
ответствующее соотношение для
железа оказывается более слож-
ным.
Механические напряжения мо-
гут вызвать либо увеличение, либо
уменьшение магнитострикции. Ес-
ли Х>0, то растяжение обычно»
уменьшает К, если же Х<0, то растяжение увеличивает абсолютную вели-
чину К. Это легко объяснить с точки зрения теории магнитострикции, к рас-
Фиг. 613. Гистерезис магнитострик-
ции железа.
смотрению которой мы теперь переходим.
Теория магнитострикции. Магнито-
стрикция связана с ориентацией векто-
ров намагниченности доменов. В наи-
более простом случае, когда величина
Фиг. 614. Температурная зависимость
магнитострикции никеля.
ее не зависит от ориентации этих векторов относительно кристаллографических
осей и когда объем тела при намагничивании не меняется, изменение размеров.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
505
одного домена связано с изменением направления его намагниченности следую-
щим образом (см. гл. XVIII):
X1 = lx3(cos29-0. (13.10)
Здесь 0 — угол между направлением намагниченности и направлением^
в котором измеряется Хх. Длина, от которой производится отсчет Хх, вы-
брана таким образом, что при 0 = ОХх совпадает с продольной магнито-
стрикцией насыщения X,, а при 0 = 90° (поперечный эффект) Xt = — Xs/2.
Если в исходном состоянии векторы намагниченности доменов были
ориентированы беспорядочно, то магнитострикцию совокупности доменов.
можно вычислить с помощью
той же формулы, усредняя
значения cos20.
Для размагниченного ма-
териала <COS20>cp. =1/8 и
Х = 0; при наложении сильно-
го поля 0 становится рав-
ным нулю и Х = Х3.
Если первоначальное
распределение векторов на-
магниченности доменов от-
личается от беспорядочного,
то можно пользоваться со-
отношением
({cos’
или
X = 4 Xs «cos2 0)сР. - (cos2 0)о),
(13.11)
причем (cos2©)# относится к
начальному распределению
векторов намагниченности
доменов, a (cos2 0)ср. — к их
распределению в состоянии,
для которого определяется
X. Если векторы намагни-
О
Никель и пермаллой
с большим содержанием
никеля и гексагональ-
ный кобальт
Никель при
растяжении
Пермаллой, терми-
чески обработанный
в поперечном магнит-
ном поле
As>0
Железо и пермаллои
с относительно малым
содержанием никеля
Пермаллой с относи-
тельно малым
содержанием никеля
при растяжении
Пермаллой, терми-
чески обработанный
в продольном магнит-'
ном поле
Фиг. 615. Схема, иллюстрирующая связь между
ориентацией векторов намагниченности доменов и
магнитострикцией для некоторых материалов.
ченности доменов первона-
чально ориентированы так, что 0 = 0 для половины из них и 0=180°
для другой половины, то <cos20)o = (cos20)cp. = O и Х = 0; в сильном поле
0 = 0 и cos2 0 имеет одно и то же, значение для всех доменов, так что
снова Х = 0. Таким образом, К существенно зависит от начального рас-
пределения направлений векторов намагниченности доменов, тогда как Xs
является константой материала. Константу Xs можно определить на лю-
бом образце по измерениям X, если накладывать насыщающее поле сна-
чала параллельно, а затем под углом 90° к направлению, в котором из-
меряется X. Общее изменение длины, вызываемое изменением поля, со-
ставляет в этом случае 3/2 Xs независимо от начального распределения
векторов намагниченности доменов.
Магнитострикция материалов с различным распределением векторов на-
магниченности доменов иллюстрируется диаграммами на фиг. 615. При рас-
506
Г Л А В А ХШ
смотрении магнитострикции домена удобно ввести эллипсоид деформации,
показанный на фиг. 615.
Для материалов, подобных железу, эллипсоид будет вытянут в направле-
нии намагниченности, тогда как для никеля он сплюснут в этом направлении.
При изменении направления вектора намагниченности домена изменяется
длина домена (измеряемая в каком-либо данном направлении); полное измене-
ние длины материала является суммой изменений длин всех доменов. Данное
выше выражение является математическим описанием такого процесса. Более
подробное рассмотрение показывает, что в общем случае «фигура магнито-
стрикции» не является эллипсоидом и что ее форма зависит от ориентации
вектора намагниченности относительно кристаллографических осей. Этот
вопрос будет рассмотрен ниже. Фигура магнитострикции для никеля ближе
к эллипсоиду, чем соответствующая фигура для железа.
Влияние механических напряжений на ориентацию векторов намагничен-
ности доменов. Магнитострикция материала должна зависеть от начального
распределения векторов намагниченности доменов, как показано на фиг. 615.
В качестве примеров эксперимен-
тального подтверждения этого поло-
жения рассмотрим три случая, когда
начальное распределение направле-
ний векторов намагниченности доме-
нов обусловлено: 1) механическими
напряжениями; 2) термической обра-
боткой в магнитном поле и 3) кри-
сталлографической текстурой.
Влияние упругих растяжений и
сжатий на магнитострикцию никеля
изучал Кирхнер 1872]; результаты
его измерений воспроизведены на
фиг. 6161). При растяжении магнито-
стрикция насыщения возрастает до
тех пор, пока она не достигает 3/2
этом случае векторы намагниченно-
•Фиг. 616. Магнитострикция насыщения
никеля при растяжении и сжатии.
При сильном сжатии магнитострикция насыще-
ния равна нулю; при сильном растяжении маг-
нитострикция насыщения в 1,5 раза превышает
ее значение при с=0.
нормальной величины (40-10"®). В
•сти доменов ориентируются под углом 90° к оси образца, параллельной
направлению натяжения и магнитного поля; следовательно, при намагничи-
вании cos20 изменяется от 0 до 1, так что к изменяется от —до ks и магнито-
стрикция AZ/Z равна 3/2 ks (см. фиг. 615, в). Сжатие вдоль оси образца, напро-
тив, ориентирует векторы намагниченности всех доменов параллельно оси,
и, следовательно 0=0 или 180°, так что cos20=l. В процессе намагничивания
образца вектор намагниченности доменов остается неизменным или изменяет
направление на 180°; величина cos20 при этом не изменяется и магнитострик-
ция равна нулю (см.фиг. 615, б).
Растягивающее или сжимающее напряжения, необходимые для того,
чтобы изменить ориентацию векторов намагниченности доменов, должны быть
значительными по сравнению с внутренними силами, поддерживающими опре-
деленное расположение доменов при ненапряженном состоянии материала.
Эти внутренние силы обязаны своим происхождением кристаллографической
анизотропии, причем константа кристаллографической анизотропии К для
никеля равна примерно 5-104 эрг!см3. Поэтому магнитоупругая энергия
должна превосходить энергию анизотропии кристалла:
х) Влияние упругих напряжений на магнитострикцию никеля подробно исследовал
Джиренчин [Sow. Phys., 10, 600 (1936)—Прим. ред.}.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ и МАГНИТОСТРИКЦИЯ
507
Из этого соотношения для никеля получаем <з > 8 • 108 дина[см2 или 8 кг!мм2.
В соответствии, с теорией опыт показывает, что под действием внешних напря-
жений такой величины магнитострикция насыщения никеля изменяется
от значения для ненапряженного образца до значения, соответствующего очень
большому напряжению (см. фиг. 616).
Если внешнее напряжение значительно больше 8 кг!мм2 и практически
векторы намагниченности всех доменов ориентированы под углом 6=90°
к оси образца, то при наложении поля намагничивание происходит только
за счет процесса вращения. Тогда намагниченность
/ = /scosO,
а магнитострикция
следовательно,
На фиг. 617 показано, что при а=10,4 кг!мм2 к уже пропорциональна I2,
однако для напряжений, меньших примерно 5 кг!мм2, связь между X и Р пере-
стает быть линейной.
Ф и’г. 617. Зависимость магнитострикции ни-
келя от квадрата намагниченности при раз-
личных растягивающих напряжениях [872J.
Фиг. 618. Магнитострикция 68-пер-
маллоя после различной термомагнитной
обработки и после отжига.
/—охлаждение в поперечном магнитном поле;
2—медленное охлаждение (без поля); 3—
охлаждение в продольном магнитном поле.
Направление легкого намагничивания 68-пермаллоя, подвергнутого термо-
обработке в магнитном поле, совпадает с направлением поля, которое было
приложено во время обработки. Векторы намагниченности доменов устана-
вливаются параллельно оси образца. Таким образом, в рассматриваемом слу-
чае можно ожидать понижения или исчезновения магнитострикции, измеряемой
в этом направлении (см. фиг. 615, б). Как видно из фиг. 618, такой вывод под-
тверждается экспериментальными данными. Магнитострикция образца, охла-
жденного после отжига в поперечном магнитном поле, значительно выше, чем
магнитострикция образца, отожженного без поля (фиг. 615, в). У образца,
охлажденного в поперечном поле, как и следовало ожидать, имеет место линей-
ная зависимость к от (В—Я)2 (фиг. 619).
508
ГЛАВА XIII
Кристаллографическая текстура, обычно имеющая место в прокатанных
листах, часто приводит к появлению определенного направления легкого,
намагничивания, вдоль которого в ненамагниченном материале ориентируются
векторы намагниченности доменов. Подобная преимущественная ориентация
векторов намагниченности доменов должна, очевидно, влиять на магнито-
стрикцию.
В качестве примера материала с преимущественной ориентацией векторов
намагниченности доменов можно указать на образец из железо-никелевого
сплава, содержащего 30% Fe. Образец представляет собой ленту толщиной
0,05 мм, полученную путем холодной прокатки из ленты толщиной 2,25 мм.
Фиг. 619. Магнитострикция 68-пермаллоя после Фиг. 620. Магнитострикция ко~
термообработки в поперечном магнитном поле. бальт-никелевого сплава (70%iCo)
после отжига (/) и после холод-
ной прокатки (2).
Измерения на анизометре показывают, что в рассматриваемом образце’
направление легкого намагничивания расположено под углом 90° к напра-
влению прокатки. Возможное объяснение этого состоит в том, что в процессе
холодной обработки кристаллографические плоскости (011) располагаются
вдоль плоскости прокатки, а оси [211] и [111]—соответственно параллельно
и перпендикулярно направлению прокатки. Поскольку в кристаллах этого
сплава ось [111] является осью легкого намагничивания (К<0), векторы
намагниченности доменов в размагниченном материале будут ориентированы
в плоскости ленты перпендикулярно к ее длинной стороне и процесс нама-
гничивания в продольном поле будет обусловлен только процессом вращения.
Величина магнитострикции насыщения в этом случае будет составлять 3/2 ее
величины в образцах того же сплава при беспорядочной ориентации векторов
намагниченности доменов. Такой вывод подтверждается ходом кривой Несбита
[1718] (фиг. 620), которая идет горизонтально при к—130-10'®. Это значение к.
следует сравнить со значением 90-10~®, полученным ранее Масияма [602].
Обратимая магнитострикция. Термин «обратимая магнитострикция»
применяется для обозначения периодических изменений длины образца под
действием периодических изменений напряженности поля с очень малой
амплитудой, обычно накладываемого на постоянное поле, называемое
поляризующим. Такие изменения размеров ферромагнетика термодина-
мически связаны с соответствующими изменениями намагниченности под
действием механических напряжений; на практике это явление исполь-
зуется в работе так называемого магнитострикционного преобразователя..
Результатов прямых измерений этих изменений длины в литературе очень
мало: имеются данные только для 45- и 78-пермаллоев и для железа..
Результаты измерений Мак-Кихана и Чиоффи [285] для двух последних
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
509
материалов приводятся на фиг. 621 и иллюстрируют общий характер за-
висимости обратимых изменений длины (1//)(Д//Д//)г от напряженности
постоянного поляризующего поля HQ. С ростом напряженности поляризую-
щего поля кривая поднимается до максимального значения, после чего
асимптотически спадает до нуля. Амплитуда напряженности переменного
поля при этих измерениях была меньше 0,01 эрстед. Кривая зависимости
(1//)(А//АВ)г от внутренней индукции (В—Я)о, соответствующей поляри-
зующему полю отличается от только что описанных кривых тем, что
юна поднимается монотонно от начала координат до своего наибольшего
значения, .которое имеет место при насыщении. Кривая, построенная по
Фиг. 621. Изменение магнитострикции 78-пермаллоя
(/) и железа (2) при малых периодических изменениях
поля (обратимая магнитострикция) при различных
значениях постоянного'поляризующего поля.
более ранним неопубликованным данным Уайта и Сивиана для 45-пермал-
лоя, приведена на фиг. 622 (кривая 5).
При больших индукциях величины (1 /Z) (Д//ЬН)Г и (1//)(Д//ДВ)г при-
ближаются к соответствующим величинам (1/Z) (Д//Д/7) и (1//)(Д//ДВ). На
•фиг. 622 показана кривая, представляющая зависимость (1//)(Д//ДВ) от
•(В — Н) (см. фиг. 612) для образца такого же состава и прошедшего та-
кую же термическую обработку, как и в опытах Уайта и Сивиана. Эта
кривая совпадает с кривой для (1//)(Д//ДВ)г, начиная со значений намаг-
ниченности образца, превышающих 3/4 от намагниченности насыщения. При
более низких индукциях кривые расходятся, что и следовало ожидать,
так как в этой области существенную роль играют эффекты, связанные
-с гистерезисом.
Значения обратимой магнитострикции, получаемые при прямых изме-
рениях, можно сравнить также и с другими величинами. Термодинами-
ческое соотношение между магнитострикцией и упругим напряжением может
быть представлено в виде
1 (А/) _ 1 (ДВ)
I (ЬН)Г~ 4те (Да)г ’
ИЛИ
i (ДО i (ДВ) 19.
I (ДВ)г~4«Иг (Д0)г ’ 1
где р.г — обратимая проницаемость, а Да—небольшие периодические изме-
нения натяжения, вызывающие изменения индукции на ДВ. Кривая 1
на фиг. 622, рассчитанная по данным, приведенным на фиг. 591, пред-
ставляет зависимость правой части соотношения (13.12) от (В — Н)о. Эта
кривая проходит вблизи кривой 3, построенной по результатам эксперимен-
510
ГЛАВА XIII
Фиг. 622. Экспериментальные и вычисленные^кри-
вые зависимости обратимой магнитострикции
(1//)(Д//ДВ)г от В—И.
/—вычислено по (ДВ/Да)/4тср1г для статического режима;
2—вычислено по этой же величине для динамического ре-
жима; 3—экспериментальная кривая; 4—вычислено по за-
• висимости hl fl от В.
тов и представляющей зависимость (1/1)(Д1/&В)Г от (В — Н)о. Приводимые
ниже данные показывают, что значения величин, о которых идет речь,
примерно совпадают. Так, для одного образца железа [285] максимальное
значение (1//)(Д//ДЯ)г оказалось равным 0,6-10"®, тогда как для другого
образца максимальное значение (1/4тс)(ДВ/Дс)г составляет 0,1 • 10"®. Для
78,5-пермаллоя максимальное значение величины -(1//)(Д//^Я)г, соответст-
вующее напряженности поля Яо = О,35 эрстед, равно 5-10"®, а величина
(1/4и)(ДВ/Да)г при той же самой напряженности поля равна 1,4-10"®. Ука-
занные расхождения не яв-
ляются неожиданными, если
принять во внимание значи-
тельные колебания в составе
и термической обработке при-
менявшихся материалов.
Объемная магнитострик-
ция. Изменения объема об-
разца, наблюдаемые при на-
ложении на него магнитно-
го поля, обычно значитель-
но меньше, чем изменения!
длины. Относительное умень-
шение длины никеля состав-
ляет примерно 30-10"® в по-
ле 25 эрстед и достигает
практически своего конеч-
ного значения при поле в-
несколько сот эрстед, тог-
да как изменение объема при
наложении поля 1000 эрстед1
составляет только 0,1-10"®.
Относительное изменение
объема обычно обозначается
через «о. Общий ход кривой
зависимости <о/3 от Н для
железа представлен на фиг.
623. Для сравнения на той
же фигуре представлена
кривая для продольной маг-
нитострикции К. Из сравнения кривых можно видеть, что изменения
длины в сильных полях (выше 4000 эрстед) происходят главным образом
вследствие изменений объема. В слабых полях отрицательная попереч-
ная магнитострикция составляет примерно половину положительной про-
дольной, тогда как в сильных полях магнитострикция положительна и
в продольном и в поперечном направлениях и имеет одинаковую величи-
ну. У некоторых материалов объемная магнитострикция имеет аномально
большие значения. Например, у железо-никелевого сплава, содержащего
36% Ni, относительное увеличение объема в поле 1000 эрстед составляет
15-10"*. Такая высокая величина ш, повидимому, связана с тем, что из-
мерения производились вблизи точки Кюри, которая у этого сплава ле-
жит лишь немного выше комнатной температуры. Кривые для продольной
и объемной магнитострикции этого материала по данным Нагаока и
Хонда [61] приведены на фиг. 624. На фиг. 625 показаны значения ч> при
Н = 1050 эрстед для железо-никелевых сплавов' различного состава по
данным Масияма [533]. Состав, соответствующий максимуму, почти сов-
падает с тем, при котором материал становится немагнитным при комнат-
ной температуре.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
511
Между максимумом на кривой объемной магнитострикции и миниму-
мом на кривой зависимости термического расширения от состава (фиг. 626)*
имеется тесная связь. Доринг [853] вывел термодинамическое соотноше-
ние между коэффициентом термического расширения а/, который должен»
Фиг. 623. Линейная и объемная маг-
Фиг. 625. Объемная магнитострикция раз-
личных железо-никелевых сплавов при Я=
= 1050 эрстед, измеренная (треугольники) и
вычисленная по изменениям намагниченно-
сти при изменении гидростатического давле-
ния (кружки).
нитострикции железа.
Фиг. 624. Кривые линейной и объ-
емной магнитострикции 36-пермал-
лоя.
В области сильных полей линейная маг-
нитострикция в основном определяется
объемной магнитострикцией.
Ф и’г. 626. Коэффициент термического рас-
ширения железо-никелевых сплавов [534].
был бы иметь материал, если бы истинная намагниченность поддержива-
лась постоянной, и коэффициентом ая, который имеет материал при по-
стоянной напряженности поля
«И—-1(ж)гС»)г <‘ЗЛЗ>
Здесь д^)дН представляет изменение объемной магнитострикции, а
(dHldT}i является мерой поля, необходимого, чтобы намагниченность насы-
щения была постоянной, так как она имеет тенденцию уменьшаться при
возрастании температуры (см. фиг. 714). Поскольку (dH/dT)i всегда
положительно, то ан < а/ при положительном d^jdH. В этом случае ая
меньше нормального коэффициента расширения, как это имеет место
у технически важного сплава инвар (36% Ni — Fe) и у других сплавов
этого типа. У некоторых сплавов ан отрицательно, так что при нагревании
материала происходит сокращение его размеров [728, 956].
512
ГЛАВА XIII
У никеля при повышенных температурах д^/дН отрицательно, и поэтому
коэффициент ан аномально велик, как это иллюстрируется данными Виль-
ямса [756] на фиг. 627 и кривыми на фиг. 439. Доринг определил д^/дН
(фиг. 628) в области температур, в которой ан аномально велико, и вы-
числил разность между и а/ с помощью соотношения (13.13), используя
свои данные и значения дН]дТ, полученные Вейссом и Форрером [298].
Пунктирная линия на фиг. 627 показывает, что рассчитанная таким спосо-
бом по значениям ан кривая зависимости сц от температуры является, как
и следовало ожидать, продолжением в сторону низких температур ветви
кривой а(/), лежащей при t > 6.
Объемную магнитострикцию можно
рассчитать, применяя термодинамическое
соотношение
(13.14)
\. &Н у р Vq др
тде р — гидростатическое давление, и ис-
пользуя измеренную Эбертом и Куссманом
Ф”и г. 628. Изменение объемной маг-
нитострикции с температурой при
адиабатическом [ (д&1дН)а] и изотер-
мическом [ (д&1дН)т\ изменении маг-
Температура, °C
Ф и г. 627. Экспериментальная кривая (/
изменения коэффициента термического расшире-
ния никеля при переходе через точку Кюри (/) и
теоретическая кривая (///)(d//d/)z для коэффи-
гциента термического расширения вещества в не-
ферромагнитном состоянии (2).
[936] зависимость намагниченности от
гидростатического давления.
Для некоторых железо-никелевых
'сплавов рассчитанные таким образом зна-
нитного состояния.
Кривая для адиабатического изменения
состояния получена экспериментальным
путем, кривая для изотермического полу-
чена из первой с учетом известных значе-
ний коэффициента расширения ао в посто-
п
янном поле и приращения температуры ДГ
са счет магнетокалорического эффекта.
чения ю изображены на фиг. 625, на которой приведены также экспери-
ментальные данные.
Исследования влияния гидростатического давления на намагниченность
показывают, что при комнатной температуре ды/дН для никеля отрицательно.
Доринг показал, что для определения величины (дю/д#)т необходимо ввести
поправки к наблюдаемой при адиабатическом процессе величине (дю/д/7)ад.х).
Изменение температуры никеля, обусловленное нагреванием при включении
поля (магнетокалорический эффект), было определено Вейссом и Форрером
(298]. Результаты пересчета представлены на фиг. 628. Величина (ди)/дН)т
отрицательна при повышенных температурах (фиг. 628) и положительна для
никеля при комнатной температуре, что находится в противоречии с опы-
тами по давлению. Отрицательное значение д^1дН соответствует месту,
которое, как обычно считают, занимает никель на кривой Бете (см. фиг. 437).
Отмеченное выше противоречие до сих пор не нашло объяснения.
Вернее, произвести пересчет.—Прим, ред.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
513
Магнитострикция монокристаллов. Магнитострикция монокристаллов
железа измерялась Вебстером [273] и Хонда и Масияма [283] в 1925—1926 гг.,
а позднее Кайя и Такаки [878]. Данные, относящиеся к зависимости магнито-
стрикции от намагниченности для основных направлений [100], [НО] и [111],
I, единицы CGS
Фиг. 629. Магнитострикция монокристалла железа
в различных кристаллографических направлениях по
данным Вебстера.
показаны на фиг. 629 и 630. Между кривыми для направления легкого намаг-
ничивания [100], полученными различными исследователями, имеется замет-
ное расхождение, что отображает различие доменной структуры образцов
в размагниченном состоянии, о чем будет сказано ниже*
Результаты различных экспериментов согласуются в том отношении, что
в направлении [111] у железа магнитострикция либо незначительна, либо
Фиг. 630. Магнитострикция монокристалла железа,
по данным Кайя и Такаки.
совсем отсутствует до тех пор, пока намагниченность не достигнет половины
намагниченности насыщения. Этого и следовало ожидать, поскольку измене-
ние ориентации доменов от одного из направлений вдоль какой-либо тетраго-
нальной оси к другому не вызовет изменения длины в направлении диагональ-
ной оси 1111], по отношению к которой все тетрагональные оси наклонены
одинаково. Следовательно, магнитострикция будет иметь место только за счет
процессов вращения.
33 р4 Бозорт
514
ГЛАВА XIII
Магнитострикция кристаллов никеля в зависимости от напряженности
поля исследовалась Масияма [361]. Данные о зависимости К от I отсутствуют.
Кривые для трех главных направлений приведены на фиг. 631. В противопо-
ложность кривым для железа, изменение длины, сопровождающее рост на-
магниченности, у никеля всегда отрицательно. Магнитострикцию насыщения
монокристаллов с кубической симметрией при любом направлении поля мож-
но описать с помощью четырех констант, смысл которых будет рассмотрен в
следующем разделе.
Дать такое же описание магнитострикции насыщения для монокристалла
кобальта труднее, так как он
обладает гексагональной симметрией.
На фиг. 632 приведены полученные
Нишияма [411] кривые зависимости
продольной магнитострикции от на-
пряженности поля для трех главных
направлений [00-1], [10-0] и [11-0].
Измерения производились до напря-
женности //=7000 эрстед, недоста-
точной для того, чтобы намагнитить
образец до насыщения в направлениях
Н, эрстед
Фиг. 631. Продольная и поперечная
магнитострикция монокристалла ни-
келя.
Кривые для направления [ПО] построены по
данным измерений на дисках, вырезанных
в разных плоскостях.
Фиг. 632. Магнитострикция монокристал-
лического (/) и поликристаллического (2)
образцов кобальта.
[10-0] и [11-0]. Наибольшее продольное уменьшение длины происходите
направлении [11-01 и имеет величину около 30-10“*. В противоположность
этому в поперечном (по отношению к полю) направлении имеет место удлине-
ние порядка 80-КГ*. Под действием поля, составляющего 67,5° с гексагональ-
ной осью, диск, вырезанный параллельно плоскости (10-0), растягивается
примерно на 80-Ю-* в направлении, перпендикулярном к полю. Кривые
зависимости поперечной магнитострикции от напряженности поля Н для
некоторых направлений приведены на фиг. 633. Здесь следует отметить, что
если Н действует параллельно направлению [10-0], то кристалл укора-
чивается в этом направлении, причем одновременно он укорачивается в
направлении [11-0] и удлиняется в направлении [00-1]. Абсолютная вели-
чина магнитострикции поликристаллического образца кобальта (фиг. 632)
больше, чем соответствующие величины для всех простых кристаллографиче-
ских направлений в монокристалле.
Кобальт обладает достаточно большой объемной магнитострикцией, как
это следует из измерений на поликристаллическом образце [411].
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
515
В железо-никелевых сплавах, содержащих 34—100% Ni, продольная маг-
нитострикция насыщения в трех главных направлениях (фиг. 634) была изме-
рена Лихтенбергерои [600].
Сплавы с малым содержанием никеля (30—45%) укорачиваются в направле-
нии [100], но удлиняются в направлениях [НО] и [111]. Следовательно, нама-
гниченность кристаллов, ориентированных некоторым определенным образом,
будет увеличиваться при растя-
жении, тогда как для кристал-
лов,
либо иначе,
будет уменьшаться.
блюдалось косвенно по
рениям величины изменения со-
противления поликристалличе-
ского образца при растяжении
в магнитном поле [1446]. Спла-
вы, содержащие 60 или 85% Ni,
практически изотропны. Данные
Лихтенбергера для никеля хо-
рошо согласуются с измере-
ниями Масияма [361].
Несколько более ранние из-
мерения Хепса [219] на железо-
ориентированных как-
намагниченность
Это на-
изме-
Фиг» 633» Поперечная магнитострикция моно-
кристалла кобальта.
/—Я направлено под углом 67,5° к направлению] [00» 1 ]
в плоскости (10-0); 2—И параллельно направлению
[01*0] в плоскости (10-0); 3—Я параллельно направле-
нию [00 -1] в плоскости (10 - 0); 4—Н параллельно направ-
лению [10*0] в плоскости (00*1).
-кремнистых сплавах показы-
вают, что магнитострикция су-
щественно зависит от ориента-
ции кристаллов. Штуркин [1505]
измерил магнитострикцию мо-
нокристалла железо-кремнистого
сплава, содержащего 3,5% Si.
Полученные им значения магнитострикции насыщения в двух главных на-
правлениях таковы: к100=24-10~® и кП1=—2,3- 10-в при 20° С. При возра-
стании температуры к100 растет вплоть до температуры 480° С и при дальней-
шем повышении начинает падать; что же касается абсолютной величины km,
Фиг. 634. Магнитострикция моно-
кристаллов железо-никелевых спла-
вов.
Фиг. 635. Магнитострикция моно-
кристаллов железо-кремнистых спла-
вов.
то она уменьшается монотонно. Карр измерил Х100 и к1П в зависимости от кон-
центрации кремния—вплоть до 8% Si; результаты его приведены на фиг. 635.
33*
516
ГЛАВА ХШ
Хепс [234] измерил также магнитострикцию монокристалла магнетита.
В поле, напряженность которого составляла примерно 5000 эрстед (техни-
ческое насыщение), продольные изменения длины в направлениях [100],
[НО] и [111] составляли соответственно—4, +30 и +12-10~6, изменения попе-
речных размеров составляли +4, —44 и —28-10"6.
Теория магнитострикции насыщения монокристаллов. После того как
было установлено, что магнитострикция насыщения зависит от кристалло-
графических направлений, Акулов [332, 443] разработал феноменологическую
теорию магнитострикции кристаллов кубической симметрии и получил формулу
для магнитострикции насыщения, содержавшую две константы. Позднее Ганс
и Гарлем [646] получили выражение, содержащее пять констант, и применили
его для железа и никеля.
Мы используем здесь эквивалентное соотношение, данное Беккером
и Дорингом [1099] (для никеля):
Xs = (^atPi + а2?2 + аз?з —+
+ 2Й2 (а1а2?1?2 ”4“ а2аз?2?3 аза1?з?1) +
+ А4 + alp! + аз?з + у — +
+ 2Й5 (а^а^рз + а2а3а|р2рз + +
+ А3(з-|). (13.15)
В случае железа последний член равен h3s. В выражении (13.15) av
а2, а3 — направляющие косинусы вектора намагниченности по отношению к
тетрагональным кристаллическим осям, а р — направляющие косинусы на-
правления, в котором измеряются изменения длины и
„ _ „2„2 I „2„2 1 „2Л2
s = aid2 + а2<1з + a3ai •
Относительное изменение объема
<D = 3/i3^s —— для никеля,
o) = 3ft3s для железа.
Выражения для этих двух материалов различны вследствие того, что
направления легкого намагничивания, а следовательно, и распределение
направлений векторов намагниченности доменов для размагниченного состоя-
ния различны.
Иногда достаточно хорошее соответствие с данными опыта получается
при использовании формулы, содержащей только две константы:
Xs = уХ100 ^ai?i + а1Р1 + afp! —+
“Ь ЗХ1И (a1a2P1P2 + а2а3Р2Рз + agO^PsPi). (13.16)
Здесь Х100 и Х1П — величины продольной магнитострикции для направлений
[100] и [111], равные
. __2АХ
люо “ з »
' ч __ 2А2
^и-’-у
при условии, что
А3 = h^ = h& = 0.
Беккер и Доринг сравнили данные расчетов по обеим формулам с
экспериментальными данными Масияма [361] для никеля. Они сравнивали
экспериментальные значения для разности между продольной и поперечной
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
517
магнитострикцией насыщения (Хг — Х() с соответствующими величинами, по-
лученными с помощью приведенных формул, выбирая при этом наилучшие
значения констант в каждом случае. Эта разность выбрана в качестве
оценки совпадения теории с опытом вследствие того, что она не зависит
от доменной структуры в размагниченном состоянии. Соответствие теории
с опытом иллюстрируется кривыми, приведенными на фиг. 636.
Значения констант таковы:
йх = -24-10-6, Л2=-47 • 10-в, Л4= —51-10-в, fts=-f-52-1(Гв.
Значения постоянных Х100 и Х1П в формуле (13.16) дают наилучшее совпа-
дение расчетных данных с опытными
Х100 = - 46 • 10-6, XU1 = - 25 • 10-«.
Предполагается, что объемная магнитострикция и, следовательно, Л3
равны нулю.
Фиг. 636. Разность между продольной и поперечной магнито-
стрикцией по данным опыта и теории.
1—кривая, рассчитанная по формуле с двумя константами; 2—по фор-
муле с одной константой; 3—по формуле с четырьмя константами.
Кружками обозначены экспериментальные значения.
Необходимо отметить, что формула (13.16) не дает изменений Хг—Х(
с азимутом в плоскостях (100) и (110). В плоскости (111) наблюдаются
периодические изменения магнитострикции с азимутом, которые не могут
быть описаны даже с помощью формулы, содержащей четыре константы.
Для объяснения этих изменений требуется учитывать члены более высокого
порядка.
Беккер и Доринг с помощью усреднения рассчитали магнитострикцию
поликристаллического материала с беспорядочно распределенными кристал-
литами. Они получили
Xs = ^(cos20-1), (13.17)
где в —угол между направлением намагниченности и направлением измере-
ния и
. _ 4А1д 2А2 । u 2Л5
s — 15 1 5 35 г 35 ’
2) Эти изменения, как указал Титов, можно объяснить тем, что при измерениях ма-
гнитострикции не было достигнуто насыщение.—Прим. ред.
518
ГЛАВА XIII
Для никеля вычисленное значение продольной магнитострикции равно
Х3 = — 34- КГ®, что хорошо совпадает со значением — 33-10~®, которое пред-
ставляет собой среднее из большого числа измерений. При усреднении с
помощью «двухконстантной» формулы (13.16) (при этом полагают Л4 = Л6 =
= 0) для X, получается весьма простое выражение1):
Xs= + (13.18)
Магнитострикция, измеренная
637. Магнитострикция моно-
Ф и г.
кристалла железа, измеренная в на-
правлении [100], поданным Вебсте-
ра (/) и Кайя и Такаки (2).
Несовпадение кривых, вероятно, объяс-
няется различием в рапределении маг-
нитных моментов доменов в исходном
(размагниченном) состоянии.
Данные, относящиеся к железу, не являются достаточными для срав-
нения пятиконстантной формулы (13.15) с результатами эксперимента. Кайя
и Такаки [878] измерили магнитострикцию восьми монокристаллических
стержней при насыщении и в состоянии с остаточной намагниченностью
и по разности полученных величин определили значения Х100 и Х1П, кото-
рые, согласно Кайя и Такаки, равны соответственно 25,5 и —18,8-10"®.
Беккер и Доринг отдают предпочтение значению Х100= 19-10“®, лучше со-
ответствующему экспериментальному значению Х3 для поликристаллического
железа и рассчитанному с помощью соотношения
х 2Х.Ю0 + ЗХ.щ _. Ю-®
8 5
Такаки [992] выполнил измерение разностей X при насыщении и в состоянии
с остаточной намагниченностью для кристаллов железа при температурах
вплоть до 750° С. При более высоких температурах магнйтострикция положи-
тельна во всех направлениях.
Магнитострикция в монокристаллах, намагниченных не до насыщения,
различными экспериментаторами на разных
образцах, далеко неодинакова. При этом
различаются не только значения магнито-
стрикции, но и вид кривых зависимости X
от I. Так, например, Х100 для железа, по
наблюдениям Вебстера [273] и Кайя и
Такаки [878], равны соответственно 20-10"®
и 11-10~®, как это видно из фиг. 637.
Такое различие объясняется неодинаковой
доменной структурой размагниченных об-
разцов.
Часто наблюдаемая разница в ходе
кривых зависимости X от I привлекает
к себе внимание еще и потому, что в раз-
личных теориях (Акулов [502], Гейзенберг
[525]) делаются различные допущения от-
носительно распределения векторов намаг-
ниченности доменов по различным направ-
лениям при намагничивании. Акулов до-
пускает, что при намагничивании в на-
; правлении [100] вначале рост намагничен-
ности происходит за счет изменения на
180° направления намагниченности доме-
нов, ориентированных антипараллельно полю. Поскольку этот процесс
не связан с изменением длины, магнитострикция X должна оставаться равной
нулю, пока намагниченность не достигнет значения /=/s/3.
Дальнейший рост намагниченности до I—Is, согласно Акулову, происхо-
дит за счет изменения направления намагниченности доменов на 90° и сопро-
х) Это выражение для магнитострикции насыщения поликристаллического материала
было впервые получено Акуловым.—Прим. ред.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
519
вождается увеличением X, пропорциональным I. Гейзенберг допускает, что
распределение магнитных моментов доменов между различными направле-
ниями легкого намагничивания можно определить с помощью статистики,
рассматривая число возможных распределений при заданной величине про-
дольной компоненты намагниченности I и заданном числе доменов.
Он предполагает, что изменения энергии при повороте векторов намагни-
ченности на 90 и 180° одинаковы. Кривые, построенные по экспериментальным
данным, проходят между теоретическими кривыми Акулова и Гейзенберга.
Приведенные предположения представляют собой, повидимому, два пре-
дельных случая. Действительные свойства веществ соответствуют некоторому
промежуточному характеру процесса. Наличие в образце слабых внутренних
напряжений создает, повидимому, более благоприятные условия для того,
чтобы начальное изменение намагниченности было обусловлено поворотом
векторов намагниченности доменов на 180°, однако из этого не следует, что
указанный процесс будет единственным1).
-12 - А - А.
-761----1-----1----1----13--- -------1----1----1-----3----
О 400 800 1200 1600 20000 400 800 1200 1600, 2000
Д единицы CGS
Фиг. 638. Теоретические кривые для магнитострикции моно-
кристалла железа по Гейзенбергу и Акулову и сравнение их
с опытными данными.
/—экспериментальные данные; 2—теоретические кривые.
Аналогичные методы можно применить при теоретическом объяснении
хода начальной части кривой зависимости Х11о от /. Что касается кривой зависи-
мости Х1И от I, то здесь оба метода приводят к одинаковым результатам, так
как любые (180- или 90-градусные) повороты вектора намагниченности домена
от одного направления легкого намагничивания к другому не сопровождаются
изменением длины в направлении [111]. После того как векторы намагниченно-
сти доменов будут ориентированы параллельно направлениям легкого намагни-
чивания, составляющим наименьшие углы с полем, магнитострикционная де-
формация будет обусловлена только процессом вращения. Конечно, следует
ожидать, что экспериментальные кривые будут иметь более плавный ход, чем
теоретические, поскольку процессы вращения будут иметь место еще до того,
как закончатся 90- и 180-градусные смещения.
Теоретические кривые Гейзенберга и Акулова приведены на фиг.. 638,
на которой нанесены также экспериментальные значения, полученные Вебсте-
ром [271].
*) Оба теоретических метода, описываемых автором монографии, в настоящее
время имеют лишь исторический интерес. Современная теория процессов намагничивания
в полном согласии с опытом приводит к выводу, что магнитострикция монокристаллов
железа в направлениях [100] и [110] зависит не только от намагниченности, но и от ряда
других важных факторов, в том числе от формы монокристалла и распределения напря-
жений и включений внутри него. Поэтому оба рассматриваемых теоретических метода
могут претендовать лишь на качественное объяснение хода кривых магнитострикции желе-
за в указанных направлениях.—Прим. ред.
520
ГЛАВА XIII
Расчет магнитострикции, вызванной процессом вращения, для направле-
ний [ПО] и [111], можно произвести довольно точно; нафиг. 639 производится
сравнение теории с опытом на основе экспериментальных данных Кайя и Такаки
[878] и вычислений Беккера и Доринга [1099]1).
Кайя и Такаки на основе своих измерений рассчитали распределение
магнитных моментов доменов по различным направлениям легкого намагни-
чивания при I = 1Г для монокристалла железа. Теория Гейзенберга была расши-
рена и развита Брауном [928, 1005, 1009], выполнившим расчет магнитострик-
ции и других эффектов. Изложение теории
Фиг. 639. Сравнение теоретических
и экспериментальных кривых маг-
нитострикции монокристаллов же-
леза для направлений [ПО] и [111]
в области больших значений намаг-
ниченности.
1—экспериментальные данные; 2—теорети-
ческие кривые. Пунктиром показана на-
магниченность насыщения.
с различных точек зрения имеется в об-
зоре Такаги [11731.
Природа явления магнитострикции.
Магнитные или квазимагнитные силы,
действующие между атомами, вызывают
расширение (или сжатие) решетки, про-
тиводействуя при этом чисто упругим
силам. Равновесие имеет место в том слу-
чае, когда сумма двух энергий, соответ-
ствующих этим силам, минимальна. Акулов
[332], Беккер [450] и Пауелл [541] рас-
считали линейную магнитострикцию в
предположении, что магнитные силы меж-
ду атомами вызываются только магнит-
ными дипольными моментами. Однако рас-
считанная ими магнитострикция слишком
мала по порядку величины. Ван Флек [994]
показал, что спин-орбитальная связь, ко-
торая по порядку величины соответствует
кристаллографической анизотропии (см.
предыдущую главу), вызывает квазимаг-
нитные взаимодействия, имеющие правиль-
ный порядок величины. Расчеты Вонсов-
ского [1244] также показывают, что учет
спин-орбитальной связи позволяет объяс-
нить наблюдаемую магнитострикцию2).
Таким образом, очевидно, что между константой кристаллографической ма-
гнитной анизотропии и линейной магнитострикцией существует тесная связь;
Киттель [1638] дал аналитические выражения для магнитострикции в функ-
ции изменения константы анизотропии при механических деформациях. Если
бы анизотропия не зависела от деформации, не наблюдалась бы и линейная
магнитострикция.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ДАННЫЕ ПО МАГНИТОСТРИКЦИИ
Железо. На фиг. 610 показана зависимость магнитострикции железа от
напряженности поля. Как видно из кривых, приведенных на фиг. 640 для боль-
ших значений поля, при монотонном возрастании напряженности поля Н дли-
на образца сначала возрастает до максимума, затем уменьшается и достигает
своей первоначальной величины при поле, лежащем между 200 и 300 эрстед,
и продолжает уменьшаться в еще более сильных полях. Чистота материала,
термическая обработка и форма образца влияют на форму кривой, но общий
’) Впервые расчет кривых магнитострикции монокристаллов железа в области враще-
ния был произведен Акуловым.—Прим. ред.
2) Квантовомеханическая теория магнитострикции гексагональных и кубических
кристаллов в области низких температур была предложена А. А. Гусевым [ см. А. А. Г у-
с е в, ДАН СССР, 98, 749 (1954)].—Прим. ред.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
521
характер ее остается тем же самым. Как уже было отмечено, при напряженности
поля, равной примерно 4000 эрстед, имеет место минимум К, после чего начи-
нается слабое удлинение, связанное с изменением объема.
Петлю гистерезиса магнитострикции, приведенную на фиг. 641, на которой
К представлена в зависимости от напряженности поля Н, следует сравнить с
кривой на фиг. 613, где к представлена в зависимости от индукции В по данным
Масияма. Характерно, что остаточная магнитострикция мала.
Нг эрстед
Фиг. 640. Магнитострикция трех об-
разцов железа, подвергнутых разным
видам обработки.
/—обжатие на 99,7%; 2—обжатие на 99,9%,
быстрое охлаждение; 3—обжатие на 99,9%,
медленное охлаждение.
Фиг. 641. Части петель гистере-
зиса магнитострикции железа.
Влияние натяжений, не превосходящих предела упругости, показано на
фиг. 642, на которой представлены кривые, построенные на основании измере-
ний, опубликованных в 1902 г. (351]. Влияние пластической деформации (511,
845] показано на фиг. 643. Как видно из представленных кривых, пластическая
Фиг. 642. Влияние натяжения на магнитострик-
цию железа.
Кривые получены после наложения и снятия натяжений
указанной величины.
Фиг. 643. Влияние пластиче-
ской деформации на магнито-
стрикцию железа.
/—образец до нагрузки; 2—образец,
вытянутый на 14%; 3—холоднокатан-
ный образец.
деформация и холодная прокатка увеличивают величину магнитострикции в
данном поле. Подобные же результаты были опубликованы Ранкином [487,
542].
Влияние температуры на магнитострикцию не подвергалось тщательному
исследованию с 1903 г. Данные, опубликованные в то время Хонда и Шимицу
[54], приведены на фиг. 644.
522
ГЛАВА XIII
Измерения изменения объема, выполненные Корнецким [721], уже были
описаны ранее (см. фиг. 623). Величина ды/дН оказалась равной 0,6-10~9 при
комнатной температуре и 1,0-10”9 при температуре 85° С [799].
Измерения поперечной и продольной магнитострикции [511, 512, 533]
показали, что изменение объема в слабых и средних полях незначительно. Это
согласуется с прямыми измерениями объемной магнитострикции. Более ранние
Фиг. 644. Магнитострикция мяг-
кого железа'при различных темпе-
ратурах.
измерения объемной магнитострикции [533]
качественно согласуются с этими измере-
ниями.
Кобальт. 3ависимость магнитострикции
литого кобальта от напряженности поля имеет
противоположный характер по сравнению с
такой же зависимостью для железа. Вначале
магнитострикция литого кобальта [54] отри-
цательна; примерно при Н = 150 эрстед она
становится положительной, а затем, при на-
пряженностях поля, больших 400 эрстед,
длина образца становится больше начальной.
После отжига уменьшение длины происходит
монотонно вплоть до наиболее сильных полей.
Производя исследование магнитострикции монокристаллов кобальта, Ни-
шияма [411] измерил также магнитострикцию поликристаллического образца
{стержень электролитического кобальта) в полях до 7000 эрстед (фиг. 645)
и нашел, что в области таких полей магнитострикция приближается к пределу
Х=50—60 • 10-6. Этот же автор измерил продольную и поперечную магнитострик-
цию на-образце кобальта в форме диска;
полученные им результаты также приве-
дены на фиг. 645, на которой кроме того
приведены данные Масияма [602], изме-
рившего также объемную магнитострик-
цию при напряженностях поля до 1400 эр-
стед. Позднее Корнецкий [721] измерил
ту же самую величину при напряжен-
ностях поля до 10 500 эрстед. Резуль-
таты обоих авторов приведены на фиг.
646. В самых сильных полях из тех,
что были использованы, относительное
увеличение объема составляло около
5-10~10 на 1 эрстед. Кривая изменения
объема, рассчитанная по измерениям про-
дольной и поперечной магнитострикции,
выполненным Нишияма, нанесена на
фиг. 646 пунктирной линией. Вычислен-
ное изменение объема имеет тот же
знак, но значительно больше по вели-
чине, чем полученное из опыта. Вычис-
Ф иг. 645. Магнитострикция отожжен-
ного кобальта (см. также фиг. 632).
1—по данным Масияма; 2—Х^ для диска по
данным Нишияма; 3—к для диска по данным
Нишияма; 4—X по данным Масияма; 5—X для
стержня по данным Нишияма.
По оси абсцисс отложено поле в тысячах эрстед.
лецрое для полей с напряженностью
6000 и 7000 эрстед значение к, равное—14-10""6, противоречит измерениям
Корнецкого. Фрикке [640] опубликовал сообщение о поперечном эффекте
в образце чистого кобальта, отожженного и медленно охлажденного и имею-
щего коэрцитивную силу 10 эрстед.
Петля гистерезиса магнитострикции [968], представляющая зависимость
X от напряженности поля Н, и соответствующая петля магнитного гистерезиса
(зависимость В от Н) показаны на фиг. 647. Образцы изготовлялись из электро-
литического кобальта, содержащего только 0,01 % углерода и следы других эле-
ментов, и проходили отжиг при температуре 1050° С с медленным охлаждением.
Фиг. 646. Объемная магнитострикция отожжен-
ного кобальта в сильных полях.
I—по данным Корнецкого; t 2—по данным Масияма;
3—вычисленная кривая Нишияма.
Фиг. 647. Петли гистерезиса магнитострикции (а) и петля маг-
нитного гистерезиса (б) кобальта.
Фиг. 648. Магнитострикция литого (а) и отожженного (б) ко-
бальта при различных температурах.
Н, эрстед
Н, эрстед
Фиг. 649. Гистерезис магнитострикции никеля, подвер г-
: нутого различным видам обработки.
/—хорошо отожженный образец; 2 —холодиокатанный (жесткий)
образец; 3—отожженный образец.
524
ГЛАВА XIII
Относительно влияния температуры на магнитострикцию кобальта имеют-
ся только старые данные Хонда и Шимицу [54]. На фиг. 648 приведены резуль-
таты выполненных ими измерений магнитострикции для литого кобальта (со-
державшего, вероятно, 92% Со, 5% Ni, 1% Fe, 1,4% С) и для отожженного
кобальта. По ходу кривых можно видеть влияние на магнитострикцию фазового-
перехода от гексагональной структуры к кубической при температуре около
400° С. Такое ясно выраженное влияние перехода отсутствует в случае литого
кобальта, вероятно, потому, что при быстром охлаждении материала, сопровож-
дающем литье, сохраняется фаза, соответствующая высокой температуре.
Минимум при 200—250° С в отожженном состоянии может быть связан с изме-
Ф и г. 650. Поперечная магнитострик-
ция никеля по данным Фрикке (1) и
Маси яма (2).
нением знака кристаллографической
анизотропии в этой области температур.
Никель. Выше уже упоминалось о
сравнительно большой величине маг-
нитострикции никеля (см. фиг. 610).
Фиг. 651. Влияние натяжения на магнито-
стрикцию никеля.
Величина магнитострикции в самых сильных полях достигает значений
25—47-Ю"6 [316, 545] в зависимости от состава материала образца, термиче-
ской обработки, методов измерения и метода экстраполяции. Наиболее вероят-
ное значение равно 34-10~6. В слабых полях кривая имеет характерный поло-
гий ход и при В±=0,5 Bs, а магнитострикция К составляет всего лишь 0,2 ks.
Петля гистерезиса магнитострикции для хорошо отожженного образца
[968] и несколько петель для холоднотянутых (Нс=27 эрстед) и частично отож-
женных образцов (690°С, Нс == 4,7 эрстед) показаны нафиг. 649. Поперечная
магнитострикция никеля в слабых и в сильных полях изучалась Фрикке [640].
На фиг. 650 воспроизводятся его результаты и результаты, полученные Масияма
[533]. Последний установил, что величина поперечной магнитострикции равна
приблизительно половине продольной. Влияние механических напряжений на
магнитострикцию насыщения также уже упоминалось ранее (см. фиг. 616).
Кривые зависимости X от В при различной величине натяжения, полученные
Кирхнером, показаны на фиг. 651. При сжатии величина К падает при любых
напряженностях поля и любых индукциях1). В работе [872] имеются также
данные, относящиеся к кручению, которое, как оказывается, уменьшает абсо-
лютную величину магнитострикции примерно на 25%.
Если натяжения в никеле превышают предел упругости, то, как показал
Шульце [545], магнитострикция, измеряемая в постоянном поле (до 300—
400 эрстед), уменьшается, тогда как магнитострикция, соответствующая посто-
янной индукции (включая насыщение), возрастает. Другие исследователи также
установили, что пластические деформации вызывают уменьшение абсолютной
величины магнитострикции во всех полях, используемых при измерении, но не
1 См. примечание на стр. 506.—Прим, ред.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ и МАГНИТОСТРИКЦИЯ
525
определяли их действие на магнитострикцию насыщения. Дитч [511] вытягивал
проволоки на 10% и измерял их в полях до 400 эрстед (фиг. 652); Вильямс
[684] уменьшал площадь поперечного сечения проволок более чем на 90%
путем прокатки и производил измерения в полях до Н= 1150 эрстед, однако ни
в одном из этих исследований ничего
не сказано о магнитострикции при по-
стоянной величине индукции. О влия-.
нии упругих напряжений сообщается
также в статье Ранкина [542].
Фиг. 653. Объемная магнитострикция
различных образцов никеля,
/—•чистый отожженный никель; 2—технический
отожженный никель; 3—жесткий никель.
Фиг. 652. Влияние пластической дефор-
мации (при вытягивании) на магнито-
стрикцию никеля.
По оси абсцисс отложено относительное удлинение
образца.
По данным Корнецкого [798], приведенным на фиг. 653, объемная магнито-
стрикция никеля в полях с напряженностью, меньшей 500 эрстед, может быть
как положительной, так и отрица-
тельной в зависимости от чистоты,
термической обработки и формы об-
разца. В полях с напряженностью,
большей 3000 эрстед, величина
(1/v) (Да/Д/f) положительна и со-
ставляет, повидимому, около 2-10~10
на 1 эрстед. Масияма ранее нашел,
что с ростом поля до Н—1440 эрстед
объем никеля уменьшается. Все эти
измерения выполнялись без учета
магнетокалорического эффекта.
Доринг [853], изучавший вли-
яние температуры на продольную
магнитострикцию никеля, нашел,
что в интервале температур от 0°С
до точки Кюри ks никеля пропор-
циональна квадрату намагничен-
ности:
у _
Uls' Фи г. 654. Температурная зависимость маг-
нитострикции никеля.
ЕСЛИ ЭТО СООТНОШеНИе остается /—данные Киркгама; 2—данные Доринга (экстра-
справедливым и при низких тем- полиция).
пературах до 0°К, то, пользуясь
данными Вейсса [757], можно оценить величину Xs при абсолютном муле.
Такая оценка дает возможность сказать, чток8 при абсолютном нуле должна
быть на 12% больше, чемк8 при 0° С. Температурную зависимость магнито-
526
ГЛАВА XIII
стрикции изучал также Киркгам [954]. Полученные им кривые приведены
вместе с кривой Доринга на фиг. 654. По данным Киркгама, для насыще-
ния при более низких температурах необходимы более сильные поля, что на-
ходится в соответствии со старыми измерениями [54].
Сплавы железо—кобальт. Первые опыты по измерению магнитострикции
этих сплавов были выполнены Хонда и Кидо [192], а затем Шульце [321].
Позднее были произведены два важных исследования, опубликованных в 1932 г.
Фиг. 656. Зависимость магнитострикции же-
лезо-кобальтовых сплавов от состава по дан-
ным Масияма и значения магнитострикции на-
сыщения по данным Вильямса.
Фиг. 655. Зависимость магнито-
стрикции железо-кобальтовых спла-
вов от напряженности поля.
Вильямс [623] использовал образцы, полученные спеканием и горячей штам-
повкой из порошкообразной смеси элементов. Сами элементы были получены
восстановлением из окислов. Образцы подвергались отжигу в течение 2 час.
в водороде при 1000° С с последующим медленным охлаждением. Анализ соста-
ва образцов в работе не приводится. Масияма [602] переплавлял электролити-
ческое железо и кобальт с присадкой 0,5% Мп в вакууме и делал отливки. Из
отливок выковывались стержни, из которых затем вытачивались эллипсоиды.
О содержании основных примесей в работе сказано, что в образцах присутство-
вали их следы. Отжиг производился при 1050° С в вакууме в течение 1,5 часа
с последующим медленным охлаждением. Максимальная напряженность поля
при каждом из этих исследований составляла около 1300 эрстед.
Кривые зависимости X от Н, полученные Вильямсом для различных соста-
вов, приведены на фиг. 655. На фиг. 656 представлены кривые зависимости X
от состава для различных напряженностей поля, полученные Масияма. Сопо-
ставление этих результатов показывает, что в сравнительно сильных полях
в сплавах, содержащих 40—70% Со, магнитострикция достигает весьма боль-
ших значений — отбО- 10~вдо90- 10-в. Наибольшая магнитострикция до настояще-
го времени наблюдалась Несбитом [1718], по измерениям которого величинах
в образцах из холоднокатанной ленты, содержащей 70% Со, равнялась 130 - Ю-6
(фиг. 657). Очевидно, прокатка ориентирует векторы намагниченности доме-
нов перпендикулярно к направлению прокатки, так что при намагничивании
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
527
наблюдается магнитострикция, составляющая3/2 нормального значения, наблю-
давшегося ранее (см. фиг. 620).
Масияма [602], кроме продольной, измерял также поперечную и объемную
магнитострикцию. Полученная экспериментально величина объемной магнито-
стрикции (фиг. 658) сравнивалась с вычисленной по продольному удлинению и
поперечному сжатию. Эти величины расходятся примерно в 3 раза.
Сплавы железо—никель. Данные сплавы представляют особый интерес в
связи с их широким применением в технике, а также потому, что среди этих
сплавов есть сплав с магнитострик-
цией, равной нулю.
Кривые магнитострикции и
намагничивания сплава, содержа-
щего 46% Ni, приводились на фиг.
Фиг. 657. Магнитострикция некоторых хо-
лоднокатанных железо-кобальтовых сплавов
и феррокскуба 3.
Фиг. 658. Объемная магнито-
стрикция железо-кобальтовых
сплавов различного состава,
/—экспериментальная кривая; 2—
теоретическая кривая.
610—612. Поведение трех сплавов в очень слабых полях показано, на
фиг. 659. Эти данные были получены Мак-Киханом и Чиоффи [2871,
производивших измерения с большой тщательностью. Влияние размагни-
чивающего действия концов образца исключалось посредством одновременного
измерения магнитострикции и индукции. Из приведенных данных можно видеть,
что производная d\ldH в начале координат обращается в нуль. На фиг. 660
суммированы данные Шульце [3681 для полей с напряженностью до 300 эрстед.
Его образцы были приготовлены из электролитического железа и никеля (чисто-
та 99,2%) с примесью марганца, содержание которого в готовых образцах соста-
вляло примерно 0,4—1,7%. Образцы имели форму цилиндров длиной 33 см
и диаметром 6 мм. Аналогичные результаты получил также Масияма [533].
Влияние состава на магнитострикцию отчетливо видно йа фиг. 661, на
которой представлены кривые, построенные по данным Шульце. Кривая для
I/Is = 1,0 получена экстраполяцией. Из рассмотрения приведенных кривых вид-
но, что продольная магнитострикция в области составов вблизи 81% Ni из-
меняет знак и имеет два максимума: один в области 45% Ni, связанный с мак-
симумом намагниченности насыщения сплавов у-фазы, и другой в области а-фа-
зы около 20% Ni. В сплавах a-фазы с большим содержанием железа добавление
Фиг. 659. Магнитострикция 46-, 80- и 90-пермал-
лоя в слабых полях.
Фиг. 660. Магнитострикция различных железо-никелевых
сплавов.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
529
никеля, имеющего отрицательную магнитострикцию, неожиданно вызывает
возрастание положительной магнитострикции. Чтобы устранить отрица-
тельную магнитострикцию железа в сильных полях, достаточно добавить
только 1—3% Ni. Были произведены измерения сплавов, содержащих 1 — 5%
Ni [422]. Минимум на кривых магнитострикции около 30% Ni связан,
очевидно, с малой или пренебрежимо малой намагниченностью насыщения
у этих • сплавов при комнатной температуре. В основном такой же ход
магнитострикции был обнаружен и у железо-никелевых сплавов, приготов-
ленных‘без присадки марганца [368]. Некоторые из последних сплавов обла-
дают меньшей магнитострикцией.
Содержание никеля, °/о
Фиг. '661. Магнитострикция желез о-никелевых
сплавов в зависимости от состава при различной
величине отношения I/Is,
Фиг. 662. Гистерезис магнито-
стрикции 50-пермаллоя.
На фиг. 662 показаны петли гистерезиса магнитострикции для сплава,
содержащего 50% Ni, по данным измерений Масияма [969]. Некоторые из спла-
вов, особенно сплавы, содержащие от 50 до 80% Ni, оказываются необычайно
чувствительными к термической обработке. Наиболее подробно изучался
сплав, содержащий 68% Ni (данные для этого сплава уже приводились на
фиг. 618). Петли гистерезиса магнитострикции описаны также Шульце [368]
и Кайя [1042].
На фиг. 663 приводятся данные о зависимости линейной магнитострикции
от квадрата намагниченности. В области больших и малых индукций кривые
зависимости к от Р обнаруживают тенденцию к линейному ходу. Правда,
некоторые сплавы, например сплав, содержащий 51% Ni, в области больших
индукций такой тенденции не обнаруживает. Как указывают Беккер и Доринг
[ 1099], отклонение от линейной зависимости между величинами Хи/2 при боль-
ших индукциях связано, повидимому, с объемным расширением.
Наиболее полные данные о поперечной и объемной магнитострикции
железо-никелевых сплавов приведены в работе Масияма (фиг. 664 и 665).
Как уже отмечалось выше при обсуждении фиг. 625, в сплавах с содержанием
никеля около 30%, имеющих низкую точку Кюри, наблюдаются аномально
высокие значения объемной магнитострикции. На фиг. 665 приводятся данные
Корнецкого, относящиеся к сплаву, содержащему 28% Ni (пунктирная кри-
вая), они хорошо согласуются с данными Масияма. Данные более ранних
исследований для температур от 18 до 88,5° С приводятся на фиг. 666.
Со времени опубликования в 1905 г. работы Хонда и Шимицу [63] не было
выполнено крупных исследований по влиянию температуры на продольную
магнитострикцию. Измерения Хонда и Шимицу (фиг. 667) при температурах
от 26 до —186° С показали, как и следовало ожидать, что охлаждение при-
34 р. Бозорт
Фиг. 663. Зависимость магнитострик-
ции железо-никелевых сплавов разного
состава, прошедших различную терми-
ческую обработку, от (В—Я)2.
/ — 100% Ni; 2—90%Ni; 3—68% Ni, жесткий
образец; 4—51% Ni; 5—68% Ni, образец отож-
жен при 1000° С; £—68% Ni, образец отож-
жен в поперечном магнитном поле.
Фиг. 664. Поперечная магнитострикция
(X/) железо-никелевых сплавов различно-
го состава.
Для сравнения приводится кривая для продоль-
ной магнитострикции (X).
Фиг. 665. Объемная магнитострикция о> не-
которых железо-никелевых сплавов.
Значения ш для пунктирной кривой отложены по
оси ординат справа.
Фиг. 666. Кривые объемной маг-
нитострикции железо-никелевого
сплава (28% Ni) при различных
температурах.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
531
водит к увеличению продольной магнитострикции, причем это увеличение
незначительно для сплава, содержащего 70% Ni, и значительно больше (более
60%) для сплава, содержащего 35% Ni. При содержании никеля, меньшем
30%, охлаждение литого образца до—186° С значительно увеличивает про-
дольную магнитострикцию, а последующее нагревание до комнатной темпера-
туры вызывает ее уменьшение; однако после нагревания продольная магнито-
стрикция оказывается все же значительно больше своей исходной величины.
//. эпстпед
Фиг. 667. Магнитострикция некоторых железо-никеле-
вых сплавов при температурах 26 и —186° С.
Я
сжатие
Влияние растяжения, сжатия и кручения на линейную магнитострикцию
50-пермаллоя было изучено Кирхнером [872], о работе которого уже было
сказано выше. Как видно из фиг. 668, магнитострикция 50-пермаллоя умень-
шается при растяжении и возрастает при сжатии, причем ее изменение доходит
до 50% величины, соответствующей ненапряженному состоянию. Растя-
жение и кручение уменьшают также магнитострикцию сплава, содержащего
15% Ni.
Хонда и Шимицу [51] нашли, что натяжения заметно уменьшают магнито-
стрикцию 45-пермаллоя и что при некоторых условиях магнитострикция этого
сплава становится отрицательной.
Для объяснения небольших отрица-
тельных значений магнитострикции
Браунвелл и Фогт [1606] предло-
жили две гипотезы: 1) в образце
имеется такая ориентация кристал-
литов, что оси [100] (для которых
ks отрицательно, как видно из фиг.
634) располагаются параллельно
оси образца; и 2) сама магнито-
стрикция несколько изменяется при
растяжении образца с заданной до-
менной структурой. Первое из этих
объяснений совпадает с объяснением,
данным Бозортом [1446].
Сплавы кобальт—никель. В отожженном состоянии у кобальта и никеля
наблюдается отрицательная магнитострикция при всех значениях напряжен-
ности поля; то же самое наблюдается для большинства сплавов этих двух
металлов. Однако последние исследования показывают, что при содержании
от 50 до 75% Со в области сильных полей (напряженность поля больше
400 эрстед) наблюдается положительная магнитострикция. Соответствующие
данные, полученные Масияма, представлены на фиг. 669 и 670. В качестве
исходных материалов для этих исследований использовались электролити-
ческий никель и кобальт. Образцы изготовлялись из кованых стержней, после
34*
сг, кг/мм&
Фиг. 668. Влияние растяжения и сжатия
на магнитострикцию насыщения 50-пермал-
лоя.
532
ГЛАВА XIII
чего отжигались в течение 1,5 часа в вакууме при 1050° С. Результаты хорошо
согласуются с полученными ранее данными Масумото [317]. Шульце [321],
проводивший аналогичные исследования, не обнаружил положительной
магнитострикции, однако в наиболее сильных из полученных им полей
(//=300 эрстед) появлялись признаки, что некоторые из сплавов имели бы
положительную магнитострикцию в еще более сильных полях.
Фиг. 669 Магнитострикция некоторых кобальт-никелевых
сплавов.
Поперечная и объемная магнитострикция рассматриваемых сплавов были
определены Масияма [664]; некоторые из его результатов приведены на
фиг. 671. Изменения объема, рассчитанные по изменениям длины и поперечных
размеров, находятся в хорошем соответствии с данными прямых измерений*
Фиг. 670. Магнитострикция кобальт-никеле-
вых сплавов.
Фиг. 671. Объемная магнитострик-
ция кобальт-никелевых сплавов.
Другие сплавы железо—кобальт—никель. Тройные сплавы Fe—Со—Ni
не были исследованы столь подробно, как двойные сплавы из этих элементов.
Неопубликованные данные Чиоффи (фиг. 672), относящиеся к продольной
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ и МАГНИТОСТРИКЦИЯ
533
магнитострикции перминвара (30% Fe, 20% Со, 45% Ni), показывают, что
она положительна и имеет насыщение порядка 12-10-6.
Ауверс [629] измерил объемную магнитострикцию пятнадцати тройных
сплавов и на основании своих данных и данных Масияма [533, 602, 6641 для
двойных сплавов построил диаграмму,
приведенную на фиг. 673. При полях
до 1100 эрстед, как видно из диа-
граммы, объемная магнитострикция всех
сплавов положительна. Перминвар ле-
жит в «седловине» пространственной
диаграммы.
Айде [711] использовал некоторые
сплавы (36% Ni, 12—20% Со) в магнито-
стрикционных генераторах для стаби-
лизации частоты. Он обнаружил, что
при содержании 12—13% Со темпера-
турный коэффициент частоты проходит
через нуль.
Своеобразное чередование удлине-
ния и укорочения наблюдалось [728]
в нержавеющем инваре (36,5% Fe, 54%
Со, 9,5% Сг), имеющем малый коэф-
фициент температурного расширения и большое сопротивление коррозии.
Удлинение имеет место в слабых полях; в средних полях магнитострикция
отрицательна и, наконец, при 27=1415 имеет место удлинение (к=6,2- 10-в).
Ni
Fe, %
Фиг. 673. Объемная магнитострикция тройных сплавов Fe—Со—N1.
Цифры на кривых указывают величину объемной магнитострикции, умножен-
ной на 106, для поля И—1100 эрстед.
Согласно неопубликованным данным Вильямса, молибденовый пермал-
лой (4% Мо, 79% Ni, 17% Fe) имеет небольшую положительную магнито-
стрикцию порядка 1=2-10~®.
534
ГЛАВА XIII
Сплавы железо—никель—хром исследовались с разных точек зрения.
Дин [455] показал, что магнитострикция в этой системе наблюдается только
у двойных железо-никелевых и железо-хромистых сплавов и у тройных спла
вов, содержащих от 5 до 20% третьей компоненты. Предельные составы спла-
вов, у которых магнитострикция при 27=100 эрстед (максимальное исполь-
зовавшееся поле) равна нулю, включают известные двойные железо-никеле-
вые сплавы, содержащие 30 и 81 % Ni, и двойные железо-хромистые сплавы,
содержащие 18 и 72% Сг.
Магнитострикция никель-хромистых сплавов при содержании 10% Сг
при комнатной температуре исчезает вместе с исчезновением’ферромагнетизма.
Дитч [511] измерял магнитострикцию нержавеющей стали Круппа (14,2% Сг,
0,17% С, 1,8% Ni, остальное Fe) и нашел, что мак-
симальное ее значение равно 14-10~®.
Айде [711] исследовал инвары, содержащие
25—40% Ni и до 12% Сг и 20% Со, в отношении
температурных коэффициентов частоты магнито-
стрикционных колебаний. Сплавы, содержащие 6—
8% Сг и 36—38% Ni, прошедшие соответствующую
термическую обработку, были признаны лучшими
в отношении стабилизации частоты и обеспечивали
ограничение ее изменений до 1 гц на 10е гц при из-
менении температуры на 1°С.
Ауверс и Нейман [760] исследовали область
системы Fe—Ni—Си, соответствующую сплавам с
высокой начальной проницаемостью. Исследуемые
сплавы содержали 45—80% Ni и до 50% Си. Линия
нулевой магнитострикции идет, отклоняясь в ту
или другую сторону, от точки 81% Ni, 19% Fe к
точке 45% Ni, 5% Fe, 50% Си, следуя в основном
направлению линии наибольшей начальной прони-
цаемости.
. Результаты, полученные для сплавов, содер-
?ИЯ насы^ен^ГнХтор^х жащих 70% Ni, приведены на фиг. 674. Кривая
сплавов Fe—Ni—Си, содер- магнитострикции проходит через нуль при содер-
жащих 70% Ni. жании около 17% Си. Из тройной диаграммы для
объемной магнитострикции, приведенной в статье
Ауверса и Неймана, видно, что в этом случае на соответствующей поверхности
имеется «седловина», подобная той, о которой шла речь при обсуждении
сплавов Fe—Со—Ni.
Другие сплавы на основе железа. Как правило, все элементы, которые
увеличивают твердость железо-углеродистого сплава, уменьшают магнито-
стрикционное удлинение или увеличивают укорочение, имеющее место в сла-
бых или средних полях. Впервые это было отмечено Джоулем (см. [101])
и иллюстрируется фиг. 675, на которой приводятся данные Дорсея [101], отно-
сящиеся к железу. Твердость железа повышалась с добавлением углерода
до содержания 1%. Подобные данные были опубликованы также Ранкином
[422, 487] и Вильямсом [684]. Упрочнение отожженных стержней из углеро-
дистой стали, обусловленное холодной прокаткой, смещает кривую магнито-
стрикции вниз во всех полях [487, 542, 610], как показано на фиг. 676.
Наконец, на фиг. 677 показано, что отпуск закаленного стержня (1,3% С) при
последовательно, возрастающих температурах увеличивает магнитострикцию
в полях до 400—500 эрстед. Одновременные измерения твердости показали,
что эта обработка уменьшает твердость по. склероскопу от 70 до 35.
Шульце [368] изучал магнитострикцию двойных железо-кремнистых и
железо-марганцевых сплавов, содержащих до 10—12% Si или Мп; резуль-
таты его измерений для кремнистых сплавов приведены на фиг. 678. Кремни-
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
535
Фиг. 675. Магнитострикция отожженных
(железо-углеродистых сплавов с различным
содержанием углерода.
стые сплавы представляют интерес потому, что в области около 7% Si
магнитострикция проходит через нуль, а при меньшем содержании кремния
исчезает эффект Виллари. Магнитострикция холоднокатанных текстурованных
(отожженных) листов трансформа-
торного железа, содержащих 3% Si,
существенно зависит от направления
измерения в листе [1315]. В марган-
цевых сплавах эффект Виллари ис-
чезает при содержании марганца
около 5%, а ферромагнетизм—в об-
ласти около 12—14%.
Шульце [368] изучал также
магнитострикцию железо-алюминие-
вых сплавов, содержащих до 10% А1,
и нашел, что магнитострикция
быстро возрастает с увеличением
содержания алюмийия до величины
35-Ю-*. Эффект Виллари исчезал
при содержании 4—5% А1. Позд-
нее Хонда и др. [14291 измеряли
магнитострикцию сплавов с содер-
жанием до 16% А1 и обнаружили на
кривой зависимости магнитострик-
ции от содержания алюминия макси-
мум при 13% А1; в этой точке
магнитострикция была равна 40-10-* (фиг. 679). Этот материал, названный
алфером, использовался в Японии во время второй мировой войны, ког-
да возникли трудности с получением никеля. Зависимость магнитострикции
от поля и намагниченности показана на фиг. 680. При содержании 6% А1
магнитострикция всюду положительна; при
Фиг. 676. Магнитострикция железо-углеродистого
сплава после различной обработки.
1—отожженный стержень диаметром 6,3 мм; 2—холоднотя-
нутый до диаметра 4,8 мм; 5—холоднотянутый до диаметра
3,2 мм; 4—холоднотянутый до диаметра 1,6 мм.
содержании 9% А1 и более
магнитострикция непрерывно
возрастает с полем. Образцы
отжигались при 1000° С и
медленно охлаждались. Масу-
мото и Сайто [1431] наблюда-
ли меньшую магнитострикцию
в сплавах, закаленных при
температуре 450—900°С. Спла-
вы становятся немагнитными
при 17—18% А1 (см. гл. VII).
Меськин и др. [1278] из-
мерили магнитострикцию раз-
личных сплавов железа как
медленно охлажденных, так
и закаленных в воде. Резуль-
таты, относящиеся к сплавам,
медленно охлажденным в по-
ле И — 1000 эрстед, приводят-
ся в табл. 81. Эти результа-
ты, относящиеся к железо-
алюминиевым сплавам, были
опубликованы раньше, чем соответствующие результаты японских авторов.
Другие мягкие материалы. Из числа никель-медных сплавов был изучен
монель-металл в отожженном и твердокатанном состоянии. В работе Шульце
[369] указывается, что, хотя некоторые образцы отожженного монель-металла
(около 65% Ni, 30% Си, 1,0% Мп и 1,5% Fe) обнаруживают существование
Фиг. 677. Магнитострикция стального стержня,
содержащего 1,3% углерода, после закалки от
температуры 788° С (наименьший максимум) и по-
следующего отпуска в течение 15 мин. при различ-
ных температурах.
/—неотпущенный образец; 2—отпуск при 427° С; 3—от-
пуск при 565° С; 4—отпуск при 705° С.
Фиг. 678. Магнитострикция желе-
зо-кремнистых сплавов.
Точка, отмеченная сплошным кружком,,
получена по измерениям Карра на моно-
кристалле (см. фиг. 635) и относится к
насыщению.
Фиг. 679. Магнитострикция отож-
женных железо-алюминиевых сплавов.
Фиг. 680. Магнитострикция алфера (железо-
алюминиевый сплав, содержащий 13%f^ А1).
Сплошная кривая—зависимость Л от Я; пунктир-
ная—зависимость X от В—Н.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
537
Таблица 81
Магнитострикция X (в поле 1000 эрстед) различных сплавов железа,
оттожженных и медленно охлажденных
Алюминий Молибден Фосфор
содержание, % Х-106 содержание, % Х-106 содержание, % X-106
4 -0,3 2 -6,5 0,5 -8,0
6 1,7 4 -4,7 0,8 -5,5
8 12,2 8 1,2 1,0 -4,2
10 22,4 12 -3,2 1,2 -3,4
14 37,0 16 -1,7 1,5 -6,0
16 5,8 20 -3,0 1,7 -4,3
24 0,7
Кремний I Титан Вольфрам
содержание, % X-1 ов содержание, % VI 06 содержание, % VI Об
2 -1,0 2 -6,2 8 -6,4
4 4,6 4 -1,8 12 -2,6
5 2,4 6 -1,0 20 -3,5
6 0,8 8 0,0 24 -3,0
7 -1,7
небольшой отрицательной магнитострикции, составляющей от 1 до 3,5-10'*,.
холоднокатанный сплав, насколько точно можно было измерить, оказался
неактивным в магнитном отношении. В работе не указывается, связано ли
исчезновение ферромагнитных свойств с прокаткой. Точка Кюри отожженного-
материала лежит около 60° С. Подобные же результаты были опубли-
кованы Вильямсом [684]. Айде [711] использовал монель-металл в магнито-
стрикционных генераторах.
Объемная магнитострикция никель-медного сплава, содержащего 33% Си,
была измерена Корнецким [799] в интервале температур от 38 до 77° С.
Наибольшее ее изменение с полем1) получается (при адиабатическом
намагничивании) при самой низкой температуре и составляет 1,4-10-9 на
1 эрстед, что не противоречит данным, полученным Ауверсом и Нейманом
при исследовании тройной системы Fe—Ni—Си.
Добавление 2% бериллия к никелю уменьшает абсолютную величину
магнитострикции в полях, превышающих 100 эрстед, до 1/3 или х/4 исходной
величины [511, 1278].
По данным Шульце [672], у никель-вольфрамового сплава, содержащего-
12% W, магнитострикция насыщения —16-10-*. Кривая зависимости К
от (В—Н)г представляет собой прямую линию при изменении (В—Ну/Bl от
0,4 до 1,0.
Хепс [234] измерял магнитострикцию монокристаллической сферы из
магнетита (Fe3O4) и нашел, что в некоторых кристаллографических направле-
ниях магнитострикция составляет 30-10~*. Такей (частное сообщение) измерил
Х=32-10_* на образце, который был спрессован из порошка магнетита и затем
отжигался в течение нескольких часов при температуре 900° С. Корнецкий
[798] измерял объемную магнитострикцию поликристаллического FesO4
х) Наибольшее значение производной (1/п) д {kv)/dH.—Прим. ред.
538
ГЛАВА XIII
в полях с напряженностью до Н= 10 000 эрстед и нашел, что при
//>5000 эрстед имеет место уменьшение объема с полем и значение производ-
ной (1/г>)д(До)/ЗЯ составляет 0,07-10~9 на 1 эрстед (о ферритах см. работу
Вотье [1741]).
В литературе имеется несколько сообщений о продольной магнитострик-
ции сплавов Гейслера [59, 68, 72], однако ни одно из них не относится к послед-
нему времени. На фиг. 681 представле-
Фиг. 681. Магнитострикция некото-
рых сплавов Гейслера.
ны данные для трех образцов этих спла-
вов, содержащих около 20% Мп, 13% А1
и 67% Си с примесями 1% Fe, 0,1% Si
и 0,1—3% Sn. У всех образцов магни-
тострикция положительна и мала.
Материалы для постоянных магни-
тов. Несбит [1564, 1718] произвел изме-
рения магнитострикции некоторых стан-
дартных материалов для постоянных
магнитов, а также нескольких сплавов,
близких по составу к сплаву алнико 5
и сплаву Мишима. Данные для ряда
материалов представлены на фиг. 682.
Влияние термической обработки на
магнитострикцию сплавов, близких по
составу к сплаву алнико 5, показано
на фиг. 683. Результаты, полученные
Несбитом, аналогичны результатам Гозелитца и Мак-Кега [1633] и их можно
-было бы предсказать на основе доменной теории. Магнитострикция насыщения
в направлении, параллельном полю, действовавшему во время термической
Фиг. 682. Магнитострикция некоторых сплавов для
постоянных магнитов.
1—сталь; Хонда; 2—викаллой; 3—алнико 5; 4—сталь с низким
содержанием кобальта; 5—ремаллой; 5—сплав Мишима; 7—
инструментальная сталь.
Пунктиром показана экстраполяция к Я—со. Цифры на кривых
указывают величину коэрцитивной силы.
.обработки, во много раз меньше, а в перпендикулярном направлении—больше,
чем^магнитострикция в том же материале, обработанном без поля. Другие
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
539
данные Несбита [1718] приведены на фиг. 684. По мнению Гозелитца и Мак-
Кега, эти данные подтверждают предположение о том, что в поликристалли-
ческом материале векторы намагниченности доменов первоначально ориенти-
рованы вдоль тех кубических осей, которые составляли меньший угол с полем,
Фиг. 683. Влияние термической обработки на магни-
тострикцию алнико 5.
/—охлаждение в поперечном поле со скоростью 2° Св 1 сек.;
2—охлаждение без поля со скоростью 2° С в 1 сек.; 3—закалка
в масле от температуры 820° С; 4—старение; 5—отливка в пе-
сок;^—охлаждение с печью; 7—охлаждение в продольном поле
со скоростью 20° С в 1 сек.
Фиг. 684. Анизотропия магнитострикции сплава алнико 5,
закаленного от температуры 820° С.
/—при обработке ось Образца перпендикулярна к полю; 2—обработка
производится в отсутствие поля; 3—при обработке ось образца парал-
лельна полю.
действовавшим во время термической обработки. Указанное предположение
проверялось Мак-Кегом [1647] при исследовании материалов с вытянутыми
кристаллитами, причем кубические оси всех кристаллитов параллельны
некоторому направлению в образце.
540
ГЛАВА XIII
Несбит [1718] варьировал состав сплавов Fe—Ni—Al типа сплава
Мишима, содержащих 29% Ni и различные количества Fe и А1. При 'содер-
жании в сплаве около 12%А1 магнитострикция проходит через нуль, как
показано на фиг. 685. Магнитострикция проходит через нуль даже в том случае,
когда коэрцитивная сила достаточно высока—выше 400 эрстед. Полученные
результаты можно рассматривать как подтверждение того, что высокую коэр-
цитивную силу этих материалов нельзя объяснить с точки зрения теории
напряжений, рассмотренной в гл. VIII. Здесь действуют некоторые причины,
предотвращающие смещение границ доменов (см. также стр. 313 и 659).
Н, эрстед
Фиг. 685. Влияние небольших изменений состава на
магнитострикцию некоторых сплавов Fe—Ni—Al, со-
держащих 29% Ni (сплавы Мишима).
ИЗМЕНЕНИЕ МОДУЛЯ УПРУГОСТИ
Введение. Когда размагниченный ферромагнитный материал подвергается
действию натяжения, его длина возрастает, во-первых, в результате чисто
упругого удлинения, которое обычно имеет место в твердых телах, и, во-вторых,
вследствие удлинения, обусловленного переориентировкой доменов под дей-
ствием механического напряжения. Удлинение второго типа происходит
вследствие магнитострикции, вызванной ориентацией доменов. Именно этим
обстоятельством объясняется то, что в ферромагнитных материалах модуль
упругости Е зависит от амплитуды механического напряжения и величины
намагниченности. Изменение модуля упругости при изменении намагничен-
ности часто называется ЬЕ-эффектом.
Указания о том, что упругие свойства могут изменяться при намагничи-
вании, имеются в работах, опубликованных более 100 лет назад [2], но до>
конца прошлого столетия [15, 50] это определенно не было установлено.
Обзор более ранней литературы по данному вопросу был сделан Ауер-
бахом [186]. Первое объяснение этого явления с точки зрения доменной теории
дали Акулов и Кондорский [631], а подробно теория была разработана Керсте-
ном [653, 719], Беккером и Дорингом [1019, 1099] и другими исследователями.
Кроме изменения модуля упругости, в ферромагнетиках обычно наблю-
дается значительно большее, чем в немагнитных материалах, затухание меха-
нических колебаний. Потери, связанные с этим затуханием, в настоящее время
находят общее объяснение, которое будет рассматриваться ниже.
На фиг. 686 схематически показана зависимость относительного удлине-
ния от величины растягивающего напряжения, предсказываемая доменной
теорией. Прямая ON представляет эту зависимость для немагнитного материала
или для ферромагнитного материала, в котором направления векторов намагни-
ченности доменов остаются неизменными (например, благодаря действию
сильного магнитного поля). Для мягких ферромагнитных материалов указан-
ная зависимость представляется кривой 0SM. Ее ход показывает, что при малых
деформациях возникает дополнительное удлинение, обусловленное небольшой
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
541
Фиг. 686. Схематические кри-
вые зависимости относительного
удлинения от натяжения для
немагнитного (ON) и магнитного
(ОЛ4) материала, показывающие
избыточную деформацию за
счет магнитострикции у маг-
нитного материала при разной
величине
переориентацией магнитных моментов доменов. При больших деформа-
циях удлинение достигает предела, который превышает соответствующий
предел для немагнитного материала на величину \?). Величина ks равна
абсолютной величине магнитострикции при насыщении того же материала
в недеформированном состоянии. В жестких
магнитных материалах со значительными
внутренними напряжениями для ориентации
векторов намагниченности доменов требуется
большая величина внешнего напряжения и
зависимость относительного удлинения е от
величины напряжения представляется кри-
вой ОНМ. Если материал намагничен так,
что некоторое магнитострикционное удли-
нение 00' уже имеет место, то указанная
зависимость будет представляться кривой
О'М. Соответствующие изменения величин
ME и Е представлены на фиг. 687. Наи-
большее наблюдавшееся значение изменения
модуля упругости при увеличении напряже-
ния составляет приблизительно 20% [1548].
При намагничивании Энглер [1020] наблю-
дал изменение Е> превосходящее 35%.
Экспериментальные методы. Модуль упру-
гости легко определяется по резонансной ча-
стоте колебаний образца определенной фор-
мы. Для стержней при продольных колебаниях резонансная частота опре-
деляется выражением
-_ п [Е М/а
Здесь п—целое число, I—длина стержня и р—плотность материала.
Фиг. 687. Зависимость модуля упругости и его обратной вели-
чины от амплитуды напряжения для ферромагнитного материала,
а—зависимость 1/Е от. в : /—немагнитный материал; 2—ферромагнитный
материал при 1=0, б—зависимость Готе: /—немагнитный или ферромагнитный
материал при 1=1$, 2—ферромагнитный материал.
При поперечных колебаниях в круглом стержне, у которого l^d.
. 0,8902 md f Е \Vs
Здесь d—диаметр, а т принимает значения 1; 2,757; 5,404; 8,933; 13,345; ...
Для стержня прямоугольного сечения толщиной d применима та же самая
*) Вернее, кривая 0SM асимптотически приближается к прямой О'М, ординаты кото-
рой превышают ординаты прямой ON, характеризующей удлинение немагнитного материа-
ла, на величину Xs.—Прим. ред.
542
ГЛАВА XIII
формула, только числовой коэффициент следует умножить на 2/]/3. Поправки
для случая, когда l^d, приведены в работе [1329]. Для крутильных колеба-
ний были выведены другие соотношения.
Колебания могут возбуждаться или при действии на конец образца механи-
ческой силы небольшой величины [942], создаваемой электромагнитом,питаемым
переменным током [840], или вследствие магнитострикции при наложении пере-
менного поля [418, 632], или, наконец, при механическом контакте с пьезоэлек-
трически возбужденным кристаллом [847, 1304]. Подобным же образом могут
быть возбуждены крутильные колебания. Резонанс определяется по максимуму
Фиг. 688. Изменение модуля упругости в зависимости от намаг-
ниченности у различных материалов.
/—никель (200° С); 2—никель; 5—никель (24°С); 4—68-пермаллой, быстро
охлажденный; 5—-68-пермаллой, медленно охлажденный; 5—отожженное же-
лезо; 7—отожженный кобальт; 3—железо; 9—отожженное железо; 10—не-
отожженное железо; //—неотожженный кобальт; 12—неотожженный 68-пер-
маллой.
амплитуды колебаний при изменении частоты возбуждающей силы. Для опре-
деления модулей можно также использовать прямые методы измерения напря-
жения и деформации особенно в опытах, где имеет место кручение [690, 1548].
В другом методе определяется время, необходимое для прохождения
высокочастотного импульса вдоль образца. Скорость прохождения импульса
где С—модуль, зависящий от типа колебаний. Импульс с частотой около.
10 мггц и продолжительностью 1 мсек, обычно получается от пьезоэлектри-
чески возбуждаемого кристалла кварца, вырезанного надлежащим образом.
Этот метод использовался для определения упругих констант монокристалла
никеля и исследования их изменения при намагничивании [1601].
Логарифмический декремент затухания может быть определен 1) прямым
методом по затуханию амплитуды колебаний после отключения источника
колебаний, 2) по ширине резонансной кривой и 3) по величине Q системы
(Q измеряется электрическими методами).
Некоторые экспериментальные результаты. Зависимость Е от намагни-
ченности для различных материалов представлена на фиг. 688 по данным
Зигеля и Куимби [908], Накамура [815], Вильямса и др. [1304], Стрита [1571],
Ямамото [1090, 1307] и Кука [847].
Вообще, &EIE велико для материалов с большой магнитострикцией и малы-
ми внутренними напряжениями, таких, как отожженный никель; в железе
и кобальте и в наклепанных материалах величина относительного изменения
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
543
часто меньше 1%. Наблюдаются значительные колебания от образца к образцу,
как и следовало ожидать, если принять во внимание, что ДЕ относится к струк-
турно-чувствительным величинам.
Изменения упругих постоянных в зависимости от величины деформации
исследовались и раньше [47], но только в 1934 г. Беккер и Корнецкий [690]
полностью выяснили природу этого эффекта и его связь с другими магнитными
явлениями. В их опытах, результаты которых представлены на фиг. 689,
проволока из карбонильного железа закручивалась так, что максимальное
напряжение на ее поверхности было порядка а=1 'кг! мм*. Угол закручивания
ср измерялся в зависимости от на-
пряжения для полного цикла де-
формации. Зависимость деформа-
ции от напряжения для ненамаг-
ничейного образца является нели-
нейной, и петля гистерезиса имеет
заметную площадь. Если на такой
образец накладывается поле, зави-
симость становится почти линейной,
а петля стягивается к линии (это
показывает, что в данном случае
конечная площадь петли не яв-
ляется результатом пластической
деформации).
Измерения Ферстера и Кестера
[941] на ряде железо-никелевых
сплавов показали, что при очень
малых амплитудах (от 10”8 до 10~7)
Е линейно зависит от амплитуды де-
формации е. Крутизна кривых зави-
симости Е от е для сплавов различ-
Ф и г. 689. Нелинейность кривых зависимости
деформации от напряжения при кручении
карбонильного железа в магнитном поле и
при отсутствии поля.
/—узкая петля упругого гистерезиса в поле Н=
= 100 эрстед', 2—петля упругого гистерезиса в отсут-
ствие поля.
По оси ординат отложен угол закручивания.
ного состава показана на фиг. 690.
Корнецкий [1050] отметил аналогию между зависимостью £ от а (или е)
и зависимостью р. от Н в слабых полях. Соотношения
J___L
Е ~Еа
da
(13.19)
подобны соотношениям Релея
Р- = 11о + ^>
du
V~dH *
Аналогия распространяется также на остаточную индукцию, остаточную
деформацию и площади петель В(Н) и е(о). Соотношение между а и магнито-
механическими потерями (демпфирование) будет рассмотрено ниже.
Влияние температуры на Д£-эффект иллюстрируется фиг. 691—693.
Данные для никеля взяты из работы Зигеля и Куимби [908], данные
для железа и некоторых железо-никелевых сплавов—из работы Энглера
[1020].
У никеля величина Д£ возрастает с температурой до 200° С, а затем
падает до нуля в точке Кюри.Точки, соответствующие значениям Е для намагни-
ченности насыщения, ложатся на кривую, которая при температуре Кюри
непрерывно (без излома) переходит в кривую для парамагнитного никеля.
Этот результат можно было предсказать исходя из элементарной теории,
согласно которой в намагниченном до насыщения материале не может быть
никаких изменений намагниченности в результате действия механической
силы и, следовательно, не должно быть никакой магнитострикционной дефор-
544
ГЛАВА XIII
мации1). Такие же результаты были получены для железо-никелевых сплавов
содержащих 93, 78 и 50% Ni [1020]. Однако в железо-никелевом сплаве
Фиг. 690. Относительное изме-
нение модуля упругости в зави-
симости от амплитуды напряже-
ния у различных железо-никеле-
вых сплавов.
Фиг. 691. Зависимость модуля упругости
никеля от намагниченности и температуры.
содержащем 42% Ni, имеется значительное изменение крутизны.кривой зависи-
мости Е от Т в точке Кюри для всех значений наложенного поля. Доринг
[1019, 1099] приписывает указанное изменение объемной магнитострикции,
которая особенно велика в этом сплаве; более подробная теория будет дана
22la-
ниже (стр. 550).
Теория для случая больших внутрен-
них напряжений. Керстен [653] первый
21
4ц4
19
id
О 100 200 300 400 500
Температура, °C
Температура, °C
Фиг. 693. Зависимость модуля упругости
42-пермаллоя от температуры при различных
значениях намагниченности.
1
Фиг. 692. Зависимость модуля уп-
ругости намагниченного и размаг-
ниченного железа от температуры.
связал ДЕ-эффект с внутренними напряжениями и магнитострикцией насы-
щения. Рассмотрим материал, в котором магнитоупругая энергия, связанная
с внутренними напряжениями, велика по сравнению с энергией кристалло-
х) Этот вывод получается лишь для случая, когда на ферромагнетик действует
очень сильное магнитное поле и намагниченность приближается к так называемому «истин-
ному» насыщению. Спонтанная намагниченность под влиянием натяжения может изме-
няться.—Прим. ред.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
545
графической анизотропии (к.<?{>К). Пусть в какой-либо точке этого материала
внутреннее напряжение а{ и внешнее напряжение а направлены под углом
90 (см. фиг. 602). Если магнитострикция ks положительна, то местная намагни-
ченность Д будет параллельна при а=0, а наложение некоторого напря-
жения а повернет Ц на угол 6. Задача состоит в том, чтобы рассчитать удли-
нение ет в направлении действия а, вызванное изменением ориентации векторов
намагниченности доменов. Полное-удлинение будет равно e=eOT-|-es, где е3—
обычное удлинение кристаллической решетки. Величины магнитоупругой
энергии, связанные с и а, как показано в гл. XVIII, равны
5, =-|-ksa sin2 (0О —6) (13.20)
И
£’i==4Xs°isin20, (13.21)
Величина 0, соответствующая равновесию, получается из условия
А(е.+е.,)-о.
Когда угол 6 мал, он определяется соотношением
9 = — sin90-cos90.
°i
Удлинение, связанное с поворотом векторов намагниченности доменов
на угол 0, можно рассчитать с помощью соотношения (13.10):
Х = 4х,(еоз>в-±).
Удлинение для малых углов 9 будет равно
= 0 35 = 3Xs0 sin 00 C0S 00 = 3Xs Sin2 0“ Cos2 0О-
При беспорядочно распределенных внутренних напряжениях
sin2 60 cos26o=-^|,
тогда
2Х8д
т 5ai •
В этом и подобных ему выражениях ks представляет собой абсолютную
величину магнитострикции и, следовательно, sm всегда положительно при
положительном а (растяжение) независимо от знака ks. Полное удлинение
I О | у W л Z-XZ-X4
s = e34-ern = -g- = -g- + —, (13.22)
или
_L__L = A <1^2*3
Ей Es • < £ J 5aj ’
ES Eq AE 2ksEs nO4
Eq ~~Eq 5ai ‘ (16.26)
Здесь Eq и Es —модули упругости соответственно при намагниченности,
равной нулю, и при насыщении.
При насыщении малые напряжения, действующие параллельно направ-
лению намагниченности, не вызывают изменения ориентации векторов
25 р. Бозорт
546
ГЛАВА ХШ
намагниченности доменов и, следовательно, Е имеет значение, соответст-
вующее обычной упругой деформации решетки.
Предыдущее выражение можно преобразовать, используя формулу
Керстена для начальной проницаемости, в которую также входит величина
внутренних напряжений. Если р.о > 1, то
Ио — 9Mi
И
Е,~ 20к11 ’ ( 3,2 }
Более подробный расчет, выполненный Беккером и Дорингом [1099,
1114] с учетом деформации сдвига и коэффициента Пуассона для упруго-
изотропного материла, обладающего изотропной магнитострикцией, при-
водит к такому же результату. Для случая анизотропной магнитострик-
ции задача полностью решена не была.
Предполагая однородность напряжений и усредняя по всем направле-
ниям, Доринг [1П4] получил
&Е___ 9t*p£s 4~ 3Xin /13 25)
Ео ~ 20те/1 5 ‘ V • /
Предполагая однородность деформаций, он нашел
&Е 9no£s 2C^Xf00-|-3C|X?u „р.
£0 - (2С24-ЗС3)2 • Uo.zo;
Здесь С2 и С8 —модули сдвига, имеющие для железа значения соответст-
венно 0,48-1012 и 1,12-1012 дина) см2, Х1оо=19-1О-6 и Х1П — 19-10-6 (так-
же для железа).
Теория для случая малых внутренних напряжений. Выше мы рассма-
тривали процессы вращения, свойственные материалу, имеющему настолько
большие внутренние напряжения, что связанная с ними магнитоупругая
энергия превышает энергию кристаллографической анизотропии: Mi » К.
Если напряжения настолько малы, что К или < К, то при
намагничивании в слабых полях главную роль играет смещение границ
доменов и результаты предыдущих расчетов Д£ не могут быть использова-
ны. Беккер и Доринг [1099, 1114] выполнили расчет для материалов,
у которых < К. Поскольку площади границ доменов неизвестны и не
поддаются прямому определению, выведенные формулы следует применять
с осторожностью. Следует иметь в виду, что величина ДЕ-эффекта зависит
только от смещений 90-градусных границ, тогда как величина начальной
проницаемости зависит от смещений как 90-, так и 180-градусных границ.
Расчеты Д£-эффекта- сделаны на основе сомнительного допущения о том,
что при малых изменениях намагниченности преобладают смещения 90-
градусных границ.
При рассмотрении этого случая мы не будем вдаваться в подробности
расчетов. Очевидно, что в направлений легкого намагничивания [100] ДЕ
будет зависеть от Х100 и Е100 и тогда расчет (для р-0 > 1) приводит к соот-
ношению
Д^юо 9(*оЕ1О(Л1оо
Ещо 16я/2
Изменение модуля упругости в направлении [111] в данном случае отсут-
ствует (ДЕИ1 = 0), так как напряжение, приложенное в этом направлений,
составляет равные углы со всеми направлениями легкого намагничивания
и, следовательно, не будет вызывать поворота вектора намагниченности от
(13.27)
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
547
одного направления легкого намагничивания к другому. Усредняя ЕЕ по
всем направлениям и допуская при этом, что напряжения однородны,
получаем
ЕЕ____ Эцо^з^-мо
£о 40тс/1
(13.28)
Это выражение не отличается существенно
случая больших внутренних напряжений.
Когда Ха* и К сравнимы по величи-
не, на ДЕ-эффект влияет вращение мест-
ной намагниченности из направления лег-
кого намагничивания [100]. Расчет эф-
фекта [1099] для направления трудного
намагничивания в этом случае дает
от формулы, полученной для
Ф и г. 695. Влияние температуры
отжига на ход кривых зависимости
Е от Т у никеля.
Измерения выполнены на размагниченных
образцах, за исключением измерений, по
данным которых построена верхняя'кривая.
/—намагниченный образец (/=/»); 2—об-
разец, подвергнутый холодной обработке;
5—образцы, отожженные при различных
температурах.
Фиг. 694. Изменение модуля упругости в маг-
нитном поле (Д£-эффект) и магнитострикция у
различных железо-никелевых сплавов.
Если положить Eul=Ei00, то при
К > /|/р0 (как в железе), это отношение
оказывается меньше, чем ^Е100/Е100.
Беккер и Доринг приходят к вы-
воду, что для направления легкого на-
магничивания формула, связывающая ЕЕ/Е с а., оказывается приблизи-
тельно одной и той же, независимо, от того, велики или малы внутренние
напряжения. Наоборот, для направления трудного намагничивания ЕЕ за-
висит от с* только при больших а*; когда же с* мало, ЕЕ достигает верх-
него предела и зависит от К, но не зависит от а*. Таким образом, для
материала, кристаллографические оси и внутренние напряжения в котором
распределены беспорядочно, величина ЕЕ при больших а* обратно пропор-
циональна а*; при малых а* значение ЕЕ будет несколько меньше, чем
значение, вычисленное по формуле, относящейся к случаю больших внут-
ренних напряжений.
Доменная теория ДЕ-эффекта рассматривается также в работе Такаги
[Н73].
Сравнение с экспериментальными данными. Согласно теории Керстена,
изменение модуля упругости при намагничивании должно быть пропорцио-
35*
548
ГЛАВА XIII
нально ks и обратно пропорционально Удобным способом проверки
справедливости первого требования является измерение Д£-эффекта для
ряда железо-никелевых сплавов. Это было сделано несколькими авторами,
в частности Накамура [815], Ферстером и Кестером [941] и Кестером [1376].
Результаты Кестера приведены на фиг. 694, где они сравниваются со зна-
чениями Xs, полученными Шульце. Между данными для Д£-эффекта и л8
имеется хорошее соответствие, как и следовало ожидать для случая, когда
имеет почти одинаковую величину для всех сплавов. Это условие, повиди-
мому, выполнялось в рассматриваемых экспериментах, поскольку все образцы
отжигались при 700° С, т. е. при температуре, слишком низкой, чтобы
полностью устранить результаты предыдущей холодной обработки. Расчет-
ные значения для составляли от 1
до 2 кг/мм2.
Кестер [1374] применял другой
метод сравнения теории с опытом. Он
производил отжиг холоднообработан-
ного никеля при различных темпера-
турах, так что в образцах оставались
различные внутренние напряжения, и
затем измерял Е в зависимости от
температуры. Результаты приведены
на фиг. 695 (зависимость Е от Т) и
фиг. 696 (зависимость отношения АЕ/Е
от Г). Более твердые в магнитном
отношении материалы имеют меньшую
величину ДЕ, как и ожидалось. Рас-
четы величин по значениям ДЕ
с использованием данных Доринга
[853] для показывают, что при
убывании температуры остается
постоянным приблизительно до тем-
Ф и г. 696. Влияние температуры отжига
на ход кривых зависимости величины
-эффекта от Т для никеля.
/—образец, подвергнутый холодной обработке;
2—образцы, отожженные при различных тем-
пературах.
пературы 200° С, при которой ДЕ имеет максимум, как видно из
фиг. 696. При более низких температурах рассчитанные значения стано-
вятся большими. Это возрастание трудно объяснить на основе данной
ранее теории. Кестер предполагает, что а{ можно рассматривать как вели-
чину, состоящую из двух частей. Первая часть, as, представляет собой
истинную величину внутренних упругих напряжений, вторая, aft,— некоторое
эффективное напряжение, могущее изменять направление местной намаг-
ниченности. Эта вторая часть обусловлена влиянием магнитной анизотро-
пии. Таким образом,
= +
Предполагают, что при малой анизотропии значения а{, рассчитанные по
формулам Керстена, совпадают с истинными внутренними напряжениями
и превышают их, когда К сравнимо по величине с ksa{.
Известно, что К начинает быстро возрастать при уменьшении темпе-
ратуры ниже 200° С, когда начинают также возрастать и рассчитанные
значения Это согласуется с высказанными предположениями. Исполь-
зуя их, Кестер определил as и afe по данным своих измерений, вы-
полненных на никеле и железо-никелевых сплавах. Более подробное об-
суждение данного вопроса можно найти в работах [1374—1376], где
приведены также полученные указанным выше методом значения величин
и °ь-
Кестер [1375] измерил, кроме того; р0 и ДЕ для одного и того же
образца никеля. Используя формулы Керстена для больших внутренних
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
549
напряжений,
1 _ 1s
/о 18Ttksai ’
А£ _ 2XS£S
Ей~ 5а{ ’
он рассчитал а{ для материала, подвергнутого холодной обработке или наклепу,
а затем отожженного при температуре 700—1300° С. Из рассмотрения табл. 82
видно, что значения, полученные из этих двух формул, близки между собой,
особенно для магнитно-твердых материалов.
Таблица 82
Значения внутренних напряжений а, по данным измерений рф
и А£/£о*
Температура отжига, °C ио ДЕ/Е0 ci, кг/мм*
по величине НО по величине ДЕ/Е0
После обработки 1,2 0,015 15,00 15,00
700 6,0 0,085 3,03 2,82
900 8,2 0,120 2,05 1,95
1000 11,2 0,145 1,62 1,58
1300 15,6 0.168 1,17 1,30
♦ Для материала, подвергнутого предварительно холодной обработке
с обжатием на 80%. Расчет выполнен Кестером [1375].
Изменение модуля упругости при намагничивании железо-кобальтовых
сплавов было измерено Ямамото 11307], который нашел, что АЕ-эффект
в 50-процентном сплаве достигает 22%, т. е. превышает ДЕ-эффект в никеле,
составляющий при комнатной температуре около 20% [1374]. Это обстоятель-
ство находится в связи с высокой магнитострикцией железо-кобальтового
сплава. Кимура [1118, 1135,1212] измерил ДЕ-эффект в 20 образцах монокри-
сталлов железа, вырезанных вдоль различных кристаллографических направле-
ний. Однако сколько-нибудь определенно проверить предсказание теории о том,
что в направлении [111] слабое намагничивание не должно оказывать влияния
на величину Е, оказалось невозможным, так как ни один из образцов не был
вырезан в направлении, близком к направлению [111]. Тем не менее на фиг. 697
воспроизведены кривые зависимости АЕ-эффекта от ИЦ для двух образцов
кристаллов, один из которых вырезан в направлении, составляющем угол
13°с осью [ 100], а другой—в направлении, составляющем угол 12° с осью [111].
Кривая для второго образца имеет меньшую крутизну при малых значениях
намагниченности и на ней нет заметных изгибов вплоть до значений намагни-
ченности, составляющих около 2/3 от намагниченности насыщения, т. е. до
области, в которой главную роль играёт процесс вращения. Таким образом,
предсказание теории с качественной стороны подтверждается1). Желательно,
однако, иметь более определенное подтверждение.
х) Едва ли можно сделать такой вывод, анализируя ход кривых, приведенных на
фиг. 697. В области малых значений намагниченности, где главную роль играет процесс
смещения, обе кривые сливаются. Различный ход они имеют не в области малых, а в области
больших значений намагниченности, где главную роль играет процесс вращения. Это не
опровергает указанного автором вывода теории (второй образец вырезан не вдоль оси
[111], а под углом 12° к ней), но и не может служить его подтверждением.—Прим. ред.
550
ГЛАВА XIII
Изменение Е в области точки Кюри. При нагревании образца никеля,
находящегося в сильном магнитном поле, не обнаруживается заметно выражен-
ного изменения модуля упругости в точке Кюри—кривая зависимости Е
от температуры Т не имеет изгибов или изломов в этой области (см. фиг. 691).
Указанное обстоятельство находится в соответствии с приведенной выше
теорией: при этих условиях не возникает магнитострикционной деформации,
происходящей вследствие вращения векторов намагниченности доменов,
и поэтому не следует ожидать из-
менения Е.
Подобным образом ведет себя
большинство исследованных мате-
риалов. Однако при исследовании
железо-никелевого сплава, содер-
жащего 42% Ni, Энглер [1020]
наблюдал значительное изменение
крутизны кривой зависимости Е от
температуры в области точки Кюри
(см. фиг. 693). Доринг [1019] вы-
сказал предположение, что этот
эффект связан с объемной магнито-
стрикцией, которая особенно ве-
лика в указанном сплаве. Изме-
нение длины и соответствующее
изменение Е связаны с объемной
магнитострикцией в основном так
же, как обычный ДЕ-эффект свя-
зан с обычной магнитострикцией
(эффектом Джоуля). Как показал
Доринг, эту связь можно получить
из уравнений термодинамики сле-
дующим образом: пусть /0 будет
длина образца в отсутствие поля
и напряжения и пусть е=(/—/0)//0
z/4
Фиг. 697. Зависимость изменения модуля
упругости (Д Е-эффекта) у монокристалла
железа от намагниченности.
/—кристалл ориентирован под углом 13° к направ-
лению [100]; 2—кристалл ориентирован под углом
12° к направлению [111].
представляет относительное изме-
нение длины, вызываемое полем Н, намагниченностью I или напряжением а.
Модули упругости при постоянной намагниченности и при постоянном поле,
обозначаемые соответственно через Е/ и Ея, определяются выражениями
Е[~\да)г Ен \д<з)н'
Производя замену переменных, получаем
(Й)„-(П+(Жа-
Используя известное термодинамическое соотношение (см. гл. XV)
и равенство
_ (дн')а
\dl Л ’
Л
получаем
Г—У
1 1 _ л
ея е, f •
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
551
Если обозначить через <о относительное изменение объема при действии
поля (объемную магнитострикцию), то
дг _ 1 д<о
~дН~"ЪдН'
(13.30)
Степень изменения спонтанной намагниченности при изменении поля (д!/дН)
можно оценить исходя из теории Вейсса. Численные значения указанных
величин прц комнатной температуре составляют приблизительно dw/дН
ъ 0,7- IO'8 и д!/дН ъ 0,8-10'4, откуда
------i- я» 6- 1С“14 см? [дина
lh
и
так как Ен 1,6-1012 дина}см?.
Если экстраполировать кривую зависимости Е от Т из области темпе-
ратур выше точки Кюри к комнатной температуре, то получается значе-
ние Ei = 1,8-1012 дина) см?. «Экспериментальное» значение отношения
(Ej — Eh)/Ej равно поэтому (1,8—1,6)/1,6 0,1, т. е. тому же самому
значению, которое получается путем расчета. Такое совпадение порядков
величин показывает, что объемная магнитострикция фактически ответствен-
на за аномальное поведение модуля упругости этого материала в области
точки Кюри. Большинство веществ имеет значительно меньшую объемную маг-
нитострикцию, чем этот сплав, и поскольку ДЕ-эффект зависит от (ды/дН)2,
то для большинства веществ он будет значительно меньше, чем у сплава,
содержащего 42% Ni. Кестер [1376] обратил внимание на то, что между
величиной (Ej — Ен) и объемной магнитострикцией в железо-никелевых спла-
вах, содержащих 30— 100% Ni, также имеется определенное соответствие.
Изменение Е в зависимости от температуры тесно связано с необычно
низким температурным коэффициентом упругости элинвара — железо-нике-
левого сплава, открытого Гильомом [190]. Это свойство можно использо-
вать для стабилизации частоты колебаний механических систем, колеблю-
щихся на резонансной частоте. Собственная частота продольных колебаний
изотропного стержня равна
. f-Ш'-
Нулевой температурный коэффициент упругости, как показал Пирс [418],
имеет место при условии
1 дЕ 1 dl
Е дт“ I дТ '
В неферромагнитных материалах обычно (1/Е)дЕ/дТ отрицательно,
а (1/1)д1/дТ положительно, причем абсолютная величина (1/Е)дЕ/дТ зна-
чительно больше величины (\/1)д1/дТ. В ферромагнитных материалах, однако,
{\/Е)дЕ/дТ может иметь очень малую абсолютную величину и даже быть
положительной. У ферромагнитных материалов, имеющих определенную
величину внутренних напряжений [653] или достаточно большую объемную
магнитострикцию, значения величины (11Е)дЕ/дТ являются отрицатель-
ными и по абсолютной величине совпадают с (1/1)д1/дТ [1020]. У отож-
женных железо-никелевых сплавов (1/Е)дЕ/дТ проходит через нуль при
•содержании около 30 и 45% Ni и в узком интервале концентраций вблизи
этих составов имеет подходящую величину. Добавление хрома и других
элементов делает зависимость рассматриваемой величины от состава менее
резкой [190, 613].
552
ГЛАВА XIII
Другие данные. Изменение ДЕ-эффекта с температурой для никеля изуча-
лось также Мобиусом [604, 733], Кимура [И 18, 1135], Гиби [1207] и Кестером
[1374]; для железа и кобальта — Энглером [1020] и Кестером [1550]; для
железо-никелевых сплавов —Гиби [1207]. Кроме того, ДЕ-эффекту посвящены
также работы Айде [526], Гибе и Блехшмидта [518], Накамура [817, 896],.
Вильямса и др. [1304] и Ямамото [1341, 1391].
МАГНЕТОМЕХАНИЧЕСКОЕ ДЕМПФИРОВАНИЕ
С упругими колебаниями любого материала связаны потери энергии.
Эти потери в ферромагнитных материалах в общем случае гораздо больше,
чем в немагнитных материалах, и понять их природу можно лишь в связи
с другими магнитными явлениями. На основании работ Беккера и Корнец-
кого [690], Керстена [719] и Беккера и Доринга [1099] мы можем следу-
Время, сек.
Фиг. 698. Затухание крутильных колебаний
в проволоке из карбонильного железа, в слу-
чае, когда проволока размагничена (верхняя
кривая) и намагничена в поле 100 эрстед (ниж-
няя кривая).
ющим образом разделить «маг-
нитные» потери1):
1) потери от макровихре-
вых токов;
2) потери от микровихре-
вых токов;
3) потери, связанные с маг-
нетомеханическим гистерезисом.
Потери первого вида обус-
ловлены появлением вихревых
токов, возбуждаемых изменением
индукции в образце в целом в-
результате его деформации при
колебаниях. Они, естественно,
будут равны нулю, если намаг-
ниченность отсутствует. Потери
второго вида обусловлены тем,
что каждый домен реагирует на
деформацию, вызываемую коле-
баниями, вследствие чего появ-
По оси ординат отложен угол закручивания.
ляются локальные изменения
магнитного потока и локальные
вихревые токи, меняющиеся от места к месту в образце. Когда деформации
вызывают необратимое смещение границ между доменами, возникают потери
вследствие гистерезиса. Простой опыт Беккера и Корнецкого [690] с крутиль-
ными колебаниями проволоки из карбонильного железа является хорошей
демонстрацией потерь в магнитных материалах и их изменения при изменении
намагниченности.
На фиг. 698 показано затухание колебаний после прекращения действия
возбуждающей их силы. Верхняя кривая относится к колебаниям ненамагни-
ченного образца, нижняя—к колебаниям образца в магнитном поле с напря-
женностью 100 эрстед. Когда на образец действует такое поле, могут про-
исходить только небольшие изменения ориентации векторов намагниченности
доменов и поэтому имеют место сравнительно небольшие потери энергии
за период. 4
Постоянные затухания. Измерение потерь часто производится путем
определения скорости затухания колебаний, как показано на фиг. 698 (затухаю-
щие колебания). Помимо этого, можно измерять амплитуду колебаний в зави-
симости от частоты в области резонанса при постоянстве возбуждающей силы
(вынужденные колебания).
1 При механических колебаниях.—Прим. ред.
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
553.
Дифференциальное уравнение, описывающее затухающие колебания коле-
бательной системы [894], имеет вид
^-+2fo8-g + ^x = 0,
а решение его в случае слабого затухания
х = Aoe~fots cos (2nft — <р).
Здесь / — частота вынужденных колебаний, /0 —частота резонанса, а 8 —ло-
гарифмический декремент затухания, равный натуральному логарифму отно-
шения двух последовательных
амплитуд. Расчет энергии си-
стемы W и энергии, рассеивае-
мой в 1 сек., Р, приводит к
соотношению
2/oF’
(13.31)
Расчет показывает, что в об-
ласти резонанса [(/0 — f)/f0 < П
амплитуда вынужденных ко-
лебаний пропорциональна ве-
личине
Фиг. 699. Теоретическая кривая зависимости’
амплитуды колебаний тела в области резонанса
от изменения частоты, выраженного через лога-
рифмический декремент затухания.
Показана ширина полосы, соответствующая половине
максимальной амплитуды (Afa) и половине максимальной
энергии
По оси абсцисс отложено изменение частоты в единицах
3/эт.
Резонансная кривая имеет вид,
показанный на фиг. 699. Ши-
рина ее, т. е. расстояние меж-
ду точками с ординатами, рав-
ными половине максимума, вы-
ражается следующим образом:
Если вместо амплитуды по оси ординат откладывается энергия (ква-
драт амплитуды), то ширина резонансной кривой
Af«> = fo •
Из опыта обычно определяется та или другая из этих величин. Результаты
часто выражаются через величину добротности Q, а не через величину
декремента 8; эти 'две величины связаны между собой соотношением
Затухание в некоторых материалах. Изменение затухания в железе при
намагничивании показано на фиг. 700. Кривые, приведенные на этой фигуре,
иллюстрируют характерный вид указанной зависимости для ферромагнитных
материалов: подъем до максимума, который имеет место при достаточно-
большой величине намагниченности I, а затем падение до малой величины
при насыщении. Цодобный максимум затухания наблюдался (для железа)
Ауверсом и другими. У некоторых образцов никеля, например у тех, кото-
рые применялись Ауверсом [632] и Кестером [1377], наблюдалась такая же
зависимость, как и у железа; однако у образцов, использовавшихся Зигелем
и Куимби [908], наблюдалось монотонное уменьшение затухания при возра-
554
ГЛАВА XIII
•стании намагниченности. Другие данные этих авторов для никеля (фиг. 701)
относятся к изменению 8 с температурой: затухание имеет максимум при
150 — 200° С, а затем быстро уменьшается при
I. единицы CG8
•Фиг. 700. Зависимость декремента затухания не-
ютожженных железных стержней от намагниченности,
/—небольшой стержень; 2—большой стержень; 3—кривая,
исправленная на потери на макровихревые токи.
приближении температуры
к точке Кюри, что было
подтверждено Кестером
[1377]. Такой же вид имеет
зависимость Д£-эффекта
от температуры, причем
максимум имеет место при-
близительно при той же
температуре, как и на кри-
вой для 8. Совпадение
максимумов можно объяс-
нить тем, что оба явления
связаны [1118, 1135] с ис-
чезновением при этой тем-
пературе кристаллографи-
ческой анизотропии. Кес-
тер нашел [1377], что для
железо-никелевых сплавов
при «нормальном» ходе
кривой зависимости зату-
хания 8 от I она проходит
через максимум при боль-
ших значениях намагни-
ченности I. Однако из ра-
боты Вильямса и др. [1304] следует (фиг. 702), что ход кривой зависит
от термической обработки образца; иногда на ней совсем не обнаружи-
вается максимума, а имеет место
монотонное убывание 8 с увеличе-
нием намагниченности, как ранее
збыло обнаружено у никеля.
Фиг. 702. Зависимость декремента за-
тухания 68-пермаллоя, прошедшего раз-
личную термообработку, от индукции.
1—быстро охлажденный образец; 2—образцы,
охлажденные в продольном поле; 3—образец,
охлажденный в поперечном поле; 4—медленно
охлажденный образец. Декремент затухания
для неотожженного образца при В = 0 состав-
ляет 0,00053.
•Ф и г. 701. Зависимость декремента зату-
хания никеля от температуры при раз-
личных значениях намагниченности.
Макровихревые токи. Керстен
’{719] первым предположил, что в ос-
новном затухание в ферромагнитных
материалах происходит вследствие
потерь энергии на вихревые токи, вызываемые перемагничиванием образца
Хв целом). Его расчеты, которые приводятся ниже, были продолжены Брау-
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ и МАГНИТОСТРИКЦИЯ
555
ном [846] и Зинером [1092] и обсуждались Беккером и Дорингом [1099].
Рассмотрим стержень, намагниченный до индукции Во, который подвергается
действию небольшого по величине механического напряжения с. Полная
индукция в стержне
В = В0 + а«, « =
Если напряжение а изменяется периодически во времени, то будет
иметь место периодическое изменение потока, вследствие чего возникнут
-вихревые токи, противодействующие этому изменению. Если частота изме-
нений я достаточно низка, так что переменная часть индукции распреде-
лена по сечению образца равномерно, нетрудно рассчитать потери энергии
в секунду на 1 см3 образца [1099]:
Р = Л2£/?2/2^-.
Здесь В —модуль упругости, R — радиус стержня, / — частота колебаний,
Р — удельное сопротивление (все величины в единицах CGSM) и W — энергия
деформации на 1 см3 материала, определяемая соотношением
где а —амплитуда напряжения. В этом случае декремент затухания
8«=w=K2£a2jR2v (13-32)
и не будет зависеть от а.
Для высоких частот декремент оказывается равным
8a = -o^-|/4. (13.33)
Таким образом, при низких частотах а при высоких частотах
~ 1 / . В последнем случае изменения потока происходят только
внутри слоя, прилегающего к поверхности образца; по мере того как
частота f возрастает, этот слой становится все тоньше и тоньше, а потери
соответственно меньше.
Декременты затухания цилиндрических и листовых образцов при любой
частоте могут быть рассчитаны по следующим формулам, выведенным Зине-
ром [1092]. Для цилиндрических образцов
* __ berxber'x + beixbei'x
2рл ber2х + bei2х ’ '
где
Р
и для листовых образцов
shj-siny 1335
а 4у.у cshz/-f-cos(/ ' ’
Здесь z/2 = 4it2d2(p.//p), а d — толщина листа. Графики функций, описываемых
формулами (13.34) и (13.35), построены на фиг. 703, где d представляет
собой толщину листа или диаметр (2R) цилиндрического стержня. По при-
веденным кривым легко можно найти частоту, при которой 8а имеет макси-
мум. Для цилиндрических и листовых образцов она составляет соответ-
ственно 0,33p/d2p. и 0,14p/d2p.
Кук [847] и Браун [846] измерили декременты затухания на двух
подобных образцах из отожженного железа, имеющих различный диаметр
556
ГЛАВА XIII
(см. фиг. 700),. При больших индукциях кривые различаются, как и можно
было бы ожидать, предполагая, что потери при колебаниях в основном
определяются макровихревыми токами. В условиях опыта (/=56000, р =
= 10 000) скин-эффект велик и поэтому можно принять 8 ~ 1 /d. При таких
предположениях Брауну удалось удовлетворительно объяснить разницу
в кривых и построить кривую, соответствующую случаю отсутствия потерь
на макровихревые токи.
Когда частота колебаний высока, экранирование за счет вихревых
токов значительно. В этом случае индукция В почти во всем стержне-
одинакова и изменение ее происходит только в очень тонком поверхностном
Фиг. 703. Теоретические кривые зависимости декремента, обуслов-
ленного макровихревыми токами, от частоты.
d—толщина пластинки или диаметр стержня в см\ а=дВ]да\ Е—модуль упру-
гости; /—частота колебаний; р—удельное сопротивление (в единицах CGSM);
р.—обратимая проницаемость.
По оси абсцисс отложена частота, выраженная через величину (M2/p)f> по
оси ординат—декремент, выраженный через величину 8а/(а2£/|х).
Левая кривая—для пластинок, правая—для цилиндрических стержней.
слое. При таких условиях переменная часть индукции аа, вызываемая пере-
менным механическим напряжением, нейтрализуется индукцией рг//е, воз-
никающей за счет поля вихревых токов Не. Поле Не вызывает появление
магнитострикции щ следовательно, изменяет величину отношения напря-
жения к деформации; поэтому модуль упругости Ев при постоянной индук-
ции В отличен от модуля упругости Ен при постоянной напряженности
поля Н. Разница между Ев и Ен была вычислена Брауном [846, 1099].
При высоких частотах по только что установленным причинам имеет место
связь
аа = - рД,.
При малом Не термодинамическое соотношение, связывающее магнитострик-
цию с изменением намагниченности при натяжении, можно написать в сле-
дующем виде:
дВ _ _ 4пК
да ~ “ Не '
Объединяя эти соотношения, получаем
= a2g
_4« 4терг *
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
557
Общее удлинение, происходящее вследствие действия напряжения а, будет
равно
сг о а2о
(13.36)
ИЛИ
ЕВ~ЕН __
Ев ~~ 4-гсрг
(13.37)
Эта разница велика1 для мягких материалов, так как в этом случае Не
вызывает сравнительно большое изменение индукции и магнитострикции.
Разница может достигать 30% и, следовательно, иметь тот же порядок
величины, что и изменение модуля упругости Е при намагничивании. Для
размагниченного и насыщенного состояний указанная разница равна нулю,
так как в этих случаях а = 0; следовательно, ДЕ = Еа — Ео не зависит
от того, велик или мал скин-эффект, а также не зависит от частоты коле-
баний.
Микровихревые токи. Потери на локальные вихревые токи имеются
даже в том случае, когда колеблющийся образец находится в размагни-
ченном состоянии. Эти потери вызываются локальным изменением намагни-
ченности под влиянием механического напряжения. Векторная сумма изме-
нений намагниченности равна- нулю, но сумма потерь на вихревые токи
имеет значение, отличное от нуля.
Беккер и Доринг [1099] рассчитали затухание, вызванное микровихре-
выми токами, для нескольких случаев. При больших внутренних напряже-
ниях наложенное напряжение в поворачивает векторы намагниченности,
как схематически показано на фиг. 602. Предполагается, что внутренние
напряжения распределены периодически с «длиной волны» I и что в сред-
нем ai меняет знак при смещении на такое расстояние. Более строгий рас-
чет (не опубликован), выполненный Мак-Коллом, приводит к следующему
выражению для энергии потерь на 1 см3 ферромагнетика:
n 42,6/2/1/2а2
и, так как W = <з3/2Е, декремент
пропорционален частоте и не зависит от амплитуды напряжения а.
Был произведен также аналогичный расчет для случая, когда намагни-
ченность материала, внутренние напряжения в котором малы по сравнению
с энергией кристаллографической анизотропии, в основном изменяется вслед-
ствие смещения границ доменов.
В результате была получена формула
130/1Е/2/
(13.39)
мало отличающаяся от формулы (13.38).
Декремент затухания, вызванного микровихревыми токами, пропорцио-
нален частоте f при всех частотах, за исключением случая, когда вели-
чина Z2 сравнима с отношением р/р/. Декремент затухания, вызванного
макровихревыми токами, пропорционален частоте f только при низких
частотах, тогда как при высоких частотах он пропорционален И тот,
и другой декременты не зависят от амплитуды напряжения. Важным раз-
личием является то, что 8О равен нулю для размагниченного состояния,
в то время как 8{ в этом состоянии отличен от нуля.
558
ГЛАВА XIII
Фиг. 704. Влияние температу-
ры отжига на ход кривых тем-
пературной зависимости декре-
мента затухания размагничен-
ного никеля.
/ — образец, намагниченный до насы-
щения; 2—образцы, отожжен ные[пр и
различных температурах.
Согласно Беккеру и Дорингу, декремент затухания, вызванного микро-
вихревыми токами, должен быть обратно пропорционален а*. В связи с этим
можно ожидать, что холодная обработка материала будет приводить к умень-
шению 8., что и подтверждается результатами ряда экспериментов [632,
847, 1304, 1377].
Кестер [1377] систематически изучал влияние температуры отжига
(700—1300°С) на величину декремента затухания у никеля; результаты
его исследования приводятся на фиг. 704.' Экспериментальные данные
по этому вопросу были опубликованы также
Зигелем и Куимби [908]. Они исследовали об-
разцы в размагниченном состоянии, так что-
затухание вследствие макровихревых токов;
было исключено, однако разделение декремен-
та на части, соответствующие затуханию
вследствие микровихревых токов и затуха-
нию, связанному с магнитоупругим гистере-
зисом, не было выполнено. Если мы допу-
стим, что все потери в этом случае происхо-
дят за счет микровихревых токов, то можно-
ожидать, что между 8 и ЛЕ[Е существует
определенная связь; сравнение фиг. 696 и.
фиг. 704 показывает, что такая связь дей-
ствительно существует. Сопоставление соотно-
шения, связывающего ЛЕ)Е с а{, а именно
ЛЕ 2ks
Е 5а$ ’
с ранее приводившимся соотношением для 8if,
приводит к выводу, что
Сравнение максимумов на кривых Кесте-
ра, представляющих ЛЕ и 8 в зависимости
от температуры (фиг. 696 и 704), показывает,
что приближенно верно соотношение
8~Г4№.
Имея в виду сделанные допущения» можно сказать, что большего
совпадения с теорией и не следовало ожидать.
Магнетомеханический гистерезис. Ранее отмечалось (стр. 543), что’
связь между и а для материала, находящегося под действием малых
упругих напряжений, подобна связи между и Н (или х и Н). Выражение
для энергии потерь в этом случае также аналогично формуле для потерь
на магнитный гистерезис:
W/ 1 ггз _ 4
W = ^-dHnm~~ 3 dH Пт
(закон Релея). Формулы, характеризующие явления, связанные с действием
малых упругих напряжений на ферромагнитный материал, имеют вид
^.==^ + Ьа,
Е Eq
(13.40)
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ
5591
Декремент затухания, вызванного магнетомеханическим гистерезисом 8Л, равен
Ph 4ЬЕа
' 2Е
(13.41)
Существование линейной зависимости между 8h и а было убедительно-
доказано Ферстером и Кестером [941] и Сноеком [1292].
; С помощью приведенных формул можно получить соотношение между
и изменением Е в зависимости от а.
Исключая Ь, получаем
___1 dE = 35h
Е, do 4а
Это соотношение дало возможность Кор-
нецкому [1050] использовать данные Ферсте-
ра и Кестера [941] для проверки теории. Они
не определяли самую амплитуду напряжения
а, .а измеряли амплитуду поперечных колеба-
ний А, которая пропорциональна' а. В этом
случае должно выполняться соотношение
1 dE _ 3 dbh
Е dA ~~ 4 dA ’
На фиг. 705 показаны вычисленные и из-
меренные значения изменений В при изменении
А от 37 до 94-10“7 см. Совпадение данных
хорошо подтверждает теорию.
Имеется также аналогичная известному
соотношению Релея связь между остаточной
деформацией ег, сохраняющейся после снятия
напряжения а, и величиной последнего:
д — A н2
2 dH Пт'
Рихтер [1073] проверил соответствующее
соотношение для крутильных колебаний. Если
Фт и Фг представляют собой максимальный и
остаточный углы закручивания, то по анало-
гии
Фиг. 705. Приращение декре-
мента затухания при росте ам-
плитуды колебаний у железо-
никелевых сплавов различного*
состава.
/—экспериментальная кривая; 2—в вы-
численная кривая.
Ф ~ ФВ,
•
Таблица 83
Зависимость декремента затухания от частоты f и от амплитуды
напряжения а
Причины затухания Обозначение декремента затухания Зависимость 8’
от f ОТ a
Макровихревые токи Sa ~f (низкие частоты) (высокие частоты) Не зависит
Микровихревые токи Si Не зависит
Магнетомеханический гистерезис . » * . • * Не зависит — а
-560
ГЛАВА XIII
Опыты Рихтера с карбонильным железом показали, что для малых
углов отношение Фг/Фт пропорционально Фт.
Разделение потерь. Все сказанное выше о характере зависимости декре-
ментов для трех видов затухания от частоты и амплитуды напряжения
«суммируется в табл. 83.
Фиг. 706. Разделение потерь в размагниченном образце
68-пермаллоя.
Декремент затухания при частоте f=0 характеризует часть потерь,
вызванную магнитоупругим гистерезисом. Тангенс угла наклона
прямых пропорционален декременту затухания, вызванному поте-
рями на микровихревые токи.
/—быстро охлажденный образец; 2—образец, отожженный при 1000°С;
5—неотожженный образец; 4—образец, подвергнутый холодной
обработке.
Выше отмечалось, что пропорциональность между и амплитудой
упругого напряжения дает возможность разделить 8ft, 8а и 8{. Такое раз-
деление было сделано Корнецким [1050], который использовал данные Фер-
стера и Кестера [941], и, кроме того, кас уже было указано, Сноеком [1292].
УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ Й МАГНИТОСТРИКЦИЯ
561
Если макровихревые токи отсутствуют, как это имеет место, например,
при наложении напряжений на материал, находящийся в размагниченном
состоянии, то для разделения потерь на части, связанные с микровихревыми
токами и магнетомеханическим гистерезисом, можно использовать зависи-
мость декремента от частоты. Такое разделение было выполнено Вильямсом
и Бозортом [1306] (фиг. 706) для образца отожженного 68-пермаллоя, со-
вершавшего колебания на различных нечетных гармониках основной частоты
(3000 гц} при постоянной амплитуде напряжения. Произведение тангенса угла
наклона прямой, характеризующей зависимость 8 от f, на частоту f для дан-
ной частоты равно 8., а отрезок,
отсекаемый этой прямой на оси 8,
численно равен 8Л для данного
напряжения. Экспериментальное
значение для З./f составляет
1,8-10~7. Таким образом,
4 = 13^ = 1,8.10-’.
/ Р3?
Используя для расчета а. по
значениям р-0 соотношение Кер-
стена
187^
Содержание никем, %
Фиг. 707. Значения декремента затухания,
полученные из опытных данных, и теорети-
ческие значения, равные для железо
никелевых сплавов различного состава.
и зная значение других величин,
входящих в приведенные выра-
жения, Вильямс и Бозорт полу-
чили
I 10 3 см
и объем /3 порядка 2-10"9сл<3, что почти в 10 раз меньше объема, соот-
ветствующего скачкам Баркгаузена [445] в подобных материалах. Это и
другие доказательства заставили думать [1597, 1668], что движение гра-
ниц доменов тесно связано с периодом внутренних напряжений, но ника-
кого определенного соотношения установить не удалось.
Кестер [1377] пытался связать измеренные им значения декремента
затухания для хорошо отожженных железо-никелевых сплавов с величинами
магнитострикции. На фиг. 707 представлены значения 8, соответствующие
максимуму на кривой зависимости 8 от Z/Zs, для сплавов различного состава.
При сравнении этих данных с теорией к!ы должны учитывать потери на
макро- и на микровихревые токи. В первом случае
8а~а2£,
как было показано ранее. Но cl — dLB[dL^\ при малых амплитудах упругого
напряжения эта величина пропорциональна производной dk/dH, харак-
теризующей крутизну кривой магнитострикции. Максимум 8 на кривых за-
висимости 8 от ///8, построенных Кестером, получается при отношении ///s,
изменяющемся от 0,8 до 0,9; Ъри таких больших индукциях dkfdH прибли-
зительно пропорциональна (см. фиг. 660).* Поэтому приближенно можно
считать
8а~Х*Е. В
В случае потерь на микровихревые токи
Если, следуя Керстену [527], допустить, что в хорошо отожженных
материалах остаточные внутренние напряжения равны то получим,
36 р. Бозорт*
562
ГЛАВА ХШ
для соотношение
As £
обратное соотношению для 8а.
Данные Керстена определенно подтверждают предположение о том, что
декремент, который он измерил, характеризует затухание, связанное, как
и можно было ожидать, главным образом с макровихревыми токами. Для
сравнения на фиг. 707 приведена пунктирная кривая, показывающая зави-
симость величины от состава и построенная на основе данных Шульце
[368] для к. и сводных данных Марша [1062] для Е. Сравнивая кривые,
представленные на фиг. 707, легко видеть, что между 8 и XfE имеется
определенная связь.
Дополнительные данные. Старые результаты, относящиеся к затуха-
нию в магнитных материалах, содержатся в обзоре, составленном Ауерба-
хом [186]. Кроме экспериментальных результатов, описанных в уже цити-
рованных работах, экспериментальные данные по рассматриваемому вопросу
сообщаются в работах Айде [526],= Паркера [1226], Сноека [1289, 1292],
Томпсона [1416]. Фроммера и Мэррея [1427], Шейля и Рейнахера [1415],
Ротергама [1476], Кестера [1550] и Корнецкого [1378].
ГЛАВА XIV
ТЕМПЕРАТУРА И ТОЧКА КЮРИ
Наряду с магнитным полем и напряжениями температура является одним
из важных факторов, вызывающих изменения намагниченности. Изменение
температуры вблизи комнатной лишь в редких случаях оказывает значитель-
ное влияние на намагниченность. Наибольшее влияние на процесс намагничи-
вания температура оказывает несколько ниже точки Кюри или вблизи темпера-
туры фазового превращения.
Характер температурных’ измене-
ний кривой намагничивания железа
виден из фиг. 708. При более высоких
температурах резкий подъем кривых
Фиг. 709. Изменение индукции желе-
за с температурой.
В сильных полях индукция непрерывно па*
дает с повышением температуры, в слабых—
сначала растет, затем падает.
Фиг, 708. Кривые намагничивания железа
при различных температурах после отжига
при 800° С.
наблюдается при меньших значениях Н, а насыщение наступает при сравни-
тельно низких значениях индукции. Намагниченность насыщения непрерывно
уменьшается и достигает нуля при некоторой температуре, называемой
точкой Кюри. Наивысшей точкой Кюри из всех известных материалов обла-
дает кобальт (1120° С).
При постоянной и достаточно большой величине напряженности намагни-
чивающего поля повышение температуры магнитного материала приводит
обычно к непрерывно ускоряющемуся снижению индукции; индукция резко
снижается почти до нуля вблизи точки Кюри (фиг. 709). Эти изменения индук-
ции обратимы: при понижении температуры изменение индукции изобра-
жается той же кривой. Однако, если железо намагничивается в слабом поле,
33*
564
ГЛАВА XIV
индукция сначала возрастает с повышением температуры, а после прохожде-
ния через максимум падает до низких значений вблизи точки Кюри, как и при
намагничивании в сильных полях. Кривые зависимости проницаемости от тем-
пературы при различных постоянных значениях напряженности поля (построен-
ные по данным, подобным тем, которые использованы для кривых фиг. 709)
представлены на фиг. 710.
Характер температурных изменений других магнитных величин уже был
показан на фиг. 58 для железа. В любом металле, который можно назвать
Фиг. 710. Зависимость проницаемости железа
от температуры при различных постоянных зна-
чениях напряженности поля.
«нормальным», кривые имеют
тот же общий характер; так, на-
чальная и максимальная прони-
цаемости с повышением темпе-
ратуры сначала увеличиваются,
а затем уменьшаются, тогда как
коэрцитивная сила и потери на
гистерезис непрерывно снижают-
ся. Характерный максимум на-
чальной и максимальной про-
ницаемости, имеющий место не-
сколько ниже точки Кюри, объ-
ясняется низкой магнитной ани-
зотропией при этой температуре.
Характер изменений размера и
формы петли гистерезиса для же-
леза по мере приближения температуры к точке Кюри показан на фиг. 711 [589J.
Влияние фазовых превращений. Железо и никель являются нормальными
ферромагнетиками в смысле поведения их магнитных свойств при изменении
температуры. В интервале температур от комнатной до точки Кюри в кристал-
лической структуре этих металлов не происходит никаких изменений. Вместе
с тем .имеется ряд сплавов, в которых происходят структурные превращения.
Фиг. 711. Петли гистерезиса железа при температурах вблизи
точки Кюри.
Среди них могут быть упомянуты, например, так называемые необратимые
сплавы железа и никеля (5—30% Ni), исследованные Гопкинсоном, и некото-
рые из железо-кобальтовых сплавов. В железо-кобальтовых сплавах, содер-
жащих 20—70% Со, при нагревании выше 980° С имеет место фазовое превра-
щение, которое заключается в перестройке атомов из объемноцентрированной
кубической решетки (а) в гранецентрированную кубическую (у) (см. фиг. 12 и 17).
Фаза а ферромагнитна, 7-фаза немагнитна (точнее парамагнитна); поэтому
. при нагревании. выше температуры фазового превращения (980° С) сплав
теряет ферромагнетизм, так. что намагниченность (измеренная в сильном поле)
не обнаруживает нормального хода, а резко падает до нуля. Если температура
.снижается, материал снова приобретает магнитные свойства без заметного
ТЕМПЕРАТУРА И ТОЧКА КЮРИ
565
гистерезиса; изменение В с температурой изображается той же кривой. Одцако
такой характер изменения не всегда имеет место при фазовых превращениях.
В упомянутых выше железо-никелевых сплавах температура исчезновения
магнитных свойств при нагревании значительно отличается от температуры их
появления при охлаждении (фиг. 712); иногда гистерезис достигает 500°^ С.
Подобного рода температурный гистерезис изменения В, наблюдающийся
в каком-либо материале, показывает, что в его структуре происходят определен-
ные изменения, например фазовые превращения, изменения в расположении
атомов (см. фиг. 16) или изменения взаимной растворимости компонентов
сплава. Если такого гистерезиса нет, то
имеет место непосредственное влияние тем-
пературы на исчезновение или, наоборот,
на появление ферромагнитных свойств*.
Несколько необычный ход имеет кри-
вая зависимости начальной проницаемо-
сти супермаллоя от температуры (фиг. 713);
это связано с процессами упорядоче-
Фиг. 713. Зависимость началь-
ной проницаемости супермаллоя.
от температуры.
Фц г. 712. Влияние фазового
превращения на кривую зависи-
мости индукции от температуры.
ния (вернее, с, прохождением промежу-
точных состояний между полной упо-
рядоченностью и полной разупорядочен-
ностью). Следует заметить, что в этом
Супермаллой выдерживался в тече-
ние 1 часа при 600° Сив течение
1.5 часа при 450° С (при охлаждении).
По оси абсцисс отложена температура
(при охлаждении от 450° С), по оси
ординат—величина р. при В=20 гаусс.
случае температурный коэффициент проницаемости имеет аномалию в том
смысле, что он отрицателен при комнатной температуре и дважды изменяет
знак при высоких температурах—от отрицательного к положительному,
и наоборот. Подобная температурная зависимость проницаемости была обна-
ружена и для сплава сендаст [1308], в котором также наблюдается упоря-
дочение.
Намагничивание вблизи точки Кюри. Переход от ферромагнитного состоя-
ния к парамагнитному происходит не скачкообразно, поэтому трудно точно
определить точку Кюри. Тщательная работа в этом направлении была выпол-
нена Вейссом и его сотрудниками; некоторые из полученных ими результатов
для никеля представлены на фиг. 714. Исчерпывающего теоретического ана-
лиза этих результатов здесь мы не даем.
Согласно модифицированной теории Вейсса связь между магнитным насы-
щением Is и абсолютной температурой определяется следующим выражением:
t = (14.1)
если напряженность поля бесконечно мала. В сильных полях, и особенно для
температур, близких к точке Кюри, для расчета Is следует использовать полное
566
ГЛАВА XIV
уравнение Вейсса:
A^th-—°-А^/АГ/о, (14.2)
поскольку в этом случае величина H/NI0 не является бесконечно малой.
В выражениях (14.1) и (14.2) /0—магнитное насыщение при Т=0 и N—постоян-
ная молекулярного поля.
При любой температуре локальная намагниченность в пределах домена Is
равна действительной намагниченности I образца в целом в том и только
в том случае, когда домены ориентированы параллельно. Это состояние может
Фиг. 714. Зависимость удельной намагниченности насыщения на 1 г (as)
и квадрата спонтанной намагниченности а| от температуры (определение
точки Кюри).
быть достигнуто только при наложении сильного поля, которое в то же время
приведет к очень небольшому увеличению намагниченности домена по сравне-
нию с величиной его спонтанной намагниченности (т. е. его намагниченности
при /7=0). Чтобы произвести правильную оценку спонтанной намагничен-
ности, Вейсс и Форрер [247] выбрали такие точки на кривой / (Т) (см. фиг. 714, а),
для которых I имеет некоторую определенную постоянную величину, и таким
образом построили кривую зависимости Н от Т для этой величины I. Теория
предсказывает, что такая кривая должна быть линейной1). Это легко пока-
зать, если переписать выражение (14.2) в виде
т _Ia/I0 + H/NI0
О arcth(/s//0) •
Теоретическая связь между Т/9 и H/NIopfla ряда значений /3//0 предста-
влена на фиг. 715, а на фиг. 716 представлена зависимость Н от Т при постоян-
ных значениях намагниченности I по экспериментальным данным Вейсса
и Форрера [247].
Эти кривые в области сильных полей совпадают с прямыми и отклоняются
от них лишь в слабых полях. Путем линейной экстраполяции результатов
для сильных полей к /7=0 (см. фиг. 714, а) можно определить температуру, при
которой выбранная величина I равна спонтанной намагниченности—намаг-
*) В сильных полях.—Прим. ред.
ТЕМПЕРАТУРА И ТОЧКА КЮРИ
567
ниченности домена в нулевом поле. Исключая область сильных полей и область
температур вблизи точки Кюри, можно считать, что спонтанная намагничен-
ность практически совпадает с магнитным насыщением Ц (символ Is обычно
используется для обеих величин).
На фиг. 714,6 представлена кривая, характеризующая зависимость
от температуры квадрата полученной таким способом величины спонтанной
намагниченности. Кривая экстраполирована до точки пересечения с осью
(/,=0); эта точка, согласно определению Вейсса, является точкой Кюри;
для никеля она лежит при
358° С. Упомянутая кривая
близка к теоретической
(пунктирная линия), пост-
роенной с помощью выше-
приведенного уравнения,
но не совпадает с послед-
ней. Экстраполяция до точ-
ки Кюри (Т—6) произво-
дится легко благодаря то-
му, что кривая прибли-
жается к прямой по мере
приближения Т к 9.
Описанный метод из-
лагается здесь не только
для того, чтобы показать,
Фиг. 715. Теоретическая зависимость между напря-
женностью поля и температурой при постоянной на-
магниченности («линии постоянной намагниченности»).
Фиг. 716. Экспериментальные «линии постоянной
намагниченности» для никеля.
как можно определить по-
ложение точки Кюри, но
и для того, чтобы показать
успех теории Вейсса в
предсказании характера из-
менения спонтанной намаг-
ниченности с температурой
вблизи точки Кюри. Точ-
ку Кюри можно опреде-
лить и другими, более
грубыми, эмпирическими
методами, например по
температуре, при которой
наблюдается перегиб кри-
вой I (Т).
Постоянную молекулярного поля N можно определить по наклону кривой
зависимости Н от Т (фиг. 716) с помощью известных величин /0 и 0. Найденное
таким образом значение N находится в согласии с оценками этой величины,
полученными другими методами. Следует подчеркнуть, что использованный
выше закон гиперболического тангенса является не единственно возможной
формой выражения связи между /8, Т и Н. Другие формы также могут дать
линейную связь Я и Г, но величина N, определяемая описанным выше спосо-
бом, в этих случаях будет зависеть от вида используемой функции Ланжевена.
Вопрос о фактической величине N рассматривался в гл. X.
Низкие температуры. Некоторые магнитные свойства железа при темпе-
ратурах до —190° С представлены кривыми фиг. 709 и 710 и фиг. 58 [112).
Были проделаны тщательные измерения намагниченности в сильных полях
при температурах до —253° С (20° К). Это позволило установить температур-
ный закон изменения намагниченности и дало возможность провести экстра-
поляцию к абсолютному нулю с целью определения магнитного момента атома.
Результаты для железа и никеля (фиг. 717) показывают [998], что теория
Вейсса ни в своем первоначальном, ни в модифицированном виде не в со-
568
Г Л A BA XIV
стоянии объяснить наблюдаемую зависимость намагниченности от темпе-
ратуры.
Блох [447, 9781 вывел из квантовой теории зависимость между намагни-
ченностью и температурой при почти полном насыщении вблизи абсолютного
нуля:
/3 = /0(1-ДТ’/а). (14.3)
Вывод этой формулы приводится в указанных работах. Опытные данные
для железа и никеля показывают, что этот закон оказывается справедливым
в пределах ошибок опыта1), хотя закон, в который вместоТ9^ входит Т2, почти
также хорошо оправдывается. Более подробное обсуждение этого вопроса
дано в гл. X, стр. 359.
пературы для никеля и* железа и сравнение с теорией,
/—модифицированная теория Вейсса (/=1/2); 2—закон Т8/2; а—закон 7*2;
4—старая теория Вейсса.
Изменение точки Кюри с составом. Если какой-либо магнитный элемент
сплавлять с немагнитным, например никель с медью, то точка Кюри в общем
случае будет ниже, чем для чистого элемента. Как показал Мариан [965], при
изучении многих сплавов никеля обнаруживается систематическое снижение
точки Кюри с увеличением количества добавляемого элемента. Величина этого
снижения линейно связана с атомной концентрацией. Кривые зависимости О
от количества примеси для сплавов железа [858] и для сплавов никеля даны
на фиг. 718 и 719.
Замечено, что снижение 6 в никелевых сплавах сопровождается умень-
шением среднего атомного момента (см. фиг.-435). Для большинства этих спла-
вов, как уже было сказано, снижение линейно связано с концентрацией и зави-
сит также от валентности добавляемого элемента. Для сплавов железа кривые
*) В области от водородных до азотных температур.—Прим. ред.
ТЕМПЕРАТУРА И ТОЧКА КЮРИ
569
изменения точек Кюри имеют более сложный характер; это связано с образо-
ванием соединений и упорядоченных фаз в сплавах железа с некоторыми эле-
ментами, а также, возможно, природой Зб/-электронных оболочек железа
Фиг. 718. Изменения точки Кюри в зависимости
от состава для никелевых сплавов.
Содержание легирующего
элемента, атомн. %
Фиг. 719. Изменения точки Кюри
в зависимости от состава для
сплавов железа.
(см. гл. X), из которых многие не заполнены, тогда как в никеле не заполнена
только одна из Зй-оболочек.
Марганец, который лишь слабо понижает точку Кюри никеля, сильно
понижает точку Кюри железа. Наоборот, ванадий значительно повышает
точку Кюри железа и сильно снижает ее в
сплавах с никелем.
В том случае, когда добавляемый эле-
мент имеет ограниченную растворимость и
образует химическое соединение с основ-
ным металлом, точка Кюри обычно пони-
жается с увеличением концентрации эле-
мента до . концентрации, соответствующей
пределу растворимости, а затем остается
постоянной до тех пор, пока присутствует
это соединение (имеющее определенный со-
став и определенную точку Кюри). Влияние
состава на точку Кюри в этом случае отли-
Тем перат ура, °C
Фиг. 720. Зависимость намагни
ченности от температуры для золо-
то-никелевого сплава (50% Au).
/—после закалки от 950° С; 2—4—после
отжига различной длительности при тем-
пературе 400° С.
чается от влияния состава на магнитное
насыщение: за пределом растворимости маг-
нитное насыщение падает пропорционально
количеству фазы вплоть до насыщения чисто-
го химического соединения (часто нефер-
ромагнитного).
Если образец представляет собой смесь фаз (сплав или грубая механи-
ческая смесь двух материалов), то кривая, характеризующая зависимость-
570
ГЛАВА XIV
намагниченности (в постоянном поле) от температуры, имеет характерный
перелом возле наиболее низкой из точек Кюри фаз смеси. Кривая такого рода
для сплава никель—золото [1029] представлена на фиг. 720.
Точки Кюри некоторых материалов даны в табл. 84.
Таблица 84
Точки Кюри элементов и соединений (или упорядоченных фаз)*
Элемент или соединение 8, °C Соединение 6, °c Соединение 8, °C
Fe 770 Fe3Si2 90 CrTe 100
Со 1130 Co2B 510 Fe3O3S 580
Ni 358 C0S2 — 180 AlFe2O4 339
Gd 16 CoZn 125 BaFe2O4 445
Dy — 168 Co4Zn 490 BeFe2O4 190
Fe3Al 500 Ni2Mg 235 CdFe2O4 250
FeBe2 520 Ni3Mn 470 CoFe2O4 520
FeBe6 < 0 MnAs 45 CuFe2O4 490
Fe2B 739 MnB 260 MgFe2O4 315
Fe3C 215 MnBi 350 MnFe2O4 510
Fe2Ce 116 Mn4N 470 NiFe2O4 590
Fe4N 488 MnP 25 PbFe2O4 435
Fe3P 420 MnSb 320 SnFe2O4 325
FeS 320 Mn2Sb 275 SrFe2O4 450
FeS2 >0 Mn3Sb2 315 La2O3 • Fe2O3 465
Fe3O4 575 Mn2Sn 0 Pr2O3-Fe2O3 425
Fe2O3 620 Mn4Sn 150 Nd2O3Fe2O3 300
Fe2P 420 AgF2 — 110 Sm2O8 • F e2O3 300
Fe4N 485 CrSx 30; 100 Er2O3.Fe2O3 255
Y 2O3 • Fe2O3 275
* Приведенные в таблице данные в ряде случаев являются приближенными или непроверенными.
Приводимые значения взяты из работ [641, 858, 965], а также из частного сообщения Мак-Кихана.
Кроме соединений, перечисленных в таблице, известны как ферромагнитные при комнатной температуре
•следующие соединения: FeSn2, C05AS2, С02Р, NiHg3, Mn3As2, Mn3C, Mn3N2, MneN2, Mn3P2, MnS, MnS2,
MnSe, MnTe, CrAs, Cr2As.
Данные для сплавов приведены в гл. Ill—VIII.
Влияние давления. Смещение точки Кюри под действием давления пред-
ставляет интерес в связи с земным магнетизмом. Высказывались предположе-
ния, что внутри земли, где температура, как мы знаем, выше температур
точек Кюри ряда веществ, эти вещества вследствие действия высоких давлений
могут оставаться магнитными при весьма высоких температурах и таким обра-
зом участвовать в создании земного магнетизма.
Кроме возможности приблизиться к разрешению этого вопроса при
помощи прямых экспериментов, о чем будет сказано ниже, имеется еще два
способа, при которых может быть использована теория. В первом из них при-
меняется уравнение Клапейрона—Клаузиуса и температура Кюри рассматри-
вается как температура фазового равновесия для двух фаз вещества—магнит-
ной и немагнитной. Уравнение может быть записано в виде
= (14.4)
dp &Q ’ v '
где AV—изменение объема, a AQ—тепловой эффект в точке превращения.
В гл. X было сказано, что изменение объема в точке Кюри иногда бывает
ТЕМПЕРАТУРА И ТОЧКА КЮРИ
571
положительным, а иногда—отрицательным, как показывают пики и впадины
на кривых термического расширения; отсюда следует, что давление может
вызвать как снижение, так и повышение точки Кюри.
Исходя из оценки величин ДУ по данным дилатометрического-анализа
и подсчетов 4Q из энтропии диполей, имеющих две возможные ориентации,
Слетер [1231] определил для никеля dft/dp^s5-10-8 град/атм и сделал вывод,
что вещества внутри земли не могут быть ферромагнитными. Более высокую
величину df)/dp нашел Лейпунский [1055]; де Бур и Михельс [1018] дали более
низкие величины (см. табл. 85).
Другой способ теоретического решения вопроса, использованный Слете-
ром и другими исследователями, является более общим и основывается на кри-
вой для энергии обменного взаимодействия, полученной Бете (фиг. 437).
Эта кривая должна одновременно представлять зависимость точки Кюри
(в градусах Кельвина) от отношения D/d, т. е. от отношения периода решетки
к диаметру Зй-оболочки, ответственной за ферромагнетизм. Кривая имеет
максимум в области значений D/d, соответствующих кобальту, точка Кюри
которого лежит около 1400—1500° К- В соответствии с теорией точка Кюри
веществ, располагающихся справа от максимума (например, никеля), должна
повышаться при увеличении давления и затем, пройдя через максимум, пони-
жаться. Отсюда следует, что даже при очень высоких давлениях точка Кюри
любого из известных веществ не может быть существенно выше, чем для
кобальта при атмосферном давлении. Это показывает, что вещества внутри
земли не могут быть ферромагнитными, если температура там, как подсчитано,
достигает нескольких тысяч градусов.
Корнецкий [799, 1370] указал, что имеется тесная связь между объемной
магнитострикцией и изменением намагниченности и точки Кюри при гидро-
статическом сжатии. Используя определенные термодинамические соотноше-
ния, основанные на простых предположениях, он сумел подсчитать dti/dp
из результатов измерений объемной магнитострикции dw/dH. Таким образом,
влияние давления на точку Кюри можно определить, минуя затруднения,
связанные с измерениями при высоких температурах и давлениях. Корнецкий
пришел к заключению, что величина d^/dp положительна для железа и отри-
цательна для никеля, что находится в соответствии с теорией, исходящей
из рассмотрения кривой Бете. В основном рассуждение Корнецкого сводится
к следующему.
Изменение объема в процессе намагничивания при постоянном давлении
связано с изменением намагниченности под действием давления в постоянном
магнитном поле. Имеет место следующее термодинамическое равенство:
/ \ _ / до
)р~ ~~ Ро \др)н ’
где дш—изменение объема, о—намагниченность на 1 г вещества, р0—плотность.
Предполагается, что намагниченность насыщения есть функция Т/в:
Тогда дифференцированием получаем
'т* d°s с d°s
Tdf=
и
_Т_/'да2>
дау 00 0<о 0 дТ Jv дау ’
ИЛИ
1 00 _ 0а8/0ш
“ T(d<ss/dT)v'
572
ГЛАВА XIV
Делая подстановку
где а—коэффициент линейного расширения, а х—объемная сжимаемость,
получаем
=__________^jdH__________ 14,
0 др Т (das/dT)-—3 (аТМ (дй/дН) ’ k 7
Измеряя величины, входящие в правую часть этого равенства, при различных
температурах, Корнецкий подсчитал смещение точки Кюри под действием
давления для железа, никеля, железо-никелевого сплава (30% Ni) и никель-
медного сплава (33% Си). Результаты даны в табл. 85.
Таблица 85
Смещение точки Кюри в зависимости от давления
Вещество A0/Ap, epadlarriM Литера- тура
Fe ОТ —5 ДО —10-10-8 [1370]
Ni +0,006-10“3 [1018]
+0,05-10~3 [1231]
30% Ni+70% Fe от —4 до —5-10г3 [1370]
«0 [673]
70% Ni+30% Cu +0,065-10-"3 [970]
68% Ni+29% Cu+2% Fe +0,03-io-3 [1280]
Cd—Mg—Fe-шпинель ±0,5-10~3 [1194]
67% Ni+33% Cu -0,4.10-3 [1370]
Значения дв/др, подсчитанные описанным методом по величине объемной
магнитострикции для никеля и никель-медного сплава, содержат некоторую
ошибку, обусловленную тем, что при увеличении спонтанной намагниченности
под действием сильного поля происходит повышение температуры (магнето-
калорический эффект). Это вызывает, в свою очередь, расширение материала.
Поэтому при измерении объемной магнитострикции в сильных полях трудно
отделить магнитострикционный эффект расширения (ды/дН) от эффекта рас-
ширения, обусловленного магнетокалорическим увеличением температуры.
Доринг [853] и Сноек [986] показали, что при адиабатическом измерении изме-
нения объема никеля с напряженностью поля магнетокалорический эффект
изменит температуру настолько, что объем будет увеличиваться с повышением
напряженности поля, тогда как при измерениях при постоянной температуре
будет происходить уменьшение объема. Из термодинамических соотношений
видно, что если ды/дН отрицательно, то дв/др положительно. Такое соотноше-
ние для этого металла находится в соответствии с теорией, использующей кри-
вую зависимости обменной энергии от межатомного расстояния. Однако
поправка на термическое расширение в данном случае столь велика, что абсо-
лютная величина дв/др, выведенная из данных, полученных при измерении
магнитострикции, совершенно ненадежна.
Для железа поправка на магнетокалорическое расширение значительно
меньше и поэтому величина дв/др более достоверна. Корнецкий [799] подсчи-
тал, что увеличение периода решетки на 2% уменьшает обменное взаимодей-
ТЕМПЕРАТУРА И ТОЧКА КЮРИ
573
сгвие вдвое и соответственно снижает точку Кюри. Это связано с очень крутым
подъемом кривой Бете после пересечения ее с осью.
Более глубокий анализ связи между объемной магнитострикцией и изме-
нениями точки Кюри (и постоянной молекулярного поля) с давлением и объемом
дан в работе Смолуховского [1288].
Фиг. 721. Схематические кривые, характеризующие изменение
различных свойств с температурой вблизи точки Кюри.
а—электросопротивление; б—модуль упругости; в—магнитострикция;
г—индукция; д—температурный коэффициент сопротивления; е—коэф-
фициент расширения; ж—магнетокалорический эффект; з—теплоемкость.
Пунктирной линией отмечено положение точки Кюри.
Среди прямых определений изменения, точки Кюри с давлением впервые
определенный эффект наблюдался Штейнбергером [673], который нашел, что
железо-никелевый сплав, содержащий 30% Ni, становится парамагнитным
(и—1,7) под давлением 3000 атм. Однако вследствие возможного влияния
давления на «--[-превращение нельзя утверждать, что в данном случае имеет
место смещение точки Кюри, особенно если иметь в виду результаты экспе-
риментов Эберта и Куссмана [1024], которым не удалось установить какого-
либо определенного изменения точки Кюри в подобном же сплаве при давле-
574
ГЛАВА XIV
нии до 4000 атм. Эти авторы нашли, однако, что с увеличением давления изме-
няется магнитное насыщение. Как показал Корнецкий, отсюда можно сделать
вывод о небольшом снижении точки Кюри.
Михельс и др. [970] построили кривые изменения электросопротивления
от температуры при давлениях до 2600 атм, для железо-никелевого сплава,,
содержащего 70% Ni; по их подсчетам, величина dtydp составляет
6-Ю-5 град! атм (см. табл. 85).
Совсем недавно было обнаружено [1194], что давление 10 000 атм вызы-
вает повышение точки Кюри Cd—Mg—Fe-шпинели на 5°. Измерения проводи-
лись при низких значениях индукции с использованием моста переменного
тока. Результаты этой работы опубликованы в короткой заметке, которая
не содержит более подробных данных1).
Изменение различных физических свойств вблизи точки Кюри. Одновре-
менно с быстрым уменьшением магнитного насыщения при температурах^
близких к точке Кюри, происходит изменение и других физических свойств,
например электрического сопротивления, теплоемкости, коэффициента терми-
ческого расширения, модуля упругости. Эти явления рассматриваются в соот-
ветствующих главах книги. В этой главе приведены лишь кривые, .характери-
зующие изменение различных свойств вблизи точки Кюри (фиг. 721). Приведен-
ные кривые имеют схематический характер; ход их объясняется в работе
Герлаха [1121].
Применение. Часто бывает желательно иметь материал с определенным
положительным или отрицательным температурным коэффициентом намагни-
ченности для использования в магнитных цепях для компенсации изменений
потока, обусловленных колебаниями температуры окружающей среды. Чаще
всего подобные материалы применяются в магнитных цепях, содержащих
постоянные магниты,, и в сердечниках для пупиновских катушек. Для этой
цели используются сплавы железо—никель, железо—никель—молибден,
никель—медь, железо—никель—хром—кремний, сплавы на основе никеля
и инвар.
г) Вопрос о смещении точки Кюри при изменении межатомного расстояния быЛ под-
робно рассмотрен Беловым [К. П. Белов, ЖТФ, 19, 661, 1032 (1949); ЖЭТФ, 19,
346 (1949); 20, 54 (1950)], который исследовал действие одностороннего растяжения,
всегда сопровождающегося изменением среднего межатомного расстояния, на намаг-
ниченность насыщения инварных сплавов вблизи температуры Кюри и определил смещение
этой температуры, вызванное давлением.—Прим. ред.
ГЛАВА XV
ЭНЕРГИЯ, ТЕПЛОЕМКОСТЬ
И МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
Величина изменения энергии, соответствующая заданному изменении»
намагниченности, играет важную роль при. исследовании удельной тепло-
емкости и магнетокалорического эффекта.
Работа намагничивания.* Мы рассмотрим три вида работы.
а) Работу Л1? совершаемую при внесении в магнитное поле тела, ко-
торое в этом поле намагничивается.
б) Работу А2, совершаемую при внесении в магнитное поле тела, сохра-
няющего постоянный магнитный момент.
в) Работу Л, необходимую, чтобы намагнитить тело,—работу намагни-
чивания.
Рассмотрим работу Лх, совершаемую
тела М в поле Н постоянного магнита
силами поля, может быть вычислена сле-
дующим образом. Пусть магнитный мо-
мент магнита постоянен и равен М19 а
переменный магнитный момент намагни-
чиваемого тела составляет М — Сила,
внешними силами при внесении
(фиг. 722). Работа, совершаемая
Фиг. 723. Схема к расчету ра-
боты намагничивания.
fr sQ
----------
Фиг. 722. Ненамагниченное тело М вне-
сено в поле постоянного магнита Л41.
действующая в поле на тело с магнитным моментом М в точке на оси х:.
' дх
Работа, совершаемая при перемещении единицы объема тела из бесконеч-
ности в точку х = хх, в которой поле равно Н (фиг. 723),
*1 xi н
а= -4 fdx= -4 5vI- ^dx= ~ ЯIdH-
оо оо О
Пусть теперь при внесении тела в магнитное поле его намагниченность
сохраняется постоянной. Совершаемая в этом случае внешними силами
работа
н
А2= - IdH = -HL
о
576
ГЛАВА XV
Эта работа, совершаемая при постоянной намагниченности, является мерой
взаимной энергии тела и поля.
Работа Л1 связана как с изменением намагниченности вещества, так
и со взаимодействием образца с полем, тогда как А2 связана только с измене-
нием взаимодействия образца с полем. Следовательно, разность и Л2
равна работе, связанной лишь с изменением намагниченности. Эта работа
называется работой намагничивания А:
н 1
A — A1 — A2= — {ldH + Hl—^HdI. <15.1)
о о
Соотношение между А19 А2 и А видно из фиг. 723.
Энергия ненамагниченного тела в нулевом поле считается равной нулю.
При внесении тела в поле его ‘полная энергия *) уменьшается и становится
равной — \ IdH* 2) (работа внешних сил отрицательна). Этот переход
а б в
А-------------j----------1/Ч
♦ ! Ж
J о —j---------!----------1-я=о. j=o
I I
I •
-а,—*---------i---------------н>о. ы,
Совершенная Взаимная Работа
работа < энергия намагничивания
(А,) (Аг) (А)
Фиг. 724.
показан на фиг. 724, а. При удалении намагниченного материала из ноля
энергия системы увеличивается, как показано на фиг. 724, б, поскольку
для удаления вещества из поля нужно затратить некоторую положитель-
ную работу. Полная энергия становится при этом положительной. Следо-
вательно, работа намагничивания, равная разности конечной энергии в не-
намагниченном состоянии, положительна (см. фиг. 724, в). Это объясняется
тем, что при намагничивании затрачивается работа на поворот векторов
намагниченности доменов против сил магнитной анизотропии, на смещение
границ доменов и т. д.
При определении энергетически устойчивых состояний часто прихо-
дится определять минимум величины Л2.
Поскольку при определении устойчивого состояния важны разности
значений энергии, а не абсолютное положение уровня нулевой энергии,
то проще всего измерять энергию от верхнего уровня, показанного
на фиг. 724. При этом энергия А2 будет равна — Я/.
В приведенных выше выражениях предполагается, что И и I парал-
лельны между собой: Если векторы Я и I образуют между собой угол 6,
то в правые части приведенных равенств следует ввести множитель cos 6.
Энергия —HI становится равной — Я/cosS. Последняя величина часто
используется при определении стабильных направлений домена в тех слу-
*) Включая энергию взаимодействия с полем.—Прим. ред.
2) Это верно лишь для адиабатических изменений состояния—Прим. ред.
ЭНЕРГИЯ» ТЕПЛОЕМКОСТЬ И МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
577
чаях, когда Н и 0 меняются, а намагниченность I сохраняет постоянное
значение, равное 1$.
В совокупности намагниченных частиц каждая частица находится под
действием поля остальных частиц. Взаимная энергия системы частиц1)
равна Н1)2.
Термодинамические соотношения. Согласно первому закону термодина-
мики, изменение энергии единицы объема равно сумме сообщенного коли-
чества теплоты и совершенной работы:
dU = dQ-\~dA.
Учитывая, что изменение энтропии равно dS = dQJT, а работа намагни-
чивания равна dA = HdI, получим для изменения энергии2) соотношение
dU = TdS + HdI,
если изменения сводятся лишь к сообщению тепла и намагничиванию. Если,
кроме того, происходит изменение объема, то в выражение для dU следует
включить член pdv/vQl где р—гидростатическое давление.
Для вывода соотношений, используемых в теории магнетизма, удобно
пользоваться другими функциями. К ним относится свободная энергия
F = U — TS и термодинамический потенциал y = F — HI ~vpvlvQ. В диффе-
ренциальной форме эти функции определяются соотношениями
dF — — SdT + HdI — —, (15.2)
d^=-SdT-I dH + v-^ . (15.3)
Здесь p—гидростатическое давление на единицу площади, и0—перво-
начальный объем вещества. Приведенные выражения являются полными
дифференциалами.
Магнитострикция. Из выражения (15.3) для дифференциала d<f можно,
производя дифференцирование, получить соотношения
—-Е ( Э1Л = _ /
\др )т, н V»’ \дН Jr, р
Вторичное дифференцирование дает
_ 1 Fdv\________
др дН ~ v0 \J)H )т. р \ др)т, н ’
или, опуская индекс Т,
vQ < дН jp — < др )н 4л V др )н ‘
Аналогично может быть найдено соотношение между производной намаг-
ниченности по напряжению и производной длины по полю. Обозначая на-
пряжение на единицу площади через <з (с положительным знаком), получаем
(при постоянной температуре)
/0 \_дН \да)н 4л )н '
Полученные два соотношения, весьма полезные при установлении связи
между магнитострикционными явлениями и напряжениями, уже использова-
лись нами в гл. XIII. Эти соотношения основаны на предположении об об-
ратимом характере изменений, так что применять их к конечным измене-
ниям Н и <з следует с осторожностью.
i) Речь идет об энергии, отнесенной к единице объема.—Прим. ред.
а) При обратимых процессах.—Прим. ред.
37 р. Бозорт
578
ГЛАВА XV
Теплоемкость. При нагревании ферромагнитного вещества изменяется
его магнитное состояние; вследствие этого для данного повышения темпе-
ратуры требуется различное количество теплоты в зависимости от того,
в каком магнитном состоянии находится образец. Теплоемкость (единицы
объема) определяется соотношением
с~ ът 9
Обозначим через ст часть теплоемкости, обусловленную , изменениями
магнитного состояния:
Чтобы применить это соотношение, необходимо иметь физическую тео-
рию, которая позволяла бы определить %Um. Согласно теории Вейсса, намаг-
ниченность и поле при внешнем поле, равном нулю, равны соответственно
Ц и NIS. Тогда
____ тутт __ __N bls
bm— ЪТ — IW'
Это соотношение позволяет рассчитать N по данным измерений с и 13
при различных температурах, считая, что магнитную теплоемкость можно
Фиг. 725. Теплоемкость при раз-
личных значениях квантового числа
/ (для ПОВО-
ЗИТСЯ через момент атома рл
определить, вычитая немагнитную часть
теплоемкости из полной.
В частности, если для Is принять со-
отношение
то
е=^, (15.5)
где р—магнетон Бора, k—постоянная
Больцмана. Если число магнетонов Бора
на атом обозначить через п0, то 6 выра-
следующим образом:
п0
Здесь R—газовая постоянная на грамматом, А—атомный вес, d—плотность.
Отсюда можно найти dll/dT и cm. Для cm получается выражение
__nQRdf (х)
ст" А
(15.6)
где
_ h/Ip
т/ъ 9
__ х2 th х
' \Х' ~~ ihxch2x—x
Зависимость ст от Т/6 в этом случае представляется нижней кривой на
фиг. 725, построенной для п0=А. Кривая идет вверх с ростом температуры
до точки Кюри, в которой она резко падает до нуля.
В более общем случае формулу (15.5) для IS/IQ следует заменить соот-
ношением Бриллюэна
4=^cth.(2qp£ ’ cth« {i5.7)
ЭНЕРГИЯ. ТЕПЛОЕМКОСТЬ И МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
579
где а — jg^NIJkT. Если принять гиромагнитное отношение g равным 2,
то атомный момент будет равен (»а = п0Р и a = 2/j»x7V/s/n0^T. Таким образом,
dPs/dT и, следовательно, ст зависят от значения квантового числа /, опре-
деляющего связь между электронными моментами и числом различных возмож-
ных ориентаций (2/4-1) момента по отношению к полю. Нафиг. 725 приве-
дены кривые зависимости ст от Т/в для n0 = 1 и значений / = 1/2, 1 и со.
Скачок ст в точке Кюри равен
д — 5/ (/ +1) n0Rd /1 е о\
где А — атомный вес, a d — плотность вещества. При / = 1/2, 1 и со вели-
чина ^cmAfd, т. е. скачок теплоемкости на 1 гатом, равна соответ-
ственно ®/2 /?п0, 2Rn0 и ®/2 Rn0, как видно из фиг. 725. П. Р. Вейсс, распро-
странивший метод Бете — Пайерлса на случай расчета молекулярного поля,
Фиг. 726. Удельная теплоемкость Ср никеля и меди.
Удельная теплоемкость магнитного материала (никель) выше, чем немагнитного (медь).
как описано в гл. X, в результате более детальных расчетов нашел,
что величина скачка теплоемкости на 1 гатом в объемноцентрированной
решетке железа составляет 2,05/? при ] = 1/2 и 3,40 7? при /=1. Эти зна-
чения не очень сильно отличаются от значений, полученных с помощью
функции Бриллюэна.
Сравнение с экспериментом. В общих чертах экспериментальные кривые
зависимости теплоемкости от температуры согласуются с изложенной выше
теорией. При сравнении с экспериментом удобно пользоваться удельной
теплоемкостью, отнесенной к 1 г вещества и обозначаемой через С. Обычно
эксперименты производятся при постоянном давлении; определяемая при
этом удельная теплоемкость равна теплоемкости единицы объема, деленной
на плотность:
На фиг. 726 приведены значения Ср для никеля [404]. Для сравнения
здесь же приведена кривая теплоемкости немагнитного вещества — меди [313].
37*
580
ГЛАВА XV
Расхождение этих кривых при более высокой температуре затрудняет
определение магнитной части теплоемкости (выделение ее из полной вели-
чины теплоемкости). Попытки, предпринятые в этом направлении, будут
описаны ниже. Легче провести количественное сравнение с теорией вели-
чины скачка в точке Кюри. Экспериментальные данные показывают, что
падение теплоемкости происходит не скачком, а в некотором интервале
температур. По данным различных авторов, температурный интервал между
максимумом и приблизительным положением минимума меняется для никеля
в пределах от 7 до 50° С, тогда как из приведенной теории следует, что
падение теплоемкости должно совершаться скачком. Величина уменьшения
теплоемкости (от максимума до минимума), определенная различными
авторами, также заметно колеблется. Данные для железа и кобальта
менее надежны, чем для никеля, однако можно считать, что для всех
трех элементов экспериментальные данные по изменению теплоемкости
в районе точки Кюри не противоречат теории.
Лэпп* [404], Стонер [902], Сайкс и Вилкинсон [1078] пытались выде-
лить магнитную часть теплоемкости никеля. Полученные экспериментально
значения теплоемкости разлагались на следующие компоненты:
теплоемкость, обусловленная колебанием решетки (Сг),
теплоемкость, связанная с расширением (Ср —Cv),
электронная теплоемкость (Се),
теплоемкость, обусловленная изменением магнитного состояния (Ст).
Для удельной теплоемкости при постоянном объеме, обусловленной
колебаниями решетки, принято значение, определяемое теорией Дебая.
Зависимость этой части теплоемкости от температуры для никеля показана
кривой Cv на фиг. 727, взятой из работы Стонера. Кривая рассчитана
общеизвестным методом; в качестве параметра принята характеристическая
температура 6р = 400. Теплоемкость, связанная с расширением Cp — Cv,
рассчитывалась по линейному коэффициенту термического расширения а,
объемной сжимаемости ₽ и плотности d:
С —С — —
ы *
Как видно из фиг. 727, этот член сравнительно мал.
Электронная теплоемкость Се в ферромагнитных металлах особенно
велика. Мотт и Джонс [892] объясняют эту теплоемкость влиянием неза-
полненных мест d-оболочки. Расчету электронной теплоемкости был посвя-
щен целый ряд исследований, в том числе работа Стонера [1163], в ко-
торой можно найти более подробное изложение этого вопроса. Магнитная
теплоемкость получается вычитанием указанных трех членов Cv, Ср — Cv и Се
цз найденного экспериментально значения Ср. Полученная величина Ст
также показана на фиг. 727. Кривая Ср построена Сайксом и Вилкинсоном
по данным их исследований, а также по данным Клинкхардта [313],
Лэпп [404], Грью [704], Аренса [685], Мозера [883] и Эверта [856].
Заметим, что построенная таким образом кривая магнитной части
удельной теплоемкости отличается от теоретических кривых на фиг. 725
в двух отношениях: 1) спадание теплоемкости в точке Кюри происходит
не скачком, а на протяжении интервала температур около 40° С, как отме-
чалось выше; 2) наклон восходящей части экспериментальной кривой больше,
чем наклон теоретических кривых. Объяснение последнего обстоятельства
связано с различием между экспериментальной и теоретической кривой
зависимости Is от Г, рассчитанной по формуле (15.4). Это различие при-
водит к различным значениям dlJUT.
Из соотношения Ст —— (N/2d)(dIl/dT) можно рассчитать постоянную
молекулярного поля N по значениям Ст и dll/dT. Сайкс и Вилкинсон
ЭНЕРГИЯ, ТЕПЛОЕМКОСТЬ И МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
581
нашли таким путем для N значение порядка 12 000 в интервале темпе-
ратур от 200 до 360° С. Это значение хорошо согласуется со значениями,
полученными другими методами, однако вследствие неточности определе-
ния величины Ст точность полу-
ченного результата невелика.
Как упоминалось выше, вели-
чина скачка Ст в точке Кюри удо-
влетворительно согласуется с тео-
ретической при /=1/2. Однако
поскольку непосредственно ниже
точки Кюри величина dIJdT пре-
вышает то значение, которое она
должна была бы иметь по формуле
(15.4), то следует ожидать, что
паденце удельной теплоемкости
будет больше значения 0,031, рас-
считанного по этому закону. Такое
ожидаемое увеличение скачка, по-
видимому, компенсируется «нерез-
костью» максимума, приводящей
к уменьшению его величины.
Измерения удельной теплоем-
кости в окрестности точки Кюри
производились также для железа,
кобальта и некоторых никель-мед-
ных, железо-никелевых, железо-ко-
бальтовых , железо-никель-кобаль-
Температура, °C
Фиг. 727. Разделение удельной теплоемко-
сти никеля на отдельные части: магнитную
электронную Се, теплоемкость решетки Сп
и теплоемкость, связанную с термическим рас-
ширением Ср—Су.
товых и никель-марганцевых сплавов. Попытка выделить при этом магнит-
ную часть теплоемкости предпринималась лишь для железа [881]. По дан-
ным Лэпп, проводившей эти исследования, область спадания теплоемкости
Фиг. 728. Удельная теплоемкость и теплота переходов для
железа.
охватывает интервал температур около 20° С. Уменьшение удельной тепло-
емкости равно при этом 0,079, однако Лэпп показала, что при сужении до
нуля интервала, в котором происходит изменение, ожидаемый скачок тепло-
емкости близок к теоретическому значению 0,118, получающемуся из фор-
мулы Бриллюэна при j — или к значению 0,121, найденному П. Р. Вейссом
для /= 1, но превышает значение 0,073, полученное Вейссом для j^1^.
582
ГЛАВА XV
Удельная теплоемкость железа для температур вплоть до точки плав-
ления приведена на фиг. 728 по данным Лэпп, Цуитхофа [1091], Егера
и др, [1040] и Ауберри и Гриффитса [1185]. На фигуре приведены также
значения скрытой теплоты перехода для a-у- и у-В-переходов. Более
поздние данные для области температур от 50 до 200° К опубликованы
в работе Келлея [1371].
На кривой Умино [326] для кобальта наблюдается характерный пик,
связанный с магнитным переходом при 1150° С, и другой пик, соответ-
ствующий а-е-переходу при 460° С. Падение удельной теплоемкости в точке
Кюри по кривой Умино составляет около 0,003 кал/г, что значительно
меньше теоретического значения скачка для j —
Особый интерес представляют данные Грью [704] для никель-медных
сйлавов. Из них следует, что электронная теплоемкость Се исчезает, когда
п J— ---г—|_Е—।----1------------
О 2 4 6 8 10 12 14 16 16 20
Температура, °К
Фиг. 729. Разделение теплоемкости при низких темпе-
ратурах на электронную (пропорциональную Т)и дебаев-
скую (пропорциональную Т8).
По оси ординат отложена теплоемкость в кал/гатом-°К.
содержание меди достаточно велико (60%), чтобы заполнить 3d-оболочку
и привести к потере ферромагнитных свойств сплава.
Кайя и Накаяма [1131] исследовали удельную теплоемкость целого
ряда сплавов железо-никель и железо-кобальт-никель в окрестности точек
Кюри. Особое внимание уделялось изменениям теплоемкости в окрестности
температур перехода от упорядоченной к неупорядоченной структуре.
Энергия, связанная с упорядочением, имеет наибольшее значение для
FeNi3 и не была обнаружена для FeNi, FeCo3, CoNi3, Co3Ni. Замена,
никеля кобальтом в FeNi3 быстро сглаживает нерегулярные отклонения
в кривой удельной теплоемкости, но не влияет заметно на температуру
перехода.
Наблюдалось изменение теплоемкости вблизи температуры перехода
от упорядоченной к неупорядоченной структуре в 510° С для Ni3Mn [1236].
Ряд исследований проведен со сплавами Гейслера [294].
Низкие температуры. При низких температурах (0 — 20° К) электрон-
ную теплоемкость, о которой мы уже говорили выше; можно определить,
вычитая дебаевскую теплоемкость из полной теплоемкости, поскольку
магнитная теплоемкость здесь пренебрежимо мала (меньше 1% полной).
В литературе опубликованы данные для железа [1112, 1134, 1371],
кобальта [1113] и никеля [806, 849]. Данные исследований Кеезома и Кур-
рельмейера для железа приведены на фиг. 729. Дебаевский член Св, про-
ЭНЕРГИЯ. ТЕПЛОЕМКОСТЬ И МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
583
порциональный Т3, легко можно выделить (характеристическая температура
равна 462°):
Ср = 4,70 • 10-«Т3.
Электронная теплоемкость равна
Се= 1,20-10-3Т.
Приведенные значения теплоемкостей отнесены к J грамматому. Кривая,
проходящая через экспериментальные точки, описывается формулой
Сл= 1,20- 10-3Г + 4,70- 10-Т3.
Теоретический расчет электронной теплоемкости для никеля произведен
Стонером [НОЗ], который исходил из предположения о простой форме
частично заполненных З^-оболочек электронных энергетических уровней.
Применение его метода для железа [1134] дает расчетное значение Се[Т,
в 4 раза превышающее экспериментальное. Это, повидимому, означает,
что истинная форма Зй-оболочек для железа совершенно отлична от той,
которая была принята при расчете. Имеются и другие указания на это
отличие.
Экспериментальные данные для кобальта описываются аналогичной
формулой:
Сл = 1,20- 10-3Т + 5,34- 10-Т3
(Са измеряется в кал!гатом-град). Для никеля
Сл= 1,74- Ю-з^Н- 6,59- 10“®Г8.
Теоретическое значение коэффициента перед Т для никеля, рассчи-
танное Стонером [1163], равно 2,41-ICC3. Расхождения между рассчитан-
ными и экспериментальными значениями коэффициентов для железа
и никеля можно было бы использовать для получения дополнительных
данных о форме З^-оболочки.
Магнетокалорический эффект. Как показали Вейсс и Пиккард [178],
быстрое наложение сильного магнитного поля приводит к повышению тем-
пературы ферромагнетика, причем степень повышения температуры является
мерой молекулярного поля. Термодинамическое соотношение, описывающее
магнетокалорический эффект, выводится из приведенной выше формулы для
внутренней энергии ферромагнетика:
dU = dQ + dA = TdS + HdI. (15.9)
Принимая S и Н за независимые переменные, получаем после двухкратного
дифференцирования
д2£7 _ fdT Ч /d/Ч
dHdS~\dHjs \0sJh~~ \33_)н\дт)н‘
По определению, теплоемкость при постоянной напряженности поля
-=(П=Ч^)Я-
Учитывая предыдущее равенство, находим
или
<4Г)з=-“(Й0„4"- (15.10)
Таким образом, при адиабатическом наложении магнитного поля (AS=0)
результирующее изменение температуры] зависит от ДЯ, Т, сн и (д1/дТ)н.
584
ГЛАВА XV
Как известно, (д1)дТ)н отрицательно и максимально вблизи точки Кюри.
Поэтому полученное термодинамическое соотношение заставляет нас ожидать
повышения температуры при наложении поля, причем это повышение должно
иметь наибольшую величину вблизи Т=в. Вейсс и Форрер [298] нашли, что
для никеля максимальное повышение температуры составляет около 1°С
при наложении поля в 10 000—20 000 эрстед, как показано на фиг. 730.
Температура, °C
Фиг. 730. Магнетокалорический эффект для никеля и железа.
Данные Поттера для железа [741 ], приведенные на той же фигуре, показывают,
что для железа повышение температуры имеет тот же порядок величины.
Если формулу (15.9) для dU продифференцировать по S и /, то изменение
температуры можно выразить через Д/ (вместо ДЯ):
<15.11)
Здесь ci—теплоемкость (единицы объема) при постоянной намагниченности.
Измерения магнетокалорического эффекта позволяют найти значение моле-
кулярной постоянной в теории Вейсса. Основное соотношение теории можно
записать, не устанавливая конкретного вида функции L, в форме1)
Г + 1
/о L kT J
Производную(dH/dT)i можно найти, дифференцируя это выражение по И нТ
при постоянном I:
nbkTdH—vJt (И + NI) dT
О----------L 9
т) Здесь и дал^е I представляет истинную намагниченность.—Прим. ред.
ЭНЕРГИЯ. ТЕПЛОЕМКОСТЬ И МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
585
отсюда
_ H + NI
к МУ/~ Т
Подставляя выражение (15.11) для ДГ, получаем
Д7 — H+NI щ _ N+.H..!1 ьр
cj 2cj
(15.12)
Полученное соотношение использовалось Вейссом и Форрером и Поттером
для определения N по результатам измерения ДТ и Д/ при различных темпе-
ратурах. Они нашли, как и сле-
довало ожидать, что при любой
температуре ДТ пропорционально
квадрату намагниченности Р, если
Фиг. 731. Зависимость между повы- Фиг. 732. Зависимость между повы-
шением температуры при магнетокало- шением температуры при магнетокало-
рическом эффекте и квадратом намаг- рическом эффекте и квадратом намагни-
ниченности 1 г для никеля. ченности для железа.
Как видно из кривых, в сильных полях эта
зависимость линейна.
поле достаточно велико, чтобы обеспечить насыщение путем ориентации
векторов намагниченности доменов параллельно полю. Экспериментальные
данные при нескольких значениях температуры для железа и никеля приве-
дены на фиг. 731 и 732.
Температура, °C
Фиг. 733. Изменение постоянной молекулярного поля N
для никеля и железа (6—точка Кюри).
Линейный ход кривых при больших полях показывает, что при любой
температуре N не зависит от /8. Поттер, однако, показал, что N, вычисленное
по формуле
справедливой при NI^H, имеет разные значения при различных температурах.
Анализ экспериментальных данных Вейсса и Форрера показывает, что для
никеля постоянная молекулярного поля также зависит от температуры. Кри-
вые Поттера для железа и никеля приведены на фиг. 733. Для обоих веществ
586
ГЛАВА XV
наблюдается увеличение AZ, особенно заметное в интервале температур около
50—100° непосредственно над точкой Кюри.
Корнецкий [799] заметил, что изменения 7V следует ожидать вблизи точки
Кюри, где наблюдается аномалия в зависимости коэффициента термического
расширения от температуры АЛ Аномальное изменение межатомных расстояний
с температурой приводит к изменению энергии обменного взаимодействия,
что, в свою очередь, проявляется в изменении постоянной молекулярного
поля. Для никеля аномалия термического расширения выражается в умень-
шении расширения вблизи точки Кюри. Из кривой обменного взаимодействия
(см. фиг. 437) видно, что уменьшение межатомных расстояний приводит к увели-
чению обменной энергии. Следовательно, при нагревании никеля выше точки
Кюри следует ожидать увеличения постоянной молекулярного поля. Для
железа аномалия выражается в увеличении коэффициента термического рас-
ширения; согласно кривым обменного взаимодействия, это опять-таки соответ-
ствует увеличению постоянной молекулярного поля. Таким образом, как
для железа, так и для никеля следует ожидать увеличения постоянной N,
что согласуется с экспериментальными данными.
Измерения магнетбкалорического эффекта можно использовать для вычис-
ления удельной теплоемкости при постоянном поле сн- Вейсс и Форрер [248]
показали, что полученная таким образом кривая зависимости Сц от Т имеет
скачок в точке Т=0, причем сн в . этой точке уменьшается приблизительно
на такую же величину, как и на кривой, полученной непосредственным изме-
рением.
Изменения температуры и крутящий момент. Акулов и Киренский [1.184]
наблюдали новый магнетокалорический эффект, связанный с изменением
направления намагниченности по отношению к кристаллографическим беям
монокристалла. При адиабатическом повороте монокристалла в сильном маг-
нитном поле его температура повышается или понижается в зависимости
от того, как меняется его ориентация. Если монокристалл вырезан в форме
диска, то крутящий момент L, действующий на диск, зависит от угла 0 пово-
рота диска вокруг своей оси. Изменение энергии, связанное с наличием крутя-
щего момента, равно
dA — LdB. (15.13)
Эта величина соответствует величине Н di в классическом магнето-
калорическом эффекте и может быть подставлена в выражение (15.9)
для dU. Дифференцируя выражение по S и В, получаем
(4T)s=^(.^)/». (15.14)
Зависимость L от температуры определяется следующими известными соот-
ношениями:
А = К (<ф| + + оф*),
где /Со и а —постоянные [926], не зависящие от температур. Учитывая
соотношение (15.13), получаем
ДТ = - А (ф’ +ф*).
Измерения, произведенные с никелевым сферическим образцом, показали,
что характер зависимости температуры от ориентации соответствует выводам
теории, количественно же экспериментальная величина в 2,4 раза меньше тео-
ретической. Наибольшее изменение температуры, наблюдавшееся при темпе-
ратуре жидкого азота, составляет около 0,005° С.
ГЛАВА XVI
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
Около 100 лет назад Томсон [4] показал, что электропроводность железа
изменяется при намагничивании. Для большинства-ферромагнетиков электро-
сопротивление увеличивается, если ток течет вдоль или против направления
намагниченности, и уменьшается, если векторы плотности тока и намагничен-
ности перпендикулярны. Однако вблизи точки Кюри при любом направлении
намагниченности по отношению к току наблюдается уменьшение электросопро-
тивления.
Изменение электросопротивления при намагничивании до насыщения
обычно имеет величину порядка нескольких процентов и редко превосходит
5% при комнатной температуре. При температуре жидкого воздуха изме-
нение сопротивления в магнитном поле, как показали наблюдения, дости-
гает 16%.
Изменение электросопротивления не зависит от знака магнитного поля
или намагниченности и в этом отношении подобно магнитострикции. Следова-
тельно, электросопротивление так же, как и длина, не изменяется при повороте
векторов намагниченности доменов на 180°, и наибольшие его изменения при-
ходятся на верхнюю часть кривой намагничивания, где рост намагниченности
происходит в основном за счет процесса вращения1). С изменением электро-
сопротивления в результате действия магнитного поля (гальваномагнитный
эффект) тесно связано изменение сопротивления, вызванное действием натя-
жения (гальйаноупругий эффект).
Электросопротивление и напряженность поля. При увеличении напря-
женности внешнего поля, в котором находится ферромагнетик, его электро-
сопротивление в направлении, параллельном полю, возрастает, приближаясь
к некоторому предельному значению «насыщения». Возрастание электросопро-
тивления происходит вначале значительно медленнее, чем подъем кривой
намагничивания. Намагниченность должна достигнуть 3/4 или 9/10 величины
насыщения, прежде чем величина изменения электросопротивления достигнет
половины своего предельного значения. В качестве иллюстрации к сказанному
служат приведенные на фиг. 734 данные для 84-пермаллоя [482].
При уменьшении приложенного поля до нуля электросопротивление
остается все же несколько больше, чем в исходном размагниченном состоя-
нии. Обозначим электросопротивление вещества в размагниченном состоянии
через р, увеличение электросопротивления через Ар, его предельное значе-
ние через Арл, а значение Ар, соответствующее остаточной индукции
(В = ВГ), через Арг. Опыт показывает, что Арг составляет малую долю
Арл, тогда как Вг обычно имеет величину порядка 1/2Вч. В петлях гисте-
резиса для никеля [491], приведенных на фиг. 735 и 736, Арг составляет
всего 10—15% Арл, а для многих железо-никелевых сплавов [482] Арг
настолько мало, что не поддается наблюдению. Для всех этих материалов,
а также и для железа при напряженности поля, равной коэрцитивной
х) А также за счет смещения границ между доменами, векторы намагниченности
которых составляют углы, отличающиеся от 180°.—Прим. ред.
Фиг. 734. Изменение электросопротивления при намагничи*
вании 84-пермаллоя.
Наибольшее увеличение сопротивления происходит в области средних и
высоких индукций.
Фиг. 735. Гистерезис продольного гальваномагнитного эффекта
в зависимости от напряженности магнитного поля.
Фиг. 736. Гистерезис продольного гальваномагнитною
эффекта в зависимости от индукции.
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
589
силе Н = НС, т. е. при индукции В, сведенной к нулю, Др весьма близко
к нулю.
Значение Дрл лучше всего определить по кривой зависимости Др
от В —Я или (В —Я)2 путем экстраполяции до точки насыщения В — Н — В*
гаемого растяжению.
(фиг. 737). При этом верхняя часть кривой приближается к прямой; если
по оси абсцисс откладывать (В —Я)2, то кривая часто близка к прямой
на значительном интервале. В частности, прямолинейные участки наблю-
дались в веществах с сильными внутренними напряжениями [582] и при
растяжении, как показано на фиг. 737.
Ф{и г. 738. Связь между магнитострик-
цией и изменением электросопротив-
ления в магнитном поле для никеля.
1 — мягкий никель; 2 — неотожженный
никель.
Фиг. 739. Связь между маг-
нитострикцией и изменением
электросопротивления в магнит-
ном поле для мягкого железа.
Аналогия между явлениями магнитострикции и изменения сопротив-
ления была подмечена уже давно [158]. По последним данным Корнец-
кого [1369], между Д/// и Др/р для никеля и железа наблюдается линей-
ная зависимость (фиг. 738 и 739). ,
590
ГЛАВА XVI
В направлении, перпендикулярном к приложенному магнитному полю,
электросопротивление обычно уменьшается с ростом поля. Для этого попереч-
ного эффекта также имеется предельное значение Ар, обозначаемое через Apt.
В очень сильных внешних полях, превышающих 15 000 эрстед (фиг. 740),
с увеличением напряженности поля сопротивление начинает падать как в про-
Н, эрстед
Фиг. 740. Изменение электросопротивления
никеля в продольном и поперечном полях.
/—поле параллельно току; 2—поле перпендикулярно
к току.
дольном, так и в поперечном по
отношению к полю направлении.
Это явление объясняют возра-
станием спонтанной намагничен-
ности (истинным намагничива-
нием) в таких сильных полях;
последний эффект особенно резко
выражен вблизи тЪчки Кюри.
При экспериментальном опреде-
лении Ар, следует учитывать, что
обычно при поперечном намаг-
ничивании размагничивающий
фактор имеет большую величи-
ну. Данные на фиг. 740 отно-
сятся к экспериментам с прово-
локой; поэтому при насыщении
размагничивающее поле было
равно, Bs/2. Таким образом, при
определении Др, с помощью
экстраполяции кривой в сторону
слабых полей следует считать, что истинное поле равно нулю, когда прило-
женное поле На равно В3/2. Следовательно, значение Арг/р соответствует
ординате точки Р при поперечном намагничивании, а Арл/р—ординате точки Q
при продольном намагничивании (в последнем случае размагничивающее поле
равно нулю).
Фиг. 741. Влияние магнитного поля и натяжения на электросопро-
тивление веществ с положительной (78-пермаллой) и отрицательной
(89-пермаллой) магнитострикцией.
Влияние напряжений. Изменение электросопротивления в зависимости
от намагниченности связано с ориентацией магнитных моментов доменов.
На эту ориентацию влияют внутренние напряжения, поэтому неудивительно,
что электросопротивление ферромагнетика изменяется при растяжении или
сжатии в каком-либо направлении. Если при продольном намагничивании
обычно происходит увеличение электросопротивления, то при действии натя-
жения электросопротивление может увеличиться и уменьшиться в зависимости
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
591
от того, положительна или отрицательна магнитострикция. На фиг. 741 при-
ведены кривые, характеризующие изменение электросопротивления 89-пер-
маллоя (отрицательная магнитострикция) и 78-пермаллоя (положительная
магнитострикция) под действием поля и напряжения. В 78-пермаллое предель-
ное повышение сопротивления имеет одну и ту же величину как в случае дей-
ствия поля, так и в случае действия
личиватся на величину, зависящую
от ориентации его вектора намагни-
ченности. Благодаря четности эф-
фекта Ар для образца в целом в схе-
мах бив одинаково и равно Aps.
При отрицательной магнитострик-
ции векторы намагниченности доме-
нов ориентируются при растяже-
Ф и г. 742. Схема, иллюстрирующая объяс-
нение влияния поля и натяжения на электро-
сопротивление на основе доменной теории.
а—ненамагниченнОе состояние; б—состояние насы-
щения; в—действие натяжения (положительная маг-
нитострикция); г—действие натяжения (отрицатель-
ная магнитострикция); д—действие натяжениями
сильного поля; е—состояние с остаточной намаг-
ниченностью.
Справа векторы намагниченности проведены из
общего начала.
нии перпендикулярно к направле-
нию растяжения и электросопротивление уменьшается (г). Последующее
наложение поля вызывает такое вращение векторов намагниченности доменов,
которое приводит к увеличению электросопротивления (переход от г к 5).
Если вещество с положительной магнитострикцией подвергнуто сильному
растяжению, а затем помещено в магнитное поле, то поле вызывает почти
исключительно поворот векторов намагниченности доменов на 180°, что не ска-
зывается на электросопротивлении (переход от в к д).
На фиг. 743 приведены подтверждающие теорию экспериментальные дан-
ные для веществ с положительной и отрицательной магнитострикцией (69- и 89-
пермаллой), подвергнутых растяжению и помещенных в магнитное поле.
На фиг. 744 те же величины представлены в зависимости от В—Н, Как видно
из кривых, при сильном натяжении электросопротивление 69-пермаллоя почти
не меняется в широком диапазоне изменений намагниченности, что согласуется
с теорией. После термообработки этого сплава в продольном магнитном поле р
также слабо зависит или совсем не зависит от магнитного поля. Зависимость р
от В—Н для 89-пермаллоя также согласуется с выводами теории.
Данные для других сплавов показывают, однако, что Aps и Др0 не равны
между собой (см. фиг. 748), что можно объяснить [14461 анизотропией магнито-
592
ГЛАВА XVI
стрикции. Лихтенбергер [600] показал, что ks имеет различный знак в зависи-
мости от того, в каком из кристаллографических направлений приложено маг-
нитное поле. Для сплавов, содержащих 35 и 45% Ni, магнитострикция насы-
щения в направлении [111] положительна, а в направлении [ 100] отрицательна.
Поэтому для поликристаллического образца натяжение приводит к увеличению
Фиг. 743. Зависимость электросопротивления от величины поля^ Н
для образцов из 69- и 89-пермаллоя, подвергнутых натяжению.
а—69-пермаллой; б—89-пермаллой.
Фиг. 744. Зависимость электросопротивления от величин 7?—Н для
образцов из 69- и 89-пермаллоя, подвергнутых натяжению,
а—69-пермаллоЙ; б—89-пермаллой.
электросопротивления кристаллитов, для которых направление [111] близко
к направлению натяжения и к уменьшению его для кристаллитов, у которых
к направлению натяжения близка ось [100]. Поэтому суммарное Др3 меньше
Дрй. Кривые Лихтенбергера показывают также, что ХИ1 и к100 имеют противо-
положные знаки у сплавов, содержащих 80—85% Ni, причем границы этой
области, повидимому, зависят от характера термообработки, вызывающей раз-
личную степень упорядочения' [1198]. Для других сплавов, кроме содержащих
около 60 и 85% Ni, ХИ1и Х100 заметно отличаются друг от друга, и натяжение а
не вызывает полной ориентации векторов намагниченности всех доменов.
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
593
Изменение электросопротивления при намагничивании поликристалличе-
ских веществ. С помощью доменной теории ход кривых, представленных на
фиг. 743, получает простое объяснение. Пусть вектор А (фиг. 745) представляет
ориентацию вектора намагниченности домена до наложения поля или натя-
жения, т. е. устойчивую ориентацию, определяемую структурой кристалла
и внутренними напряжениями. Магнитострикция в рассматриваемом случае
отрицательна, поэтому натяжениё приводит к повороту вектора намагничен-
ности домена в некоторое положение В. Последующее наложение магнитного
поля вызывает поворот вектора намагниченности в обратном направлении;
при некотором значении напряженности
поля Н вектор намагниченности домена
возвращается , к своей прежней ориента-
ции Л. Если бы вектор намагниченности
домена был первоначально ориентирован
в направлении Л7, то под влиянием натя-
жения он повернулся бы в направление
В', а под действием поля, изменив ориен-
тацию, он принял бы направление Л.
Положениям Л и Л' соответствуют одина-
ковые значения сопротивления, поэтому
сопротивление материала принимает пер-
воначальное значение. Доменная теория
позволяет найти условие компенсации
влияния а действием магнитного поля Н
Фиг. 745. Схема, поясняющая дан-
ные предыдущих фигур.
Под действием напряжения а вектор на-
магниченности домена поворачивается от
А к В, под действием поля Но—обратно
к А.
следующим образом.
Магнитоупругая энергия (см. гл. XVIII) равна
£a = |Vsin20, (16.1)
где Х3 — магнитострикция насыщения, а 0 — угол между 13 и направлением,
вдоль которого действует напряжение с. Энергия во внешнем поле Н
Ец = -tf/scos0.
Равновесие имеет место при условии
(£, + £„) = О,
т. е.
ff 3Xff cos 0
(16.2)
Среднее значение cos0 при беспорядочном распределении векторов намаг-
ниченности доменов по всевоз’можным направлениям в пределах от 0 до к/2
равно 1/2. Отсюда
я _ ЗК,
а ~ 2/s ’
(16.3)
Для 89-пермаллоя — 13-10-6, 4тс/5 = 8300. Подставляя эти значения,
получаем Н/<з = 3,0 эрстед-мм2/кг.
Прямая на фиг. 746 проведена под углом к оси а, соответствующем
вычисленному здесь теоретическому значению отношения Н/а, а точки
построены по значениям а и Я, соответствующим точкам пересечения
кривых с осью абсцисс на фиг. 743, б (-р = 0). Таким образом, теорети-
ческие выводы хорошо согласуются с экспериментом. Доменная теория
позволяет объяснить и ряд других свойств кривых на фиг. 743, однако
для этого нужно предварительно рассмотреть еще некоторые вопросы.
38 р. Бозорт
594
ГЛАВА XVI
Электросопротивление домена в каком-либо направлении зависит
от ориентации вектора намагниченности по отношению к этому направле-
нию, а также от ориентации его по отношению к кристаллографическим
осям. Зависимость электросопротивления от ориентации вектора намагни-
ченности по отношению к осям кристалла будет рассмотрена в следующем
разделе. Здесь мы ограничимся лишь рассмотрением зависимости электро-
сопротивления от угла между направлением тока и намагниченностью.
Фиг. 746. Сравнение теоретиче-
ских (прямая) и эксперименталь-
ных (точки) данных о зависимости
между натяжением а и величиной
поля Я, необходимой, чтобы элект-
росопротивление приняло значение,
которое оно имело до наложения
натяжения.
Изменение электросопротивления в зави-
симости от этого угла выражается с по-
мощью ряда, из которого мы используем
лишь первые два члена:
Ар = А + В cos2 0, (16.4)
где 6 — угол между током i и вектором
намагниченности /s. В силу симметрии эф-
фекта в разложение не входят нечетные
степени cos 6.
Изменение электросопротивления Г мы
будем отсчитывать от состояния, в кото-
ром магнитные моменты доменов распре-
делены равномерно по всем направлениям,
так что со829 = 1/з- Пусть значение Ар при
6 = 0 равно Арл. Значения А и В можно вы-
разить через Арл. При этом соотношение
(16.4) примет вид
дР = 4ДРл(СО520~т) • <16-5>
Для 6 = 90° Др = Ар, = — Аря/2, т. е. изме-
нение электросопротивления при попереч-
ном намагничивании до насыщения в 2 ра-
за меньше, чем при продольном, и имеет
противоположный знак.
Во многих веществах распределение
магнитных моментов доменов в исход
Данные приведены для 89-пермаллоя.
ном состоянии не является беспорядочным.
Экспериментально можно определить изме-
нение электросопротивления при намагничивании от этого исходного со-
стояния до насыщения при i, параллельном и перпендикулярном Н. Пол-
ное изменение электросопротивления можно выразить через соответствую-
щие продольное (Дрл) и поперечное (Др() изменения:
Др = Др, + (ДРл — ДР/) cos2 6.
(16.6)
Таким образом, существенной характеристикой вещества является разность
Дрй — Др(, поскольку она не зависит от начального распределения и опре-
деляет максимальное изменение р при изменении распределения магнит-
ных моментов доменов.
То обстоятельство, что для объяснения результатов экспериментов
достаточно ограничиться в формуле (16.6) членами порядка cos2 9, следует
из данных, приведенных на фиг. 737. Если вещество с отрицательной
магнитострикцией подвергнуть достаточно большому натяжению, то векторы
намагниченности доменов расположатся в нем перпендикулярно к оси
натяжения; если после этого наложить поле, то они будут поворачиваться,
причем индукция будет пропорциональна cos0:
B — H — Bscos6.
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
595
Если происходящее при этом изменение электросопротивления Др про-
порционально cos2 0, то оно должно быть пропорционально (В —Я)2. Такой
.вывод подтверждается экспериментальными данными: кривая, приведенная
.на фиг. 737, не обнаруживает заметных отклонений от прямой, для объяс-
нения которых потребовался бы член cos4 6. Исследование других веществ
подтверждает этот вывод.
Изменение электросопротивления, полученное в этих же экспериментахг
можно построить в зависимости от Я2, а не от (В —Я)2 и сравнить экспе-
риментальные данные с тео-
ретическими. Зависимость со-
противления от ориентации
вектора спонтанной намагни-
ченности определяется про-
стой формулой
Др = Дрл cos2 0,
если принять Др = О для со-
стояния, при котором имеет-
ся натяжение о, и Я = 0. Со-
поставляя это выражение с
полученной ранее формулой
(16.2), имеем
Др
*
(16.7)
Подставляя в формулу (16.7)
известные для 89-пермаллоя
численные значения входящих
в нее величин, получаем
Др . q 1Л-ЗГ72 Фиг. 747. Зависимость электросопротивления от
— • 1UU~4,O’1U п . напряженности поля для 89-пермаллоя, подверг-
нутого сильному упругому растяжению.
ГГгчожжоа un Arm 7/17 За исключением области сильных полей, экспериментальные
прямая На фиг. ИЗОО- данные (точки) согласуются с теоретическими (прямая).
ражает полученную теоре-
тическую зависимость. Экс-
периментальные точки довольно хорошо ложатся на прямую. Когда
магнитное поле Я велико и Др приближается к Др8, следует ожидать
отклонения экспериментальных данных от теоретической кривой, так как
в теории не учитываются силы, обусловленные кристаллической структурой
и внутренними напряжениями. При малых Я эти силы приводят к значе-
ниям р, превышающим теоретические; при больших значениях Я они,
наоборот, уменьшают значения р, что и наблюдается в экспериментах.
Линейная связь между Др и (В —Я)2 является следствием вращения
векторов намагниченности доменов, так что следует ожидать, что эта
связь будет справедлива при (В — H}/Bs, изменяющемся в пределах от 0,5
до 1,0 [582] даже при отсутствии натяжения. Вблизи начала кривой
намагничивания изменение намагниченности хорошо отожженных материалов
происходит за счет смещения 90- или 180-градусных границ доменов
(в железе). Можно предполагать, что при таких процессах Др/р будет
изменяться не пропорционально (В —Я)2, а медленнее. Таким образом,
следует ожидать • зависимости
^ = а + 6(В-Я)2, (16.8)
которая и подтверждается опытом [582].
38*
596
ГЛАВА XVI
Доменная теория изменения электросопротивления монокристаллов и ее
связь с теорией для поликристаллов рассмотрены ниже.
Данные для сплавов. Зависимость электросопротивления железо-нике-
левых сплавов от поля и натяжения подробно исследована Мак-Киханом [482].
Он установил общий характер кривых и показал, что Aps (изменение
электросопротивления при наложении поля) имеет наибольшее значение
при содержании никеля, несколько превышающем 80%. Он указал также
на тесную связь между изменением электросопротивления при натяжении
и магнитострикцией сплава и объяснил изменение сопротивления ориента-
цией атомных магнитных моментов.
Фиг. 748. Максимальное относительное изменение
электросопротивления, вызываемое магнитным полем и
натяжением для железо-никелевых сплавов различного
состава.
Более поздние данные Ширакава [1155], Яманака [1246] и Бозорта [1446]
приведены на фиг. 748. На кривых показано максимальное относительное
изменение электросопротивления при действии продольного магнитного
поля (Дрл/р) и натяжения (Др,/р).
Согласно рассмотренной выше упрощенной теории при положительной
магнитострикции Aph/p должно быть равно Др./р- Отклонения от этой теории
имеют место при анизотропной магнитострикции. Как видно из фиг. 748, ДрЛ
и Дра заметно различаются для сплавов, для которых имеет место анизо-
тропия магнитострикции. При отрицательной магнитострикции упрощен-
ная теория приводит к соотношению
___1_Дрд
Р 2 р ’
если принять, что в ненамагниченном образце векторы намагниченности
доменов ориентированы беспорядочно.
Кривые на фиг. 748 показывают вытекающий из упрощенной теории
ход зависимости ^р/р от содержания никеля в сплаве. Разность изменений
сопротивления для продольного и поперечного полей ДрЛ —Ар, не зависит
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
597
от начального распределения магнитных моментов доменов. Результаты
измерений этой величины приведены на фиг. 749. Кривая на фиг. 748,
о которой уже- было сказано выше, построена на основе данных, приве-
дённых на фиг. 748 с использованием формулы Дрл= 2/3(4pft — 4p(), справед-
ливой для случая беспорядочного распределения магнитных моментов до-
менов в исходном состоянии, и формулы Ара = Дрл или Дра = Др<( в зави-
симости от знака магнитострикции.
Содержание никеля, %
Ф и г. 749. Разность изменений электросопротивления для
продольного и поперечного полей для железо-никелевых
сплавов различного состава.
Фиг. 750. Влияние магнитного поля на элект-
росопротивление железо-никелевых сплавов
при различных температурах.
Крестики на фиг. 749 относятся к образцам, отжигавшимся в течение
24 час. при 425° С. Как видно из этих данных, Дрл изменяется при упоря-
дочении сплавов, содержащих около 70% Ni.
Данные Ширакава [1155] для Дрл при температуре выше и ниже
комнатной приведены на фиг. 750.
Зависимость изменения электросопротивления от намагниченности иссле-
довалась для железо-кремнистых [1162], железо-кобальтовых [1156], кобальт-
никелевых [915], медно-никелевых
[891] сплавов и для Fe3O4 [1279].
Результаты приведены на фиг. 751—
754. В железо-кремнистых сплавах
и в Fe8O4 продольное поле умень-
шает электросопротивление в не-
которой области температур ниже
точки Кюри. Данные для Fe3O4
относятся к монокристаллу, выре-
занному параллельно направле-
нию [111]. При 0°С уменьшение
электросопротивления составляет
0,3% при /7=1000 эрстед-, при
более низких температурах изме-
нение электросопротивления умень-
шается.
Исследования электросопротивления постоянных магнитов производились
Бейтсом [1451], Дрожжиной и др. [1530, 1620] и Вонсовским [1589]. В отличие
от обычного вида кривых (см. фиг. 740) эти измерения показывают уменьшение
электросопротивления как при продольном, так и при перпендикулярном
намагничивании (по отношению к направлению тока).
Влияние температуры. Экспериментальные данные для железо-никелевых
сплавов показывают (фиг. 750), что, как правило, Дрй/р уменьшается с ростом
температуры. При температуре жидкого воздуха изменение сопротивления
в магнитном поле сравнительно велико. Ширакава [1155] наблюдал увеличение
598
ГЛАВА XVI
Сопротивления более чем на 12% для железо-никелевого сплава (90% Ni)
и на 16% для никель-кобальтового сплава. Для никеля Герлах [642] нашел»
что Дрл убывает с температурой пропорционально В|. Однако это соотно-
шение, повидимому, в общем случае не имеет места.
Фиг. 751. Влияние магнитного поля на электросо-
противление железо-кремнистых сплавов
сопротивление железо-кобальтовых сплавов.
При повышении температуры до точки Кюри наблюдается новое явление,
показанное на фиг. 755 (для никеля), взятой из работы Герлаха и Шнейдер-
гана [468]. Аналогичные данные опубликованы Матуяма [735]. В достаточно
сильных полях электросопротивление проходит через максимум, после чего
начинает убывать; при температуре, отличающейся лишь на несколько
Фиг. 753. Влияние магнитного поля на электросопро-
тивление кобальт-никелевых сплавов.
6
Фиг. 754. Влияние магнитного поля на электросопро-
тивление медно-никелевых сплавов.
600
ГЛАВА XVI
градусов отточки Кюри, достаточно уже небольшого поля, чтобы снизить сопро-
тивление до его первоначального значения. В самой точке Кюри максимум ис-
чезает и электросопротивление убывает с полем почти линейно. Выше точки
Кюри уменьшение электросопротивления с полем происходит медленнее.
Герлах [4691 показал, что уменьшение сопротивления в сильных полях
связано с ростом спонтанной намагниченности. Данные Герлаха и Шнейдер-
гана [4681 для никеля (фиг. 756) и аналогичные данные Поттера [609J для
железа и сплава Гейслера подтверждают этот вывод: наклон кривой зависи-
мости Др от Н максимален в точке Кюри, т. е. в этой точке поле сильнее всего
влияет на спонтанную намагниченность. Роль спонтанной намагниченности
И. эрстед
Фиг. 755. Влияние магнитного поля на
электросопротивление никеля ниже и выше
точки Кюри.
Фиг. 756. Зависимость d(bpl?)ldH
от температуры вблизи точки Кюри
для никеля.
в указанном явлении подтверждается также линейным характером зависи-
мости Др от (В—Н)2. Эта зависимость подтверждена экспериментами Энглерта
[575, 578]. Поттер [609] также нашел для железа и сплава Гейслера зависи-
мость &р=аН2 при температуре несколько выше точки Кюри, т. е. в области,
где В—Н пропорционально Н.
Вследствие уменьшения р с ростом И вблизи точки Кюри кривая зависи-
мости Др от Т имеет характерное резкое спадание и проходит ниже оси Т
при температурах на 50—100° С ниже точки Кюри и затем поднимается к этой
оси, когда Др приближается к нулю [65, 1155].
Электросопротивление ферромагнитных металлов аномально мало по срав-
нению с другими металлами той же группы, как это видно, например, из произ-
веденного Беккером и Дорингом [ 1099] сравнения электросопротивления никеля
и палладия, занимающих аналогичные положения в периодической системе
элементов. На фиг. 757 воспроизведены данные Поттера [979] иКонибера [935],
совмещенные в точке Кюри. Расхождение кривых при низких температурах
следует приписать ферромагнетизму никеля. Такой вывод подтверждается
теоретическими расчетами Мотта.
Согласно зонной теории, у элементов группы железа проводимость обусло-
влена в основном s-электронами. Эти электроны совершают частые переходы
в незаполненные d-оболочки, вследствие чего сопротивление никеля велико
по сравнению с сопротивлением соседнего элемента, меди, у которой d-оболочки
заполнены. Однако при наличии ферромагнетизма одна из двух d-полос запол-
нена; поэтому переходов в эту полосу нет и рассеяние, следовательно, наполо-
вину меньше. Вследствие этого сопротивление никеля при температурах ниже
точки Кюри меньше, чем у элементов типа палладия, который хотя и обладает
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
601
незаполненными внутренними оболочками, но неферромагнитен1). С увеличе-
нием температуры спонтанная намагниченность никеля падает и кривая элек-
тросопротивления все больше приближается к кривой, соответствующей гипо-
тетическому «немагнитному никелю», сливаясь с ней выше точки Кюри2).
Сделав определенные упрощающие предположения, р природе полос,
Мотт [890] рассчитал влияние уменьшения спонтанной намагниченности на
электросопротивление; полученные им значения сопротивления показаны на
Фиг. 757. Аномалия электросопротивления ферромагнитных ве-
ществ ниже точки Кюри.
Фиг. 758.
Кривая температурного коэффициента электросопротивле-
ния вблизи точки Кюри для никеля.
Кривую зависимости р от температуры можно использовать для опре-
деления точки Кюри. При этом удобнее строить температурную зависимость
крутизны этой кривой (температурного коэффициента). Указанная кривая
имеет острый максимум при £=6, как видно из фиг. 758, взятой из работы
2) Приведенное объяснение аномалии электросопротивления ферромагнитных метал-
лов не является общепризнанным и встречает ряд возражений.—Прим. ред.
2) Теория аномалии электросопротивления ферромагнетиков была разработана
С. В. Вонсовским и Е. А. Туровым [ЖЭТФ, 24, 419 (1953)].—Прим. ред.
602
ГЛАВА XVI
Герлаха [642]. Как замечает Герлах, эта кривая подобна кривой удельной
теплоемкости; для обеих кривых ордината спадает до «нормальных» значений,
характерных для немагнитных материалов, лишь при температуре на несколько
десятков градусов выше точки Кюри.
Зависимость электросопротивления от магнитного поля для монокристал-
лов. Зависимость электросопротивления от напряженности магнитного поля
для различных кристаллографических направлений была впервые исследована
для железа и никеля Вебстером [297, 329, 497] и Кайя [354], а затем Дорин-
гом [1017] иШиракава [1229, 1230]. Доменная теория была применена Гансом
и Харлемом [643] и затем обобщена Дорингом [1017], изложению которого
мы здесь следуем. Теория этих явлений была еще раньше предложена Акуло-
вым [443] в менее полном объеме.
Пусть ах, а2 и а8 — направляющие косинусы вектора намагниченности Is
домена, а ₽1, ₽2, рз — направляющие косинусы для линии тока, измеряемого
при определении электросопротивления. Общее выражение для изменения
электросопротивления в магнитном поле для кубических кристаллов может
быть представлено в виде ряда, в котором можно отбросить члены, содер-
жащие а и р в степенях выше второй. Доринг использовал ряд такого вида:
у = К (а2?2 + а2|32 + - у) + 2^2 (aia2?i?2,+ “г^зУз + аза1М1) +
4 ^3^s_|^ + ^^+a^ + a^ + |s_l^ +
+ 2^5 -Г а2аз₽2?за1 + а1аз₽1Рза2)> ( 16.9)
где s = + а|а| 4-а|а2. Это выражение справедливо для ферромагнитных
кристаллов типа кристаллов никеля, для которых в начальном состоянии
(Др = О) магнитные моменты доменов равномерно распределены между
восемью направлениями легкого намагничивания [111]. В выражении (16.9)
встречаются величины а в четвертой степени, однако с помощью равенства
a2-|-a2 + a|=l его можно преобразовать так, чтобы оно содержало лишь
вторые степени косинусов. Для ферромагнитных кристаллов типа кристал-
лов железа с шестью направлениями [100] легкого намагничивания выра-
жение отличается лишь отсутствием члена k8/3.
Для продольного эффекта в направлении [100] у никеля (Рг=1) при
насыщении (ax—1) выражение (16.9) сводится к виду:
Л ph_ 2&! k3 | 2k4
V~~3 У "|"Т ’
а для поперечного (ат = 0, a2 = cos<p, Pi=l) изменение сопротивления равно
_ ЬдЛ — ( _|_^*ЛСО34Ф
р к 3 24 4 J к8 М2У- •
и зависит от азимута приложенного поля.
Для расчета пяти констант, входящих в формулу (16.9), можно
использовать данные измерений сопротивления, произведенных Кайя, для
трех основных кристаллографических направлений. Исходное состояние
исследуемого образца может не соответствовать идеальному состоянию
с равномерным распределением магнитных моментов доменов по направ-
лениям легкого намагничивания. Для исключения этой неопределен-
ности нужно иметь достаточное количество экспериментальных данных'.
Используя данные Кайя, полученные с тремя кристаллами, Доринг опре-
делил значения постоянных, приведенные в первом столбце нижеследу-
ющей таблицы.
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
603
Константа Никель Железо
по данным Кайя по данным Доринга по данным Хироне и Хори
*1 0,063 0,0654 0,00153
Лг 0,029 0,0266 0,00593
ks -0,036 —0,032 0,00194
kt -0,051 -0,054 0,00053
k6 0,014 0,020 0,00269
Полученные значения весьма близки к значениям, определенным по иссле-
дованиям восьми кристаллов, проведенным Дорингом (вторая графа
таблицы).
Подобным же образом Хироне и Хори [1328] определили постоянные
для железа по данным Вебстера [329, 379] и Ширакава [1229, 1230];
значения постоянных приведены в последнем столбце таблицы.
Доринг связал значения постоянных ki с ранее введенными постоян-
ными, характеризующими поликристаллический образец и входящими
в выражение
у = А + В cos2 8.
Если кристаллы никеля расположены беспорядочно и магнитные моменты
доменов в начальном состоянии равномерно распределены по всем направ-
лениям легкого намагничивания, то
у ^2 + 35^4 + 35^5»
— 15— ~5 ^а~Т5^8—35^4 — 35 &5'
Для никеля получается значение В, равное 0,0254, тогда как Энглерт
получил экспериментальное значение 0,0305. Расхождение этих двух
величин не очень велико; оно может быть обусловлено присутствием
кристаллографической текстуры в исследованном образце.
Следует отметить, что при равномерном распределении магнит-
ных моментов доменов по направлениям легкого намагничивания в исход-
ном состоянии
A-
Л~ 3 15 3‘
Принимая приведенные выше значения постоянных k для никеля,
получаем Л= —0,00419 и В = 0,0254. Отсюда для отношения изменений
электросопротивления при продольном и поперечном эффектах имеем
значение
Дрь _ А + В __
Apt А ’ ’
а не —2, как было принято выше при рассмотрении поликристалличе-
ских веществ. Однако Доринг показал, что А——В/3 и Дрд/Др( = —2,
если магнитные моменты доменов в исходном состоянии распределены
равномерно по всем направлениям, что может иметь место при слабой
анизотропии.
Влияние анизотропии магнитострикции на изменение электросопротивле-
ния в магнитном поле. Как показал Лихтенбергер [600], для некоторых
604
ГЛАВА XVI
железо-никелевых сплавов магнитострикция в одних кристаллографических
направлениях положительна, а в других — отрицательна (см. фиг. 634).
Если поликристаллический образец такого сплава подвергнуть натяжению,
то его электросопротивление в одних областях уменьшится, а в других
возрастет. Если образец в целом обладает положительной магнитострик-
цией (например, 35-пермаллой), то предельная величина изменения электро-
сопротивления, вызванного натяжением (Др,), меньше изменения, вызван-
ного магнитным полем (Дрл). Данные измерений [1155, 1446] согласуются
с этим выводом [1446]. Для 35-пермаллоя Др, меньше х/аДрл [1246]; для
других сплавов относительная величина Др, еще меньше, тогда как для
сплавов с изотропной магнитострикцией Др, и Дрл равны между собой.
При количественном расчете влияния анизотропии магнитострикции
на изменение сопротивления в магнитном поле [1446] мы будем исходить
Фиг. 759. Угол в между направлением на-
магниченности и осью, вдоль которой дей-
ствует растягивающее усилие, когда эта ось
параллельна оси [511], в зависимости от по-
стоянных магнитострикции kul и Х100 (теоре-
тические кривые).
из выражения для магнитоупру-
гой энергии, данного Беккером и
Дорингом [1099]х). Пусть ах, а2,
а3 — направляющие косинусы век-
тора намагниченности домена (/„),
a Ti> Тг> т3 — направляющие ко-
синусы оси, вдоль которой дей-
ствует растягивающее усилие (а)
по отношению к тетрагональным
осям кристалла. При этом магни-
тоупругая энергия равна
Г»-----у (Люо («!т! + «hl + «hl) +
+2>Ч11 («l«2llf2 + «2«3f2Ts+
+ «з«1ТзТ1)1-
При заданных значениях Х100, Х1И
и направляющих косинусов у зна-
чения а определяются из условия
минимума F„. Затем определяется
угол 9 и задача сводится к рас-
чету cos2 9 для случая беспоря-
дочного распределения осей кри-
сталлитов поликристаллического
тела. Зная cos2 9, легко найти
разность Др, и Дрл. Когда а парал-
лельно главным кристаллографическим направлениям [100], [ПО] и [111],
угол 6 равен нулю или 90° для всех значений Х100 и Хш. Для иллюстрации
эффекта, который может быть получен в других кристаллографических
направлениях, на фиг. 759 приведено изменение 6 для направления [511] в.
зависимости от отношения г = ХП1/Х100 как при положительных, так и при от-
рицательных значениях Х100. Согласно данным Лихтенбергера, для некоторых
сплавов, содержащих 75 — 80% Ni, Х10о > 0 и г =10. Из данных, приведен-
ных на фиг. 759, видно, что этим значениям соответствует 9 = 27°. Среднее
по всем направлениям значение cos2 9 0,93. Это значит, что наблюдаемое
значение Др, должно быть равно Др, = 3/2 (0,93 — 0,33) Дрл = 0,89 Дрл. Отно-
шение 0,89 близко к полученному Яманака [1246] значению 0,85 для сплава,
содержащего 74% Ni (см. фиг. 748). Значения Х100 и Хш для конкретных
образцов, вероятно, зависят от термообработки, так что точного совпаде-
ния расчетных и экспериментальных данных й не следует ожидать.
х) Это выражение ранее было получено Акуловым.—Прим. ред.
МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
605
Влияние фазовых переходов. Если при изменении температуры вещество
испытывает фазовый переход или изменяется расположение атомов в сплаве,
то наблюдаются отклонения от обычной кривой температурной зависимости
электросопротивления ферромагнетика (см. фиг. 757). Примеры изменения
фазы и типа решетки приведены на фиг. 760. В железо-никелевом сплаве,
содержащем 20% Ni [1155J, при цагревании происходит переход от кубиче-
ской объемноцентрированной решетки к кубической гранецентрированной,
переход. Площадь между кривыми, соответ-
Ф4и г. 760. Изменение сопротивления при фазовом
превращении (сплав, содержащий 20% Ni) и упо-
рядочении (сплав, содержащий 76% Ni).
а при охлаждении—обратный
ствующими обоим процессам,
зависит от скорости нагрева-
ния и охлаждения и, вообще
говоря, больше при быстром
изменении температуры. Ана-
логичное явление наблюдает-
ся и при фазовых перехо-
дах, имеющих место в же-
лезе и кобальте.
Нижняя кривая на фиг.
760 показывает влияние пере-
группировки атомов в 76-пер-
маллое. Для наблюдения
петли, показанной нафиг. 760,
•требуется особая тщатель-
ность эксперимента. При по-
лучении данных Кайя [10421,
приведенных на этой фигуре, производилось очень медленное охлаждение об-
разца (в течение многих часов) до 430° С и последующее нагревание его со ско-
ростью 2,5° С в 1 мин. Обе кривые сходятся как раз у точки Кюри, где на-
блюдается обычное резкое изменение крутизны кривой. Скорость процесса
упорядочения при любой температуре между 500 и 550° С можно оценить, если,
поддерживая постоянной температуру образца, определять скорость измене-
ния его электросопротивления.
Упорядочение и фазовые превращения можно изучать также, сравнивая
значение электросопротивления (при комнатной температуре} после закалки
и после отжига в течение длительного времени при сравнительно низкой темпе-
ратуре. Таким путем Кайя и Куссман [531] исследовали никель-марганцевые
сплавы. Они получили для одного и того же сплава при медленном и быстром
•охлаждении значения сопротивления соответственно 39 и 76 мком-см.
ГЛАВА XVII
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
Во многих случаях практического применения магнитные материалы
подвергаются действию переменного поля, которое создается переменным током,
текущим по обмотке, охватывающей сердечник из магнитного материала.
Влияние переменного намагничивающего поля на магнитные свойства мате-
риала вызывает: 1) уменьшение эффективной проницаемости материала,
2) увеличение потерь энергии в материале и 3) появление сдвига фаз между
напряженностью поля и индукцией. Сдвиг фаз может вызываться либо дей-
ствием одних только вихревых токов, либо действием некоторых других при-
чин, которые рассматриваются ниже.
Действие вихревых токов. При изменении магнитного потока в проводя
щей среде в плоскости, перпендикулярной к направлению его изменения, воз
Направление вихревых токов
Фиг. 761. Направление вихревых токов
в сплошном стержне противоположно на-
правлению тока, создающего намагничи-
вающее поле.
никает э.д.с*, вызывающая появление
в среде токов. Сила этих токов, назы-
ваемых токами Фуко, или вихревыми
токами, зависит от геометрических
размеров образца, электросопротив-
ления и магнитной проницаемости
материала и частоты поля/ Направ-
ление вихревых токов таково, что
они противодействуют изменениям
напряженности вызывающего их по-
ля. Например, как 'показано на
фиг. 761, направление вихревых то-
ков противоположно току в намаг-
ничивающей катушке. Вихревые токи противодействуют проникновению
поля внутрь образца. Вследствие этого при непрерывном изменении внеш-
него поля (что имеет место в большинстве устройств, в которых используются
магнитные материалы) напряженность поля внутри образца составляет лишь
незначительную часть напряженности поля у его поверхности. Таким образом,
магнитная индукция убывает в направлении от поверхности внутрь образца.
Чтобы свести к минимуму влияние падения Напряженности поля внутри образца
и вызываемого им уменьшения переменного потока, магнитные сердечники
трансформаторов и других устройств набираются из тонких листов, причем
каждый лист электрически изолируется от соседних с ним. В первой части
этой главы будут описаны поддающиеся расчету эффекты, связанные с появле-
нием вихревых токов в образце. Будут приведены формулы, связывающие
напряженность поля, индукцию, время и координаты точек для образцов,
имеющих разную форму. Будут даны также формулы для производных вели-
чин: индуктивности катушки с сердечником из магнитного материала, сопро-
тивления такой катушки при переменном токе и добротности Q.
Вихревые токи в листовых образцах. Для листовых и цилиндрических
образцов эффекты, связанные с вихревыми токами, можно точно рассчитать,
если принять, что проницаемость является постоянной величиной, не завися-
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
607
щей от напряженности поля. Дифференциальное уравнение, описывающее
изменение магнитного поля со временем внутри листового образца, имеет вид
дН = Р д2Н
dt 4тс|а дх2 ’
где х—расстояние, отсчитываемое по нормали к плоскости листа толщиной 8,
(1—магнитная проницаемость материала образца, р—удельное электросопро-
тивление материала. Это уравнение совпадает с уравнением теории диффузии.
(В настоящей главе всюду, если специально это не оговаривается, исполь-
зуются единицы системы CGSM.)
Допустим, что на листовой образец параллельно его плоскости действует
синусоидально изменяющееся поле, амплитуда которого равна Яо. В этом
случае амплитуда напряженности поля при перемещении от поверхности внутрь
листа убывает с расстоянием по закону1)
HQ L ch 6 + cos О
(17.1)
здесь Xq отсчитывается от середины листа и
6 = 2*8 j/y .
Вывод этой и других формул имеется в работах [147, 257, 492].
Кроме амплитуды, важно знать сдвиг фаз между полем в любой точке
внутри листа и полем у его поверхности, среднюю для всего листа индук-
цию и потери энергии в образце. Амплитуда поля распространяется
от поверхности внутрь листа с фазовой скоростью
пропорциональной корню квадратному из частоты, и при больших значе-
ниях 9 убывает с расстоянием х, отсчитываемым от поверхности, по закону
0х/6 __ £—2% к.
Угол е отставания напряженности поля в какой-либо точке х внутри
образца от напряженности поля у поверхности определяется соотношением
е = 2*]/^х = ^. (17.2)
На фиг. 762 представлена зависимость амплитуды напряженности поля
от глубины при следующих значениях параметров: 3 = 0,2 см, р. = 300
(в области слабых полей), /=1000 гц и р = 10000 (10 мком-см), т. е. для
значения параметра 9 = 7. Распределение мгновенных значений напряжен-
ности поля в момент времени, когда у поверхности листа эта величина
J) Приведенное ниже соотношение для Н и все последующие формулы этого парагра-
фа справедливы, когда можно пренебречь мнимой частью магнитной проницаемости среды
(В. К-Аркадьев называет эту часть проницаемости вязкой проницаемостью). Это можно >
делать в области частот, далеких от полос поглощения, например от области, где имеет
место магнитный резонанс, и при условии, что вещество не обладает значительным маг-
нитным последствием (см. ниже). Во всех остальных случаях при расчетах распределения
поля и индукции в листах и проволоках, сдвига фаз, потока и других величин следует
использовать общие соотношения, содержащие комплексную магнитную проницаемость
(см. В. К. Аркадьев, Электромагнитные процессы в металлах, т. 2, М.—Л., 1936
и Л. Р. Нейман, Поверхностный эффект в ферромагнитных телах, Госэнергоиздат,
1949).—Прим. ред.
608
ГЛАВА XVII
имеет максимальное значение, представлено на фиг. 762 пунктирной линией.
В толстых листовых образцах напряженность поля и индукция в середине
листа могут иметь направление, противоположное их направлению у поверх-
ности. За меру проникновения поля внутрь листа обычно принимается так
называемая «глубина проникновения»
s=£________U.
О 2я V p-f/p
(17.3)
На глубине s от поверхности толстого листа амплитуда поля в е раз
меньше амплитуды у поверхности, а угол е равен 1 рад.
Фиг. 762. Распределение’ напряженности поля (или ин-
дукции) внутри листового образца мягкого железа, под-
вергающегося действию переменного магнитного поля с ам-
плитудой Но.
е— угол сдвига фаз между Н и Но; s—глубина проникновения; d$-—эк-
вивалентная глубина; d—толщина листа.
Образец характеризуется следующими данными: d=0,2 см, р.=300,
р=10 мком-см, /=1000 гц, 8=7. По оси ординат отложена относи-
тельная амплитуда поля.
Для практических целей иногда желательно знать «эффективную»
индукцию в листе Вт, которая определяется как частное от деления
амплитуды потока на площадь поперечного сечения образца. В случае
синусоидальной формы потока
r _ <рт _ рЯо <2 Zch в - cos в у/а
8 a \ch fl + cos 0)
(17.4)
Для больших значений 9 это выражение принимает вид
Вт =
Вт б 8 •
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГЦИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ 609
Входящая сюда величина d0 называется «эквивалентной глубиной». Если
лист с обеих сторон однородно намагничен на глубину d0 до индукции
В = то величина магнитного потока в нем будет совпадать с вели-
чиной амплитуды потока при действии на тот же лист переменного сину-
соидального поля. Глубины d0 и s для рассматриваемого частного случая,
когда 6 = 7, показаны на фиг. 762. Глубина проникновения связана
с эквивалентной глубиной соотношением
s = ]/2 d0.
При измерении индуктивности и сопротивления катушки с сердечником,
набранным из листов, на мосте переменного тока (см. фиг. 816) равновесие
достигается при определенных значениях индуктивности L и сопротивле-
ния /? в одном из плечей моста. Рассмотрим зависимость величины индук-
тивности катушки L, получаемой при таком измерении, от потока в сердеч-
нике. Если предельное значение величины L на низких частотах обозначить
через Lo, то
L _ 1 shO + sinO .
Lo~ 0 che + cos0 • U'-o)
Индуктивность Lo катушки с тороидальным сердечником со средним диа-
метром d и площадью поперечного сечения А, в единицах CGSM равна
4№p.(X/d). Поскольку на низких частотах эта индуктивность пропорцио-
нальна магнитной проницаемости материала сердечника, то для области
более высоких частот можно ввести понятие «кажущейся магнитной прони-
цаемости» [л', определив ее следующим образом:
L _jx'
До Н
Для высоких частот будем иметь
А = J JL
До (Л ~ в 8
Отношение (i'/р. отлучается от BmfBm множителем У2; индуктивная компо-
нента импеданса, измеряемая на мосте переменного тока, сдвинута по отно-
шению к напряжению на угол «/4.
Вихревые токи вызывают возрастание активного сопротивления катушки
с сердечником на величину, равную разности активной составляющей
импеданса /?, определяемой при измерении на мосте переменного тока,
и сопротивления катушки постоянному току Ro (при этом предполагается,
что потери, отличные от потерь на вихревые токи, отсутствуют). Разность
сопротивлений, обусловленная действием вихревых токов, равна
^/? = 2K/A0|sh67s‘n/ (17.6)
' и О СП О + cos о ' 7
При высоких частотах выражение приводится к виду
А/? = 2*/^-.
Добротность катушки Q, часто используемая в инженерной практике, при
учете только потерь на вихревые токи равна
л 2nfL sh 0 —f- sin 0 /17 7\
sh0—sin© U'-U
и в пределе, на высоких частотах, достигает значения, равного единице
(в ограниченном интервале значений параметра в добротность Q имеет
значения, несколько меньшие единицы).
39 р. Бозорт
610
ГЛАВА XVII
Выражения для L и R можно представить в виде рядов. Они имеют
вид
для 6 > 1
-ц = =- -j- [ 1 - 2е-« (cos 0 - sin 6) ... ],
Д£ = 2к/Lo у [ 1 - 2е~о (cos 6 + sin в)... ],
Q = 1 — 4е~6 sin в ...
и для в < 1
1 04 _i_ 3108
Lo ~ И “ * 30 22680 • • • ’
Зависимость p-'/fx и Q от параметра 0 представлены на фиг. 763—765.
Числовые значения этих величин приведены в табл. 86. Тщательные исследо-
вания применимости этих формул были выполнены Петерсоном и Вратол-
лом [900]. Они нашли хорошее совпадение теории с опытом для однород-
ного материала, но обнаружили, что листы часто имеют поверхностную
Фиг. 763. Зависимость кажущейся
проницаемости образцов в форме лис-
тов и проволок от параметров ifyflp
или d2p-f/p.
d—диаметр проволоки; 5—толщина листа.
Все величины выражены в единицах CGSM.
Фиг. 764. Зависимость кажущейся проницае-
мости от параметра 6 для образцов в форме
проволок и листов.
пленку, отличающуюся по своей электропроводности и магнитной1 про-
ницаемости от остального материала листа, что является причиной 'ка-
жущегося расхождения опыта с теорией. Если учесть свойства этих поверх-
ностных пленок, то теория хорошо согласуется с опытными данными.
Вихревые токи в цилиндрических образцах. В случае действия синусои-
дального магнитного поля на образец, имеющий форму сплошного цилиндра
(или проволоки), дифференциальное уравнение для поля
i а / дн
г dr \ дг ) р dt
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
611
имеет решение следующего вида:
[. , С 20г \ 20г V
ЬеГ^_)+Ье1а
Ьег20 + beia0
(17.8)
Здесь г—расстояние от оси цилиндра до рассматриваемой точки, d — диа-
метр цилиндра, Но — напряженность поля у его поверхности и
9 —nd ']/r2p.f/p. Функции Ьег и bei являются комбинациями функций Бесселя
первого и второго рода. Таблицы этих функций имеются в книге [388J
Фиг. 765. Зависимость добротности Q от парамет-
ра 0 для образцов в форме проволок и листов.
Индуктивность, сопротивление и добротность катушки с сердечником вы-
ражаются следующим образом:
L ___ и' _ 2 /" Ьег 0 bei' 0—bei 0 Ьег' 0 "\ qv
bera0-f-beia0 )' '
ad о ет 2 / Ьег0Ьег'0 +bei 0bei'0\ /17 in\
Д* = 2vfL0 ----------ber^0 + beP0---) ’ <17’10^
2nfL___ Ьег0 bei'0—bei 0 Ьег'0 ,««
Ьег0bei'0 +bei0Ьег'0 ’ '
Указанные величины представлены на фиг. 763 — 765; числовые значе-
ния их сведены в табл. 86.
Для случая 6 > 1 (высокие частоты) приведенные выше выражения
упрощаются:
£ I 1 I 1 Л
Io Р- 0 X. ‘ 80а 4 /20 )'
bR . 1 1 Л
2nfL0~ 0 V /2 0 362 ” ' )
1 3
Q~ 1 + ”^’40а +
и для случая 6 < 1
L _ н' _ 1 0* , 190»
£0 |» “ 1 48 + 30720 • • * ’
Д/? — 62 < 1 1164 I 47368
2nfL0~ 8 V 384 “Г542960 ’ ’ ’
39»
Gfl2
ГЛАВА XVII
Таблица 86
Влияние вихревых токов на кажущуюся проницаемость р' и добротность Q для образцов
в виде проволок и листов (зависимость р' и Q от параметра 0)*
Проволоки 6 == Ttd Листы 0 =
6 р- 4 ДЯ P- &R wLo w ДЯ
0 1 0 CO 1 0 CO
0,1 1,000 0,001 800,0 1,000 0,002 600,0
0,2 1,000 0,005 200,0 1,000 0,007 150,0
0,4 0,999 0,020 50,0 0,999 • 0,027 37,5
0,6 0,997 0,045 22,2 0,996 0,060 16,7
1,0 0,980 0,122 8.06 • 0,968 0,160 6,04
1,4 0,928 0,221 4,20 0,889 0,283 3,14
1,8 0,833 0,312 2,67 0,775 0,380 1,99
2,2 0,712 0,368 1,94 0,601 0,417 1,44
2,6 0,594 0,377 1,58 0,469 0,402 1,17
3 0,499 0,360 1,39 0,373 0,363 1,03
3,4 0,429 0,333 1,29 0,309 0,319 0,97
4 0,357 0,292 1,22 0,249 0,263 0,95
5 0,284 0,242 1,18 0,197 0,202 0,97
7 0,203 0,181 1,12 0,143 0,142 1,00
10 0,142 0,131 1,08 0,100 0,100, 1,00
20 0,071 0,068 1,04 0,050 0,050 1,00
40 0,035 0,035 1,02 0,025 0,025 1,00
* Обозначения: d—диаметр проволоки, см; 6—толщина листа, см; f—частота, гц; р—удельное
электросопротивление в системе CGSM.
Расчет эффектов, связанных с вихревыми токами, был проведен также для
проволок эллиптического [324] и прямоугольного [711 поперечных сечений и
для круглых труб [3851. На высоких частотах эти эффекты определяются пери-
метром поперечного сечения независимо от его формы.
Проводник из магнитного материала. Для определения магнитной про-
ницаемости часто пользуются измерением сопротивления и индуктивности
проволоки, по которой течет ток высокой частоты. При возрастании частоты
активное сопротивление проволоки увеличивается по закону
R _ х berxbei'x—beixber'x
R7~T ber'2 х + bei '2 x ’ U/.1Z)
где
x - icd у -у-.
Зависимость отношения от х представлена на фиг. 766; ее можно
выразить также в виде рядов:
для х < 1
До 192 ’
для х > 1
R _ х д. 1 .’3/2
«о 2 /2 • 4 32х ‘'
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
613
В последнем случае эффективная глубина проникновения тока внутрь
проволоки
S х/2
Отношение измеряемой на мосте переменного тока индуктивности прямого
провода при данной частоте к его индуктивности при частоте, стремящейся
к нулю, имеет вид
Ц _ 4 berxber'x+beixbei'х ,]7 .
х ber'2 х + bei'2 х '
Эта функция [136] убывает при возрастании х, как показано на фиг. 766,
и достигает в пределе значения 2]/2/ж. Величину часто называют внутрен-
ней индуктивностью, а определяе-
мую через эту индуктивность про-
ницаемость—проницаемостью по
индуктивности. Иногда Для изме-
рения R и L на высоких частотах
используется система Лехера (см.
[587, 981]), два провода которой,
отстоящие друг от друга на рас-
стоянии Z, изготавливаются из ис-
следуемого материала. Индуктив-
ность на единицу длины линииL,
измеренная в этом случае, кроме
внутренней индуктивности, будет
содержать часть, зависящую от
геометрических размеров линии Lg:
Z, = L, + 2L1 = 4ta4+l..(ii),
где представляет собой от-
ношение, приведенное выше.
Для измерения р на очень вы-
соких частотах применяется и дру-
гой метод, в котором используется
коаксиальный кабель с осевым про-
Ф и г. 766. Относительное эффективное со-
противление (RIRq) и относительная индуктив-
ность (Li/Lio) провода из ферромагнитного
водом из исследуемого материала
[1122]. Если d—диаметр осевого
провода кабеля, D—диаметр внеш-
него цилиндра, служащего вторым материала.
проводом коаксиального кабеля, и •
если величина рр-109/£>2 для внешнего цилиндра много меньше соответствую-
щей . величины для осевого провода, то индуктивность на единицу длины
кабеля
£ = 21п
D , (нр//)1/г
d -г nd *
Величина L определяется по данным измерения длины электромагнитной
волны, распространяющейся вдоль кабеля. Длина волны зависит от индукив-
ности и емкости кабеля; последнюю величину можно подсчитать, зная его
геометрические размеры.
Потери на вихревые токи. Вихревые токи вызывают потери энергии
в материале. Мощность этих потерь равна интегралу от величины р/2
(/ — плотность тока), взятому по объему материала. Для листовых образцов
толщиной 8, находящихся в синусоидально изменяющемся поле, при полном
614
ГЛАВА XVII
проникновении потока (0 < 1) мощность потерь, выраженная в эрг[см3-сек,
определяется формулой
P = = (17.14)
Для образцов цилиндрической формы диаметром d
= (17.15)
а для образцов сферической формы диаметром d
Если вследствие экранирования поток проникает в образец неполностью,
при расчете потерь на вихревые токи удобно использовать зависимость
между величиной потерь и отношением &R/L. При этом сопротивление
потерь &R и индуктивность L получаются по данным измерения на мосте
переменного тока. Индуктивность катушки, имеющей N витков, плотно
намотанных на сердечник с эффективной магнитной проницаемостью р/
длиной I и площадью поперечного сечения А определяется выражением
А = 4к№^-.
Синусоидально изменяющийся ток, эффективное значение которого мы
обозначим через /эфф. , создает у поверхности сердечника поле с напря-
женностью
п— }
Мощность потерь в сердечнике
WfAl = &RIl$$.,
поэтому
&R __ WVf rtj | у\
L — |»'Я® ’
или, вводя в это выражение индукцию В', равную р.77,
ДТ? _
~L~~ В'* •
Полученное соотношение применимо к образцам в виде листов, проволок
и любых других форм, и для потерь, происходящих вследствие любых
причин.
Для определения изменений W при изменении размеров, частоты
и удельного сопротивления (при любом значении параметра 0) можно
использовать приведенные ранее формулы для кЩ и &R/LQ, если остаются
справедливыми допущения, использованные при их выводе (постоянство р
и синусоидальность Н). Таким образом, потери на вихревые токи, прихо-
дящиеся на 1 см3 магнитного материала, в случае 0 < 1 равны
Отсюда получаются формулы, выведенные ранее для листовых и цилин-
дрических образцов. В случае 0 > 1 для листовых образцов
р _П7
4(1/ “2^1/3 - 8ли«/28 “ 8я5
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
615
и для цилиндрических
р - HZ f- B'2f - _ В*?1*}4* _ tfW)1/a
e 4/ 4^/2pi/2 4n^d~ •
Таким образом, когда материал с заданными и неизменными значениями
ц и р находится в синусоидальном поле с постоянной амплитудой напря-
женности, потери на вихревые токи пропорциональны квадратному корню
из частоты. Если же поле изменяется так, что постоянной остается ампли-
туда потока, потери изменяются пропорционально Г/а. Этот последний
случай обычно используется на практике, когда требуется получить посто-
янное по величине напряжение.
На высоких частотах потери на вихревые токи зависят только от состо-
яния внешней поверхности образца. В синусоидально изменяющемся поле
с амплитудой Нт эти потери (в эрг/см2-сек) составляют
Потери в слабых полях. При слабом экранировании потери на вихревые
токи могут быть представлены в виде
АР _ 8 л Ц7 _ ,
V-fL ~ В3 ~е’’
Здесь е носит название коэффициента потерь на вихревые токи; его вели-
чина не зависит от f и В. Значения этого коэффициента оказываются раз-
личными для листовых, цилиндрических и сферических образцов. Они могут
быть выведены из соотношений, приведенных выше.
Аналогичное соотношение можно использовать при расчете потерь
на гистерезис, если допустить, что потери на гистерезис и на вихревые
токи совершенно не зависят друг от друга. Такое допущение законно для
•случая достаточно слабых полей. Тогда, используя соотношение Релея
и ранее выведенные формулы, получаем
(-О-') B»f
и для ДТ?—общего сопротивления потерь на гистерезис и вихревые токи
-^ = аВ + еА
где а—коэффициент потерь на гистерезис. Из опыта следует, однако, что
для наблюдаемых полных потерь справедлива формула, которую можно
получить, добавив в правой части предыдущего равенства третий член
^- = с + аВ + а/. (17.19)
Это соотношение широко используется при анализе потерь в слабых полях
в материалах, применяемых в технике связи. Верхняя граница частотного
диапазона, для которого пригодно это соотношение, зависит, конечно,
от толщины листов, диаметра проволок или размера частиц порошкового
материала, применяемых в сердечниках.
Коэффициенты е, а и с определяются по измерениям ДТ? и Л на раз-
личных частотах при заданных значениях тока. По этим данным строится
кривая зависимости от частоты и по наклону получающейся прямой
определяется е (фиг. 767). Если построить семейство таких прямых для
различных значений индукции В, а затем представить графически зависи-
616
ГЛАВА XVII
мость длин отрезков, отсекаемых прямыми этого семейства на оси ординат,
от величины В, то снова получится прямая, по наклону которой и точке
пересечения ее с осью ординат можно определить величины а и с. Более
подробно метод описан Леггом [880], который ссылается на более ранние
работы, посвященные этому вопросу. Среди последних особо следует
отметить работы Спида и Элмена [203] и Иордана [236]. Подробные данные
были опубликованы Эллвудом и Леггом [937]. Результаты измерений, отно-
сящихся к различным материалам, приведены в табл. 87 (стр. 629).
Потери, соответствующие постоянной с, называются «остаточными
потерями» и были предметом различных дискуссий. Их природа обсуждается
Фиг. 767. Графический метод разделения потерь при малых индук-
циях.
ниже. Несколько теоретических работ было посвящено выяснению взаимного
влияния потерь на гистерезис и на вихревые токи. Кауер [257] рассчитал
потери в ферромагнетике, петля гистерезиса которых имеет форму петли
Релея. Для листовых образцов он получил следующие выражения в виде
рядов по 0:
где 'i — d^jdH. Наряду с членами, относящимися отдельно либо к потерям
на гистерезис, либо к потерям на вихревые токи, сюда входят члены,
содержащие одновременно 0 и v и, следовательно, учитывающие оба вида
потерь. Применение последнего уравнения для разделения и оценки потерь
рассматривалось Леггом [880]. Расчет искажений, вызываемых этими двумя
видами потерь, и сравнение результатов расчета с экспериментом было
выполнено Кеммерером [1644].
Потери в средних и сильных полях. Предположение о постоянстве
магнитной проницаемости, которое было использовано выше, при рассмо-
трении потерь на вихревые токи, оправдывается на практике только для
очень малых значений индукции. При больших индукциях, как, например,
в силовых трансформаторах, когда заметно меняется с полем, обычно
допускается только, что мощность потерь на вихревые токи пропорцио-
нальна квадрату частоты, однако теоретических оценок коэффициента про-
порциональности произведено не было. При разделении потерь в этом слу-
чае используется пропорциональность потерь на гистерезис первой степени
частоты. Применяя формулу Штейнмеца, пригодную для индукций от 2000
до 1-5 000 гаусс, мощность полных потерь Можно выразить следующим
образом:
Р = Г/ = т1В1.7+ еВ2/2.
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
617,
Чтобы произвести разделение, нужно измерить Р на различных частотах f
при синусоидально изменяющемся потоке и построить зависимость W от f.
При этом должна получиться прямая линия
-£- = 7)Bx>e + eB2f.
Тангенс угла наклога прямой, умноженный на р, дает потери на вихревые
токи за секунду (еВ2/2), отрезок, отсекаемый этой прямой на оси ординат
(цВ1"®), дает потери на гистерезис за цикл.
Указанный метод применяется для разделения потерь в обычной транс-
форматорной кремнистой стали в течение многих лет. Сравнение потерь
на гистерезис, определенных
таким методом, с потерями,
измеренными баллистическим
способом, показало [125], что
метод пригоден для низких
частот и малых проницаемо-
стей (/ < 100 гц, (1 < 5000).
Для больших проницаемо-
стей и для более высоких
частот разделение затруд-
няется: линия перестает быть
прямой, так что экстрапо-
ляция к / = 0 является не-
надежной. На фиг. 768 приг
водятся соответствующие
данные для 45-пермаллоя.
При этих измерениях, выпол-
ненных Ашвортом в лабо-
ратории фирмы Белл, Вт =
— 10 000 гаусс, р- = 20 000.
Толщина листов материала
составляла 0,15 мм. Крести-
ком на оси ординат показана
точка, соответствующая ве-
личине потерь на гистерезис,
измеренных баллистическим
методом. Приведенное вы-
Ф и г. 768. Метод разделения потерь на потери на
гистерезис и потери на вихревые токи при больших
индукциях.
Значение, получаемое в точке пересечения кривой с осью»
ординат, необходимо сравнить с потерями на гистерезис,
найденными прямым способом. Данные отнрсятся к 45-
пермаллою при d^0,15 лслс, Вт— 10 000 гаусс, р.=-20 000.
По оси ординат отложены общие потери за цикл.
ше выражение может считаться пригодным до тех пор, пока экра-
нирование за счет вихревых токов не вызовет слишком сильного отстава-
ния по фазе потока в середине образца от потока у поверхности. Этот
сдвиг фаз может вызвать существенное понижение эффективной проницае-
мости (частное от деления амплитуды потока на амплитуду поля у поверх-
ности и площадь поперечного сечения) по сравнению с проницаемостью,
измеряемой баллистическим способом. При f — 60 гц понижение эффективной
проницаемости становится заметным при р = 10000 в листах, содержащих
3% Si, и при р. = 5000 в листах, содержащих 0,5% Si. Нелинейность зависи-
мости между В и Я не должна влиять на член В2/2. Влияние этой нели-
нейности эквивалентно добавлению переменных полей высоких частот
(гармоник), потери в которых остаются пропорциональными В2/2, пока
экранирование незначительно. Влияние на потери изменения проницаемости
при росте индукции рассматривалось Брейдсфордом [1519], Блэком [1602J
и Бутлером и Менгом [1521]. Мощность полных потерь в обычном листовом
кремнистом железе может быть приближенно [1355] выражена эмпирической
формулой
№7= Cf-^B1-’1.
618
ГЛАВА XVII
Этим выражением можно пользоваться (с некоторой осторожностью) для
индукций в пределах от В = 2000 до 15 000 гаусс в диапазоне частот
от 30 до 500 гц. В случае листовых образцов сплава с большим содержа-
нием Si (4,2%) при толщине 0,35 мм величина С составляет 7,3-10-10, если
Wf выражается в вт/кг. Полные потери при толщине листов порядка 1,5 мм
пропорциональны квадрату толщины, тогда как для более тонких листов
зависимость потерь от толщины характеризуется меньшим показателем
степени; в последнем случае потери на гистерезис составляют большую
долю полных потерь. В горячекатанных листах трансформаторной стали,
содержащей 4% Si, при толщине листа 0,35 мм, частоте f - 60 гц и
Вт = 10000гаусс, потери на гистерезис и на вихревые токи приблизительно
равны между собой.
Вихревые токи в ферромагнетиках в нестационарных полях. Здесь
будут рассмотрены два случая: 1) поле изменяется мгновенно от нуля
до некоторого постоянного значения; 2) напряженность поля возрастет
равномерно (или приблизительно равномерно), так что в катушке, намо-
танной на образец, индуцируется постоянная э. д. с. При рассмотрении
обоих этих случаев проницаемость будем считать постоянной. В первом
случае
/7 = 0 при t < 0,
Н — Но при t > 0.
Обозначим через В среднюю (по площади) величину магнитной индукции.
Тогда для цилиндрических образцов [205] радиусом г
•н 00 —л 2. а!
ж-'-*2тГ' (17-22>
где
а = у р 2-,
a kn — нули функций Бесселя нулевого порядка, таблицы которых приведены,
например, в книге Янке и Эмде [220]. В форме ряда это соотношение
имеет вид:
1---5- = 0,6917е-5-783я' + 0,1312е—30>47“* + 0,0535е~74>8в< + ....
ЦП О
При малых t скорость изменения потока велика и стремится к бесконечности
при t = 0. Но при возрастании t члены ряда убывают очень быстро и уже
при at > 0,1 только первый член ряда имеет заметную величину, так что
На фиг. 769 представлена кривая, характеризующая установление потока
в этом случае
Задача о нарастании магнитного потока в листовых образцах толщи-
ной 8 и связанных с этим потерях энергии, имеющая особенно важное
значение для теории импульсных трансформаторов [1456], была решена
Мак-Коллом (неопубликованная работа). При мгновенном изменении поля
R 8 sin2frtV^
Ч=1 ' А' 2 V С17-23>
П=1
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
619
или, в виде ряда,
где
4_=1„4(ен»+-Ь-9{«+...\
Ц/Зл 7U2 \ У У
Кривая, характеризующая скорость установления .потока, показана на
фиг. 769. По истечении некоторого времени (р/«« 0,5) нарастание потока
представляется простой экспоненциальной функцией.
Фиг. 769. Установление потока в образцах в виде
проволок и листов при мгновенном включении по-
стоянного поля.
Пусть поле действует в течение определенного промежутка времени Т
и затем снимается, т. е.
Я = 0 при t < 0,
Н — Ноъ промежутке от / = 0 до t — T,
Н = 0 при t>T.
В этом случае в момент времени t>T
ъ “ sin2(-^
4-=4- 2 —(1 -е-п2₽г) е~п^*-
|iH0 it2 п2 ' '
П=1
•Полные потери на вихревые токи, которые имеют место при мгновен-
ном наложении постоянного поля, равны
W = ^. (17.24)
Это известное выражение для плотности энергии магнитного поля. В случае
когда поле Но накладывается в момент времени 1 — 0, поддерживается
постоянным до момента времени t — T и затем спадает до нуля, полные
потери на вихревые токи будут составлять
9™ sin2 (
^ = 4^2-------
620
ГЛАВА XVIJ
При больших Т потери
П7_2Я§|хх, sin2 < 2 )
w ~ л» ZJ п2 ““ 4п ’
т. е. равны удвоенной плотности энергии поля Но. Таким образом, когда
поле мгновенно снимается, энергия поля преобразуется в энергию вихревых
токов и потери не зависят ни от толщины листовых образцов, ни от электро-
сопротивления материала, из которого они изготовлены.
Рассмотрим теперь второй случай: поле устанавливается с постоянной
скоростью. В этом случае
Н = 0 при
H = kt при
0,
0.
Решение, данное Мак-Коллом для листовых образцов, имеет вид
B--=(J70 1
(l_e-na₽f)
Если р/ больше 3, то средняя индукция В меньше р.Я0 на постоянную вели-
чину (фиг. 770). Таким образом,
н- н л5а|»А
наводимая в катушке, намо-
образец, постоянна и пропор-
«.5
4
и
ICQ 2
3 4
пР \ t
3Р
Фиг. 770. Установление потока в
листовых образцах при намагничи-
вании их полем, линейно возрастаю-
щим со временем.
В—поток, отнесенный к единице площади.
12
5
и э. д. с.,
тайной на
циональна
dB _ d(^0) .
dt ~ dt •
Если э. д. с. должна оставаться постоян-
ной начиная с момента времени t = 0r
необходимо, чтобы поле Но изменялось
вполне определенным образом.
Рассмотрим наиболее общий случай,
когда э. д. с. постоянна в интервале вре-
мени от t — 0 до t = T и равна нулю вне
этого интервала. Согласно Мак-Коллу,
поле, необходимое для создания такого
импульса постоянной э. д. с., должно»
описываться следующим выражением: для
промежутка времени от / = 0 до t — T
и для t>T
П=1
В этих выражениях Е — постоянная э. д. с., наведенная в одном витке
обмотки и выраженная в системе CGSM.
Энергия, рассеиваемая за один такой импульс, равна
W Е2?Т Q2
, 1 v e~r^T
т- 8л2рТ n4
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
621
Ниже в кратком виде приведены расчеты времени установления потока
и расчеты потерь на вихревые токи еще для двух случаев.
При быстром изменении ориентации намагниченности домена внутри
него и в окружающем его объеме ферромагнетика будут иметь место
определенные потери энергии. Как было показано ранее, полные потери
в 1 см8 ферромагнетика, мгновенно намагничиваемого при наложении поля
Но, равны //„р./8-гс или В2/8тср.. Если же намагниченность изменяется от /,
до —/8, то изменение индукции В равно 2B8 = 8tc/s, и полные потери в 1 см*
составляют
Н
Мак-Колл подтвердил это более детальным расчетом.
Приближенный расчет времени нарастания индукции в материалах,
у которых проницаемость меняется с изменением индукции, производится
следующим образом. Как было показано ранее, по прошествии некоторого
времени t после мгновенного включения постоянного магнитного поля, дей-
ствующего на цилиндрический образец из материала с постоянной прони-
цаемостью, имеет место соотношение
(Необходимо отметить, что в течение времени t индукция достигает почти
половины своего предельного значения Во.) Если постоянную величину р-
заменить известной из опыта величиной dBfdH = приведенное соотно-
шение принимает вид
= б,78р
dij nd2f (В)'
Время, необходимое для достижения определенного значения В, получается
путем графического [интегрирования. Подставляя b = 1 — В/Во, получаем
i
, _ 0,55da Г dB db
l~ р J dH b •
b
Экспериментальные данные [335], относящиеся к материалам, у которых
dBfdH изменяется в широких пределах при изменении В, показывают хорошее
совпадение теории с опытом как в отношении порядка величины, так и в отно-
шении формы кривой, выражающей зависимость между би/.
Учет изменения проницаемости при изменении поля производился с по-
мощью других методов Вольманом и Каденом [625], Габерландом [8631,
Крейельсхаймером [661] и другими исследователями. Экспериментальное
исследование распределения потока в образцах, набранных из листов, прони-
цаемость которых изменяется с изменением индукции, было выполнено Брейлс-
фордом [1519]. Применение механических и электронных вычислительных
машин позволяет надеяться на получение точного решения дифференциаль-
ного уравнения, учитывающего изменения проницаемости. Даннатт [854]
и другие выполнили измерение кажущихся проницаемостей и потерь, включая
и потери на гистерезис, для различных материалов в зависимости от частоты.
Распространение волн перемагничивания. В прошлые годы было выпол-
нено много исследований распространения намагниченности из малой области
образца, где внезапно изменялось поле. Было показано [691, что в проволоке
амплитуда скачка намагниченности убывает с расстоянием вдоль проволоки
по экспоненциальному закону, а скорость распространения остается прибли-
зительно постоянной и в первом приближении обратно пропорциональной
площади поперечного сечения проволоки. И затухание, и скорость расцро-
622
ГЛАВА XVII
странения волны перемагничивания зависят от состава и свойств материа-
ла и от его намагниченности. В мягком железе убывание амлпитуды волны
перемагничивания F с расстоянием х описывается формулой F — Foe~x/l°,
а скорость распространения волны перемагничивания в проволоке диаметром
2 мм равна 20 000 см/сек-, в других материалах наблюдались другие величины
затухания и скорости распространения. Сравнительно недавно Сикстус и Тонкс
исследовали распространение волн намагниченности в материалах с прямо-
угольной петлей гистерезиса. Описание этих опытов было приведено в гл. XI.
Магнитное последействие, не вызываемое действием вихревых токов. Еще
в 1885 г. Юинг [18] наблюдал, что при наложении магнитного поля требуется
некоторое время, чтобы намагниченность достигла своего конечного значения.
Во многих случаях время, в течение которого наблюдалось изменение индук-
ции В, оказывалось значительно больше того, которое можно было отнести
за счет действия вихревых токов. Так, в стержне диаметром 4 мм заметные
изменения индукции наблюдались спустя 10 мин. после установления конеч-
ной величины напряженности поля. Со времени первых наблюдений и примерно-
до 1910 г. проводились многочисленные исследования [17, 41, 82] этого «отста-
вания», «магнитной вязкости», или магнитного последействия, и аналогичного-
явления упругого последействия, наблюдаемого при механической деформа-
ции твердого тела [1485]. При исследовании магнитного последействия исполь-
зовался магнетометрический метод1).
Более поздние опыты Рихтера [1073] и Сноека [1164] показали, что одной
из причин магнитного последействия в железе является присутствие примесей.
Последействие этого типа сильно зависит от температуры и может наблюдаться
или непосредственно, путем измерения времени отставания намагниченности
от поля в слабых полях, или косвенным образом, путем измерения потерь
энергии и определения угла потерь е. Последействие такого типа тесно связано-
с упругим последействием.
Существует другой тип магнитного последействия, которое почти не зави-
сит от температуры и частоты. Происхождение последействия этого типа
недостаточно ясно; иногда это последействие называют «йордановской вяз-
костью» по имени ученого, впервые сообщившего об указанном явлении [236].
Основные виды магнитного последействия можно, таким образом, классифи-
цировать следующим образом:
1) Магнитное последействие, вызываемое вихревыми токами.
2) Магнитное последействие, вызываемое присутствием примесей (темпе-
ратурно-зависимая вязкость).
3) Магнитное последействие, не зависящее от температуры и частоты.
Рассмотрим последействие второго типа.
Магнитное последействие, вызываемое присутствием примесей. В течение
многих лет существование магнитного последействия, обнаруженного Юингом,
не подтверждалось и результаты измерений, выполненных на образцах из раз-
личных материалов, можно было объяснить действием одних только вихревых
токов [205, 335]. В 1937 г.*Рихтер [983, 1073] и Виттке [1089] подтвердили
прежние результаты своими измерениями на образце из карбонильного железа,
который отжигался в течение 2 час. при температуре 1000° С и затем медленна
охлаждался. В этом случае магнитное последействие было явно выражено.
Позже было показано, что причиной наблюдавшегося ими явления были примеси
углерода и что магнитное последействие исчезало при удалении примесей.
Рихтер выполнял свои измерения баллистическим и магнетометрическим
методами при малых индукциях и наблюдал изменения индукции (до 200 гаусс}
после снятия сравнительно слабого поля (до 0,1 эрстед). Начальные прони-
J) Систематические исследования магнитного последействия проводил Телеснин, а так-
же Янус и Дрожжина, Дружинина, Вьюхина, Курицына, Ковдорский и Булгаков (см.
С. В. Вонсовский, Современное учение о магнетизме, М.—Л., 1952).—Прим. ред.
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
623
цаемости рбразцов были порядка 400—800. Наблюдавшиеся в этом случае
изменения индукции можно было описать с помощью следующих соотношений:
ДВ = В14-В0,
(17.25)
Пусть сравнительно слабое поле Нт мгновенно снимается в момент времени
/ = 0 (фиг. 771). Тогда индукция тоже мгновенно, если не принимать во
Фиг. 771. Схема, поясняющая определение величины магнит-
ного последействия.
внимание замедления за счет действия вихревых токов, уменьшается на
величину Вх (от значения Bw до значения Вг + В0), а затем уже с конечной
скоростью уменьшается на величину Во до своего конечного значения Вг.
Величина последействия определяется как
Вп = Воф (/). Желательно знать как полную
Фиг. 772. Магнитное последействие (магнитная
вязкость) в карбонильном железе (зависимость
Во от полного изменения индукции ДВ).
Фиг. 773. Вязкостное спадание
индукции в карбонильном железе
при различных значениях полно-
го изменения индукции.
величину последействия Во, так и функцию ф (/), описывающую «вязкостное>
изменение индукции со временем. Принимается, что ф(0)=11) и ф(ос) = 0.
J) Это следует из определения Вп и Bq.—Прим. ред.
•624
ГЛАВА XVII
Результаты измерений Во при разных ДВ приводятся на фиг. 772.
Значение Во при ДВ = 200 гаусс составляет около 10 гаусс. При малых
индукциях магнитное последействие Во (вязкостное изменение индукции) соста-
вляет 30% от полного изменения индукции (В0/ДВ = 0,30), а при больших
индукциях величина его уменьшается до нуля.
Функция ф(/) характеризуется кривой, приведенной на фиг. 773, где
представлено в зависимости от 1g/. Скорость вязкостного- спадания
Фиг. 774. Вязкостное спадание индукции в карбонильном
железе при различных температурах.
индукции очень сильно зависит от температуры (фиг. 774). Индукция умень-
шается со временем не экспоненциально: в начале спадания она умень-
шается медленнее. Рихтер нашел необходимым при описании магнитного
последействия такого типа заменить простой экспоненциальный закон
ф = e-t/t
•более общим соотношением
ф = (17.26)
о
в котором g(t) является функцией распределения постоянных времени т,
нормированной так, что
g(t)dt j
о
Физически такое распределение соответствует материалу, составленному
из частей с различными постоянными времени т. Относительное количество
материала, имеющего постоянную времени между т и т 4- dt, будет g (t) dt/т.
Рихтер нашел, что его кривые могут быть описаны функцией g(t), имеющей
сравнительно простой вид: g(t) = 0 при т < тг и т > -с2 и имеет постоянное
значение, равное l/ln^/xj) при < т < т2.
На фиг. 775 показана функция g(t), полученная из одной из кривых
функции ф(/) для случая т2 = 0,14, т1 = 0,0041, t2/tj = 29. Действительное
распределение т, повидимому, характеризуется гладкой кривой, имеющей
единственный максимум, лежащий между тх и т2 и спадающей до нуля
при больших и меньших значениях т. Зинер [1485] вывел вид функции рас-
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
625
пределения непосредственно из ф(^), полученной из опыта, используя соот-
ношение
„(.) = «_
' dint ’
которое приближенно справедливо, если g(y) является медленно изменяю-
щейся функцией т.
Влияние температуры сводится к смещению значений т2 (и Tj) по оси
времени таким образом, что та/тг остается постоянным. Ддя исследованных
материалов значения та изменяются с изменением абсолютной температуры Т
по закону
т2 = 5-10“15е-10000/7’.
Следовательно, «температура активации» составляет около 10 000° К, что
соответствует энергии активации порядка 1 эв.
Фиг. 775. Функция <[»(<), описывающая вязкостное спа-
дание. индукции во времени, и функция g(x).
При описании магнитного последействия типа исследованного Рихтером,
можно использовать принцип суперпозиции. Так, если поле Н, действовавшее
в течение интервала времени от t— — со до t = —10, меняет знак в момент
t— —10 и затем при / = 0 спадает до нуля, то закон спадания индукции
будет определяться простой суммой функций ф, соответствующих двум
моментам времени ( —10 и 0), когда происходит изменение поля. Считая
с момента времени t — 0, суммарная величина магнитного последействия
будет тогда составлять
ФоЮ=ф(о- Ф(т)-
Это соотношение было подтверждено экспериментально и полностью объяс-
няет «аномальную» магнитную вязкость, наблюдавшуюся Миткевич [893].
Миткевич показала, что при некоторых значениях t0 нарушается монотон-
ность спадания индукции, происходящего после момента времени г1 = 0; при
этом может даже измениться знак Вп, прежде чем ее величина достигнет
нуля (фиг. 776).
Между только что описанными величинами1) и величинами, характери-
зующими потери энергии материала, находящегося в синусоидальном пере-
менном поле, имеется определенная связь. Если для данного материала
справедлив закон Релея, то угол е сдвига фаз между В и Н связан [983]
с функцией распределения g(t} приблизительно следующим образом:
{ g(t)^
8 Ro dH У 1+(2«M8,
о
J) Характеризующими магнитное последействие.—Прим. ред.
40 р. Бозорт
626
ГЛАВА XVII
Если g(x) имеет вид, указанный выше, то
® Н In (Т2Л1) а ® 4те2/2 + Т1Т2
•Угол потерь связан с постоянной с в формуле потерь
^ = с4-аВ + <?/
соотношением
(17.26)
tgs =
2те
Таким образом, постоянную с можно вычислить, зная функцию £(т) [и,
рледовательно, ф(/)] и магнитные характеристики материала (|х, d^fdH и т. д.).
Результаты расчетов Рихтера, вычислившего с для различных температур,
фиг. 776. Зависимость вязкостного изменения
индукции от магнитной предистории образца (ано-
мальная вязкость, вызванная предшествующим изме-
нением направления магнитного поля).
Фиг. 777. Зависимость коэф-
фициента йордановской вяз-
кости от температуры в кар-
бонильном железе.
приводятся на фиг. 777; они согласуются с опытными данными, получен-
ными Шульце [1075], производившим измерения на мосте переменного тока
(по оси ординат на фиг. 777 отложена величина п= 1000 ре).
Шульце [1074, 1075] проводил измерения на тех же самых образцах
карбонильного железа, что и Рихтер, и исследовал влияние как температуры,
так и частоты на коэффициент потерь. Когда частота f весьма мала
[f < (1/т2)], отставание индукции от поля незначительно и постоянная с
близка к нулю. Точно так же постоянная с очень мала при высоких часто-
тах [/>(1/^1)]- На средних частотах, как уже отмечалось, с проходит через
максимум. При измерениях на фиксированной частоте при изменении темпе-
ратуры постоянные времени (^ и т2) изменяются таким образом, что с
снова проходит через максимум.
Следует ожидать, что магнитное последействие рассматриваемого типа
должно приводить к зависимости кажущейся проницаемости от частоты-,
на низких частотах индукция при данной напряженности поля должна быть
относительно больше1). Такой эффект наблюдался много лет назад Юин-
гом [44] и снова рассматривался Германном [649] и Шульце [1074]; неко-
х) То есть должно наблюдаться повышение проницаемости при понижении частоты
в области сравнительно низких частот.—Прим. ред.
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТЙ ВО ВРЕМЕНИ
627
торые из полученных им результатов (для начальной проницаемости) при-
водятся на фиг. 778.
К другому проявлению магнитного последействия относится постепен-
ное уменьшение проницаемости, наблюдающееся после размагничивания
образца [299, 748, 758, 1624] (фиг. 779). Этот эффект наиболее заметен при
малых индукциях и, повидимому, связан с нелинейной зависимостью р. от №
Фиг. 778. Зависимость начальной проницаемости карбониль-
ного железа от частоты при различных температурах.
в области малых индукций (см. фиг. 78). Проницаемость материалов, у которых
наблюдается рассматриваемый эффект, и величина ее изменения со временем
особенно чувствительны к температуре и. ударам, а также, как показал Аторф
[559], к действию переменного поля с малой изменяющейся амплитудой, нало-
женного на постоянное поле. Фаленбрах [1537] наблюдал, что магнитное
премия, мин.
Фиг. 779. Уменьшение проницае-
мости карбонильного железа со
временем непосредственно после
размагничивания при двух различ-
ных температурах.
‘ Температура, °C
Фиг. 780. Зависимость проницае-
мости от температуры для науглеро-
женногр (сплошная линия) и для обез-
углероженного (пунктир) железа.,
Науглероженный образец содержал.
0,006% С.
последействие в различных материалах проявляется при различных темпера-
турах и что при этих температурах имеют место аномалии в ходе кривых тем-
пературной зависимости проницаемости.
Существенный вклад в понимание природы магнитного последействия
сделал Сноек [1164, 1165], показавший тесную связь этого явления с присут-
ствием примесей углерода и азота в железе. До его работы был известен только*
40*
628
ГЛАВА XVII
Ф и г. 781. Предполагаемое расположение
атомов углерода в железе до и после упругой
деформации.
а—до упругой деформации (случайное распределение
атомов); б—после упругой деформации (упорядочен-
ное распределение).
Движение атомов углерода вызывает появление
магнитного последействия (магнитной вязкости).
один материал с очень большим магнитным последействием—карбонильное
железо. Сноек показал, что магнитное последействие и другие, связанные
с ним эффекты, исчезали при удалении углерода из образца посредством про-
должительного отжига в вакууме при высокой температуре и что эти эффекты
появлялись, если в образец вновь вводились примеси углерода или азота в коли-
честве 0,01 %. Кривые зависимости начальной проницаемости от температуры,
измеренные на образцах обезуглероженного и науглероженного (0,006% С)
карбонильного железа, различаются между собой (фиг. 780). Соответствующие
различия наблюдались для угла сдвига фаз и механических потерь. Былол
показано, что при введении в чистые образцы железа нескольких тысячных
процента азота, также наблюдаются различные явления магнитного после-
действия.
Возможное объяснение того, почему присутствие следов углерода в железе
приводит к появлению упругого и магнитного последействия, рассматрива-
лось Горским [788], Сноеком
[1289], а также другими исследо-
вателями [1438, 1485]. Предпола-
гается, что нормально атомы угле-
рода занимают положения в про-
межутках между атомами железа в
решетке, например, находятся в
центрах граней или ребер элементар-
ной кубической ячейки (фиг. 781).
Вследствие малости своих разме-
ров атомы углерода обладают до-
статочно большой подвижностью
в сравнительно свободной объем-
ноцентрированной решетке железа,
благодаря чему они легко перехо-
дят из одного промежуточного по-
ложения в другое даже при ком-
натной или еще более низкой тем-
пературе.
В свободной от напряжений решетке железа все указанные промежуточ-
ные положения равноправны. Однако под действием напряжений расстояние
между некоторыми из атомов железа станут несколько больше и соответ-
ствующие промежуточные положения будут заняты атомами углерода чаще,
чем другие. Таким образом, наложение напряжений вызовет перераспределе-
ние атомов углерода, которое будет происходить в течение конечного про-
межутка времени, обусловливая упругое последействие.
При количественном рассмотрении упругого последействия такого рода
Польдер [1438], следуя Горскому иСноеку, показал, как перемещение подвиж-
ных атомов под действием напряжений связано с изменением размеров решетки
при изменении концентрации углерода. Изменение размеров решетки можно
определить по данным рентгеновских исследований на мартенсите, который
представляет собой твердый раствор углерода в железе. Используя данные
рентгеновских исследований -мартенсита, Польдер пришел к выводу, что
в случае, когда напряжение приложено в направлении [100], относительное
увеличение расстояний (в этом направлении) вследствие перераспределения
атомов углерода в железе, содержащем 0,01% С, равно
-у- = 0,039
и что в направлении [111] оно отсутствует. Дейкстр (см. [1438]) получил
в этом случае величину 0,043 для направления [100] и менее 0,002 для напра-
вления [111], что находится в прекрасном согласии с теорией.
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
629
Польдер вывел также соотношение между постоянной времени т и кон-
стантой диффузии углерода в a-фазе железа. Константу диффузии не удалось
определить непосредственно, но ее значения, рассчитанные по значениям т,
измеренным Сноеком [1289], имеют подходящую величину.
Сказанное выше относится к упругому последействию. Эксперименты
Рихтера показывают, что магнитное и упругое последействия в карбонильном
железе подчиняются одинаковым законам и должны иметь одну и ту же
природу, т. е. должны возникать вследствие диффузии углерода или азота
или других примесей при той температуре, при которой производятся экспе-
рименты. Связь между механическим и магнитным последействиями опре-
деляется • зависимостью магнитных свойств от механических напряжений
и явлением магнитострикции.
Магнитное последействие йордановского типа. Магнитное последействие
этого типа, как уже отмечалось выше, не изменяется с изменением темпера-
туры или частоты и не может быть объяснено влиянием примесей. Общее ука-
зание о существовании потерь, связанных с магнитным последействием этого
типа, было сделано Иорданом [236]. Потери такого рода были открыты за
несколько лет до работы Иордана при изучении потерь (в области малых
индукций) в схемах, используемых в технике связи. В табл. 87 приведены
значения коэффициента с, характеризующего эти потери [937, 1216]. Там же
для сравнения даны значения а—коэффициента потерь на -гистерезис. Как
видно из таблицы, значения с и с/а изменяются в широких пределах при
переходе от одного материала к другому. Коэффициент с имеет большую вели-
чину для неотожженных материалов.
Таблица 87
Коэффициент потерь на магнитное последействие и на гистерезис
для различных материалов
< Материал И с- Ю6 а. 10е
а) Спрессованные порошковые сердечники:
/ 125 30 1,6
2-81-молибденовый пермаллой .... 1 26 96 9,6
1 14 143 11,4
f 75 37 5,5
81-пермаллой | 26 108 11,5
*6) Сердечники из листов:
38-пермаллой, неотожженный .... 100 118 9,6
38-пермаллой, отожженный 2060 20 1,4
45-пермаллой, отожженный 2550 14 0,43
78-пермаллой, отожженный 3900 0 0,6
45-25-перминвар, отожженный .... 450 0 0,002
Изоперм (0,043 мм) * 85 20 2,3
* Данные взяты из работы [699].
Природа потерь йордановского типа была предметом многочисленных
исследований. Иордан предполагал, что эти потери вызываются магнитным
последействием, которое не является следствием вихревых токов. Работы
Виттке [759], Прейзаха [818] и Эллвуда и Легга [782, 937] показали, что
появление этих потерь не связано с отклонением от закона Релея для гистере-
зиса при малых индукциях. Далее, величина этих потерь отличается от вели-
чины потерь на гистерезис, определяемых по площади петли, построенной
«30
ГЛАВА XVII
по данным измерения индукции баллистическим методом. Наконец, исследо-
вания названных авторов показали, что эти потери действительно являются
следствием отставания по времени намагниченности от поля, как и предполагал
Иордан. Киндлер [957] нашел, что потери этого типа в сильной степени под-
вержены влиянию упругой и пластической деформации.
При магнитном последействии йордановского типа угол отставания
В от Н и потери за цикл не зависят от частоты. Эллвуд [782] и Прейзах [818]
считают, что причиной этих потерь могут быть вихревые токи, возникающие
при скачкообразных изменениях намагниченности. Величина наблюдаемых
потерь не находится в противоречии с данным предположением, если исходить
из того, что известно о величине скачков намагниченности, однако связь
между этими двумя явлениями не установлена.
Более подробные данные о маТнитном последействии рассматриваемого
типа приведены в статье Киндлера и Тома [876] и в монографии Беккера
и Доринга [1099].
Магнитное последействие с большим периодом. Старение. Влияние струк-
турных изменений на магнитные свойства уже рассматривалось при обсужде-'
яии магнитных свойств постоянных магнитов (см. гл. IX). Подобные изменения
происходят также и в материалах с высокой проницаемостью; например,
в хорошо отожженном молибденовом пермаллое после нагревания при 100° С
в течение 150 час. наблюдается изменение максимальной проницаемости
порядка 2%. В промышленных образцах железа этот эффект особенно сильно
выражен, и после такой же обработки коэрцитивная сила их может удвоиться.
Эти изменения возникают благодаря выделению из твердого раствора при-
месей, таких, как углерод или азот. Имеются доказательства [476], что в железе
азот является активной примесью при 100° С. При выделении из твердого рас-
твора примесей в материале возникают внутренние напряжения, которые затем
постепенно снижаются вследствие диффузии. При комнатной температуре эти
изменения происходят с различными скоростями; иногда они происходят с
легко измеряемой скоростью, а иногда столь медленно, что их трудно заметить.
Киттель [1465] приводит примеры, когда постоянные времени достигают
нескольких месяцев и даже лет для кораблей, намагничивающихся в магнит-
ном поле земли. Поскольку, однако, корабли подвергаются вибрациям, а это,
как известно, изменяет намагниченность материала, находящегося в постоян-
ном поле (см. гл. ХШ), то неизвестно, вызываются ли наблюдаемые изменения
магнитного состояния, структурными изменениями (например, снятием напря-
жений), или являются следствием переменных механических напряжений,
возникающих при вибрациях.
Проницаемость на очень высоких частотах. При рассмотрении влияния
частоты на проницаемость предполагалось, что истинная проницаемость
не зависит от частоты поля и что только кажущаяся проницаемость в соответ-
ствии с уравнением Максвелла уменьшается по мере роста частоты (экрани-
рование за счет вихревых токов). Однако известно [55], что при частоте види-
мого или инфракрасного света проницаемость равна единице, так что при
некоторых меньших частотах, превышающих, однако, радиочастоты, про-
ницаемость должна начать падать с возрастанием частоты. Описываемые ниже
•опыты и теоретический анализ показывают, что наибольшего значения дис-
персия магнитной проницаемости достигает в области 108—1010 гц, или, иначе
товоря, в области длин волн порядка 10—100 см.
Первые опыты в этой области были выполнены Аркадьевым [144], который
изучал отражение коротких волн от сеток, изготовленных из железных, нике-
левых или стальных проволок. В одном из этих опытов [179] было обнару-
жено уменьшение проницаемости от значения ^=93 при длине волны Х=73 см
значения р.=8 при длине волны Х= 1,3 см. В области частот, при которых
простые мостовые методы становятся неприменимыми (10*—10’ гц), в послед-
«ее время стали применяться различные другие методы измерений.
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
631
Эти методы связаны с измерениями (прямыми или косвенными) индук-
тивности и потерь энергии, поэтому проницаемости, рассчитываемые по дан-
ным таких измерений, обозначаются соответственно через pl и Обычно
значение отношения рУр материала определяет наблюдаемую индуктивность,
а произведение рр определяет потери энергии или эффективное сопротивление.
Чаще всего используются следующие методы:
L Метод, основанный на применении системы Лехера. Измеряется
Фиг. 782. Активная и
реактивная компоненты
импеданса при больших
потерях на вихревые
токи.
На схеме показано также
влияние дополнительных по-
терь, обусловленных гисте-
резисом или магнитным пос-
ледействием, на угол сдвига
фаз между R и wL.
отношение сопротивления при переменном токе к сопротивлению при постоян-
ном токе или затухание волны вдоль линии (определе-
ние ря) и длина волны стоячих волн (определение pl).
2. Метод мостового включения системы Лехера.
Измеряется сопротивление (определение ра) и индук-
тивность (определение pl).
3. Метод коаксиального кабеля. Измеряется дли-
на волны стоячих волн (определение рд) и затухание
волны вдоль осевого проводника (определение ра).
4. Резонансные методы. Измеряется изменение
частоты контура, зависящее от индуктивности об-
разца (определение pl).
5. Термические методы. Измеряется повышение
температуры, вызванное потерями в образце (опреде-
ление ра).
6. Методы микроволновой техники. Измеряется
затухание волны вдоль волновода или Q полого ре-
зонатора (определение р«).
Аллансон [1420] систематизировал результаты
измерений, выполненных различными методами. В об-
щем случае оказывается, что ра > рь, если pl и ра
определяются по измерениям на одном и том же об-
разце. Если в общей величине потерь преобладают потери на вихревые токи,
то угол сдвига фаз между активной (/?) и реактивной (<»L) составляющими
импеданса приближается к предельному значению, равному 45° (фиг. 782).
Если же имеются дополнительные потери, вызываемые гистерезисом или маг-
нитным последействием какого-либо типа, то угол сдвига фаз будет возра-
стать и R будет увеличиваться, тогда как wL будет уменьшаться; в резуль-
тате проницаемость pR, вычисленная по величине R, будет больше, чем pt.
На фиг. 783 и 784 представлены кривые, построенные по результатам
измерений проницаемости, выполненных на частоте 108 гц и выше для железа
и никеля. Ниже приведены значения частоты при которых значения про-
ницаемости, рассчитанные по индуктивности (pl) и сопротивлению (ра), падают
до величин, составляющих приблизительно половину нормальных значений
(по оценке Киттеля [1466]).
Материал fk. гц
ДЛЯ ДЛЯ
Железо 30-10® 2.10е
Никель 15-10® 1,7-10»
Данные Струтта [1232] для железа при температуре —183° С пока-
зывают, что р падает до величины, равной приблизительно половине своего
нормального значения при частоте fft=l,5-108 гц. Поскольку при этой темпе-
ратуре электросопротивление составляет приблизительно 1/в своёй величины
Фиг. 783. Сопоставление данных, относящихся к зави-
симости проницаемости железа от частоты в области вы-
соких частот.
/—данные Зенгера [748]; 2—данные Аркадьева [179]; 5—данные
Хога и Готтлиба [1126]; 4—данные Хога и Джонса [587]; 5—данные
Линдмана [1056J; 3—данные Моринга [1143]; 7—данные Шварца
[616]; 8—‘Данные Максвелла [1470]; 9—данные Прокопиу 4 Д*Аль-
бона [980]; 10—данные Джонсона и др. [1498]; 11— данные Глат-
харта [1122].
Фиг. 784. Сопоставление данных, относящихся к за-
висимости проницаемости никеля от частоты в области
высоких частот.
/—данные Аркадьева [ 179]; 2—данные Хога и Готтлиба [1126];
3—данные Линдмана [1056]; 4—данные Симона [1478]; 5—данные
Моринга [1143]; 6—данные Глатхарта [1122]; 7—данные Пота-
пенко и Зенгера ([667] и частное сообщение Киттеля); 8—данныё
Годсмана и др. [1634].
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
633-
при комнатной температуре, соответствующая частота для проницаемости
должна быть около 9-Ю8 гц, что по порядку величины совпадает со значе-
нием 2-108 гц, указанным Киттелем для железа.
Следует подчеркнуть, что кажущаяся проницаемость на высоких частотах
очень сильно зависит от состояния поверхности. Петерсон и Враттол [9001
показали, что даже на таких низких частотах, как 10® гц, тонкая оксидная
пленка, образующаяся на поверхности образца при термической обработке,
может вызвать падение кажущейся проницаемости в 10 раз. При более высоких,
частотах значительные изменения кажущейся проницаемости могут быть-
вызваны пленками столь малой толщины, что их будет трудно или просто-
невозможно обнаружить. Поскольку истинная проницаемость рассчитывается
по кажущейся, значения проницаемости, сообщаемые различными авторами,
могут содержать большие ошибки.
Было высказано предположение, что причиной падения проницаемости
в области частот, больших 108 гц, является то, что для этих частот глубина
проникновения поля в вещество может быть соизмерима с поперечными раз-
мерами доменов. В случае железа с магнитной проницаемостью 100 и удельным-
электросопротивлением 10 000 глубина s проникновения поля при различных,
частотах составляет:
f, гЦ 108 1010 1012
S, см 2-10'4 2-10“5 2.10-6
Таким образом, глубина проникновения будет порядка 10’* см1) при частотах
около 108 гц.
Ряд теоретических исследований был выполнен с целью выяснить влияние
доменной структуры на проницаемость в указанной выше области частот.
Беккер [1007] рассматривал движение границы между двумя доменами цилин-
дрической формы с антипараллельными векторами намагниченности. Он пред-
полагал, что перемещение границы в слабых полях ограничивается вследствие-
действия вихревых токов, возникающих благодаря локальным изменениям
намагниченности при таком перемещении. При некоторой критической ча-
стоте f0 перемещение границы будет заметно ограничено. Это получается при
е _ Зр
'о - •
Для железа с начальной проницаемостью 100, удельным сопротивлением.
10 000 и «толщиной» домена /=10"4 см критическая частота равна
Д, —3-10® гц,
что находится в хорошем согласии с опытом.
Несколько иначе подошел к этому вопросу Киттель [1466]. В то время
как Беккер допускал, что поверхностные домены находятся в однородном
внешнем поле, Киттель учитывал ослабление поля, вызываемое экранирова-
нием внутри самого домена, и рассчитывал проницаемость слоя с толщиной,
равной толщине домена. Принимая эту толщину равной 2,5 • 10-4 см, р0= 100-
и р= 10 000 (для железа), он нашел, что рассчитанные значения рь и совпа-
дают с полученными из опыта2).
*) Порядок величины поперечных размеров доменов.—Прим. ред.
2) Влияние доменной структуры у поверхности на кажущуюся проницаемость было-
подробно разобрано в работе К. М. Поливанова [см. К. М. Поливанов, Journ..
of Phys., 7, 18 (1943)]. В последнее время этот вопрос получил новое освещение в работе-
Акулова и Кринчика [Н. С. Акулов, Г. С. К р и и ч и к, ДАН СССР, 99, 809-
(1953)].— Прим. ред.
634
ГЛАВА XVII
Совершенно другая точка зрения была выдвинута Дорингом [1529],
который вычислил энергию границы домена при ее движении и нашел, что эта
энергия значительно больше энергии в состоянии покоя. Граница ведет себя
так, как будто она имеет инертную массу (поворот спинов внутри граничного
слоя связан с изменением момента количества движения). Эта кажущаяся
инертная масса выражается через обменную энергию, константу кристалло-
графической анизотропии и напряженность поля. Влияние на проницаемость
инертной массы границы больше, чем влияние местных вихревых токов;
вследствие этого удельное электросопротивление не входит в выражение для
критической частоты /0, при которой проницаемость существенно спадает.
Такой вывод подтверждается исследованиями Биркса [1449], выполненными
с ферритами, у которых падение проницаемости наблюдается в области 10® гц,
как у железа и никеля, хотя удельное электросопротивление их на несколько
Ф и г. 785. Зависимость проницаемости желез-
ных проволок от напряженности поля в области
частот от 105 до 107 гц.
порядков выше, чем у этих
металлов. Рассчитанное До-
рингом для железа значение
f0=6*108 гц находится в со-
гласии с опытом.
Недавно Киттель [1760]
показал, что поглощение энер-
гии, связанное с прецессией
спина в опытах по ферромаг-
нитному резонансу1) (см. ни-
же), является более важным
фактором, чем влияние инерт-
ной массы границы, которое
рассматривал Доринг. Это по-
глощение, природа которого
неизвестна, представляется те-
перь главной причиной паде-
ния начальной проницаемости
с частотой2).
Некоторые исследователи находили, что ниже 108 гц величина р значи-
тельно изменяется с частотой, тогда как, согласно другим данным, она практи-
чески остается неизменной. Позднее было показано, что исследования, в кото-
рых на кривых зависимости от f в этой области частот были обнаружены
резонансные пики, содержали ошибки [380]. Михельс [5351 произвел весьма
точные измерения и показал, что в слабых полях, где изменения р с полем Н
не искажают результатов, в области частот от 0,2-108 до 0,8-108 гц проницае-
мость железа не зависит от частоты и приблизительно равна проницаемости
на низких частотах. Когда, однако, напряженность поля достигает значений
порядка коэрцитивной силы, при которых изменения намагниченности могут
происходить скачками, проницаемость в интервале частот 105—107 гц изме-
няется с частотой. По данным, полученным при измерениях индуктивности,
Крейельсхаймер [661] определил значения рь и построил кривые зависимо-
сти от напряженности Я при частотах от 3- 10б до 6- 106гц. Из рассмотрения
этих кривых, приведенных на фиг. 785, видно, что, в то время как в указан-
ном интервале частот заметно не изменяется, р. при Я=10 эрстед с ростом
частоты уменьшается более чем в 2 раза. Следует отметить, однако, что Крейель-
схаймер был вынужден вычислять значения проницаемости приближенными
методами ввиду большого разброса в, величинах dBjdH в разных точках петли
гистерезиса.
Можно предполагать, что в полях порядка 10 эрстед проницаемость
х) Впервые на это было указано в работе Ландау и Лифшица [811].—Прим. ред.
2) В области частот 109—1010 гц.—Прим. ред.
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
635
начнет падать, когда время, необходимое для завершения скачка Баркгаузена,
станет сравнимым с периодом наложенного переменного поля. Беккер теоре-
тически выразил критическую частоту Д для необратимого смещения гра-
ницы через критическую частоту f0 для обратимого ее смещения и получил
соотношение
А = (17.27)
Выражения для f0 и fi можно написать в виде
и
П Р
и сравнить их с аналогичным выражением для глубины проникновения s:
4w2s2 — = 1.
Р
Применяя соотношение Беккера для железа при /7=7 эрстед, р.о=1ОО и
В3=21 600 гаусс, найдем Д^/’о/ЮО^2.1Q7 гц. Таким образом, необратимые
смещения границ должны прекращаться при частотах на два порядка мень-
ших, чем частота, при которой
уменьшаются обратимые смещения.
С увеличением амплитуды перемен-
ного поля частота, при которой
прекращаются необратимые смеще-
ния границ, будет понижаться.
Такой вывод в основном согла-
суется с результатами экспери-
ментов Вина [626] и Крейельс-
хаймера.
Прекрасный обзор ферромаг-
нитных явлений, включая и фер-
ромагнитный резонанс на часто-
тах микроволнового диапазона,
был опубликован Радо [1728].
Ферромагнитный резонанс. Раз-
витие микроволновой техники (ра-
диолокация) стимулировало иссле-
дования в области сверхвысоких
частот, которые привели к откры-
Ф и г. 786. Схема расположения образца при
исследовании ферромагнитного резонанса.
тию новых явлений.
Из классической теории следует, что если на электрон, вращающийся
по своей орбите, действует магнитное поле, то орбита будет прецессировать
вокруг направления поля. Если теперь перпендикулярно постоянному полю
будет действовать переменное магнитное поле с частотой, близкой к частоте
прецессии, наступит резонанс.
Первое сообщение о наблюдении ферромагнитного резонанса такого рода
было сделано Гриффитсом [1462], который использовал для этого волновод
с полым резонатором, выложенным внутри магнитным материалом. Схемы
несколько измененной установки, использованной Ягером и Бозортом [1516],
показаны на фиг. 786 и 787. Образец имеет форму тонкой пластинки; постоян-
ное магнитное поле На создается электромагнитом, полюсы которого показаны
на фиг. 786. Радиочастотное поле Hrf. параллельно плоскости образца и пер-
пендикулярно На. На фиг. 787 изображена блок-схема установки. Проницае-
мость может быть определена по результатам наблюдения стоячих волн.
636
ГЛАВА XVII
Выражая ее через действительную и мнимую части проницаемости и
получим
PR = + Ра-
На фиг. 788 и 789 показана зависимость проницаемости от напряженности
статического магнитного поля Н при частоте 2,4-10J2 (длина волны 1,25 см),
наблюдавшаяся для супермаллоя и никеля Ягером и Бозортом [1516, 1594].
(Поле Н отличается от внешнего поля На только на величину размагничиваю-
щего поля образца.) Резонансный максимум получается при поле //=5300эрстед
и соответствует значению 40. При малых значениях постоянного поля про-
ницаемость оказывается значительно меньше единицы;' по мере того как поле
уменьшается до нуля, проницаемость возрастает до единицы.
Фиг. 787. Блок-схема установки для исследования ферромаг-
нитного резонанса.
G1—генератор стандартных сигналов; G2—генератор на биениях; Ai—атте-
нюатор (15 дб); Аз—аттенюатор; Аз—переменный аттенюатор промежуточной
частоты; Di—детектор стоячих волн; —второй детектор; А—усилитель;
W—волномер; К—преобразователь с кварцевым стабилизатором; С-смеситель.
Рассматривая теорию явления, будем пользоваться классической моделью.
Рассмотрим электрон, движущийся по орбите, как показано на фиг. 790, а.
С орбитальным движением электрона связаны магнитный момент М и момент
количества движения J, показанные на чертеже векторами. Выражение, связы-
вающее эти моменты, хорошо известно (см. гл. X); оно имеет вид
= (17.28)
Для только что описанного орбитального движения фактор расщепления
Ланде g равен единице. Если рассматриваются только магнитный и механиче-
ский моменты спина электрона, то g—2. Когда поле Н накладывается в верти-
кальном направлении, магнитный и механический моменты М a J будут про-
цессировать вокруг оси Н с угловой частотой Лармора:
= (17.29)
Рассмотрим теперь образец магнитного материала в виде тонкой пла-
стинки, помещенный в волновод. Пусть векторы постоянного поля Н и радио-
частотного поля Hrf лежат в плоскости образца и взаимно перпендикулярны,
а нормальная компонента поля равна Нп, как показано на фиг. 790, б. Так как
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
637
магнитные моменты атомов материала прецессируют вокруг Я, результирую-
щий магнитный момент М будет иметь постоянную по величине составляющую,
параллельную полю Н, и изменяю-
щиеся во времени составляющие,
параллельные векторам Hrf и Нп.
Киттель [1556], используя клас-
сическую модель, решил соответ-
ствующие уравнения и получил
Н, эрстед
Фиг. 788. Кривая ферромагнитного резо*
нанса для отожженного и катанного супер-
маллоя, обнаруживающая острый макси-
мум.
кривая, рассчитанная теоретически; 2—экспеа
риментальная кривая. Длина волны 1,25 см.
Фиг. 789. Кривая ферромагнитного резо-
нанса для никеля.
Длина волны 1,25 см.
^формулы для э~чх составляющих. Составляющая Нп получается из условия,
что в тонкой пластинке Вп=0, так как внешнее поле в этом направлении
не приложено. Тогда
Вп = Яп + 4< = 0
- 4<.
•Уравнение движения будет
Предполагая поле Нг/ сину-
соидальным, получим реше-
ние этого уравнения в сле-
дующем виде:
^rf ___ I
Hrf ~ Я
1
О)2
1+^вн
Фиг. 790. а—связь между магнитным моментом
М и орбитальным механическим моментом J эле-
ктрона; б—три составляющих поля, действующего
в образце.
Из данного выражения следует, что максимум радиочастотной проницае-
мости
Н? ~ 1 +
nrf
имеет место, когда
<о0 = а ВН.
638
ГЛАВА XVII
Эта формула подобна формуле для частоты ларморовой прецессии, за исклю-
чением того, что Н здесь заменено через УВН.
Предыдущий вывод основан на классической механике. С помощью
квантовой механики получается подобный же результат, как это видно
из работ Луттингера и Киттеля [1560] и др. Полученный результат можно
пояснить на примере следующего упрощенного расчета: в эффективном
внутреннем магнитном поле ЯЭфф. результирующий магнитный момент, пред-
ставляющий суммы спинового и орбитального моментов, может принимать
определенные дозволенные ориентации по отношению к полю. Разница энер-
гий для двух смежных ориентаций равна
Ь = £₽ЯЭфф..
Здесь Л —постоянная Планка, v —частота, р — магнетон Бора; Я»фф.» как
и раньше, равно V ВН, если образец имеет форму листа. Используя выра-
жение для магнетона Бора p = e/i/4wnc, подставляя o>o = 2itv и полагая
а = ge/2mc, мы получим из этого соотношения классическую формулу для о>0.
Хотя предыдущие формулы получены только для образцов в виде тонких
листов, в которых размагничивающий фактор в направлении, перпендикуляр-
ном к листу, равен 4я, аналогичные соотношения можно получить и для
образцов других форм. Киттель вывел общую формулу для о>0, из которой
для сферического образца получается
<и0 = а/7
(ларморовское значение), а для бесконечного цилиндра
<о0 = а(Я 4*2ic/).
Значения Н обычно достаточно велики, чтобы вызвать насыщение; в этом
случае В можно заменить на Я-рй//). Как видно из полученного выше выра-
жения для InlHrf, при резонансе эта величина стремится к бесконечности.
Потери энергии любого вида, связанные с процессами при резонансе, кроме
уже рассмотренных потерь на вихревые токи, приведут к тому, что значения
проницаемости в области максимума будут всюду конечными. Ягер [15161
пришел к выводу, что решение уравнения движения, дополненного членом,
характеризующим потери, который предложил ввести Френкель [14281,
хорошо согласуется с опытными данными. Этот член имеет вид
где через Хо обозначено отношение IrilHrf. Оценим точность, с которой фор-
мула для проницаемости, получаемая при введении указанного члена, содер-
жащего только одну постоянную 1, описывает наблюдаемую в области резо-
нанса зависимость проницаемости от частоты. Сопоставляя точки на теоретиче-
ской кривой,^ представленной на фиг. 788, с точками, соответствующими зна-
чениям проницаемости, полученным из опыта, можно видеть, что некоторое
расхождение имеется в области малых значений постоянного поля. Для отож-
женного пермаллоя постоянная времени составляет 1,2-10"’ сек.
Экспериментальные значения величины д. В соответствии с теорией, значе-
ния постоянного поля и магнитной индукции при резонансе вместе с резонанс-
ной частотой могут быть использованы для определения гиромагнитного-
отношения или значения фактора Ланде g:
п _ 2mc<u0
8~ е /ВЯ ’
!) Здесь необходимо отметить, что приведенные формулы справедливы только»
в случае насыщения.—Прим. ред.
ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ
63»
Эта формула применима только для образцов в виде тонких листов, намагни-
ченных вдоль своей плоскости. Для образцов другой формы, как было отме-
чено выше, должны использоваться другие формулы. Определенные таким
образом значения g можно сравнивать с соответствующими значениями g',
полученными при гиромагнитных опытах, подобных опытам Барнетта и др,
(см. стр. 363). В табл. 88 приведены значения g и g', полученные двумя назван-
ными методами. Из таблицы видно, что, как правило, g>2 и g'< 2. Объяснение
этого факта было дано Киттелем [1642]. Предполагается, что в ферромагне-
тизме главным образом участвуют спины электронов (g=2), но благодаря суще-
ствованию спин-орбитальной связи в результирующий магнитный момент
входят также и орбитальные моменты (g=l). Влияние последних приводит
к изменению выражений для g и g', так что в первом приближении эти выраже-
ния будут иметь вид
g = 2(l+e),
g'=2(l-e).
С помощью этих формул можно объяснить знаки отклонений от g=2, наблю-
даемые в большинстве случаев, но не их величину, которая вдвое больше для£,
чем для g'. Среднее значение е находится в соответствии с тем, что нам известно
о порядке величины спин-орбитальной связи из других источников.
Таблица 88
Значения факторов расщепления Ланде, определен-
ные из опытов по ферромагнитному резонансу (д)
и из гиромагнитных опытов (д’)*
Материал g g'
Железо ^2f17 1,93
Кобальт 2,22 1,87
Никель 2,19 1,91
Пермаллой ** 2,17, 2,08 1,91
Сплав Гейслера ...... 2,01 2,00
Ферриты ** 2,20, 2,12 2,04
* Значения g взяты из работ [1516, 1543, 1594, 1608,
1673], значения g'—из работ [1392, 1642].
** Для определения g и g1 использовались образцы,
сильно различающиеся по составу.
Белье и Польдер [1683] измерили g для двойных ферритов никеля и мар-
ганца с цинком. Значения g изменяются от 2,2 для чистого никелевого или
марганцевого феррита до 1,9 для чистого цинкового феррита (который является
парамагнитным).
Резонанс в монокристаллах. В описанных выше работах с супермаллоем
этот материал был выбран потому, что кристаллографическая анизотропия
у него очень мала и не должна влиять возмущающим образом на прецессию
электронных спинов. Высокая магнитная анизотропия Доказывает сильное
влияние на локальные значения намагниченности и приводит к тому, что
векторы намагниченности ориентируются определенным образом по отношению
к кристаллографическим осям. Учитывая энергию анизотропии, Киттель [15561
ввел член, содержащий константу кристаллографической анизотропии
(см. гл. XII) и намагниченность насыщения Is. Член с добавляется к чле-
нам, содержащим В и Н. В случае тонкого кубического кристалла, вырезан-
ного параллельно плоскости (100), вместо формулы <оо=а ВН для резонанс-
€40
ГЛАВА XVII
йой частоты получается формула
Шо = а + 40) .
Здесь б—угол между направлением постоянного поля Н, которое должно
быть достаточно сильным, и кристаллографической осью [001].
Эта формула была проверена путем сравнения с результатами экспери-
ментальных исследований Кипа и Арнольда [1643], выполненных на моно-
кристаллах кремнистого железа. Характер изменений резонансного поля Н
в зависимости от 0 при заданном-значении <о показан на фиг. 791. В основном
теория’ подтверждается опытом, а наблюдаемые отклонения могут быть
Ф и г. 791. Напряженность магнитного поля, соответ-
ствующего резонансу в монокристалле железа, при
различных ориентациях кристалла относительно на-
правления внешнего поля.
0—угол между направлением приложенного полян направле-
нием £ 100] в плоскости (001). Длина волны 3,2 см (£=9260жггч).
По оси ординат отложено резонансное магнитное поле
Hz в гауссах.
объяснены тем, что не было достигнуто насыщения. Лучшее значение
полученное из этих опытов, в пределах ошибок измерений согласуется со
значением, определенным обычным способом.
Ягер [1594] также определял константу анизотропии по результатам,
полученным при исследовании резонанса на образцах из холоднокатанного
железа.
Бикфорд [1600] использовал приведенную выше формулу для оценки
температурной зависимости константы анизотропии магнетита Fe3O4 в интер-
вале от —150° С до комнатной температуры. Полученная им кривая пред-
ставлена на фиг. 546. Для определения константы производились измере-
ния резонансного значения поля при двух ориентациях кристалла в поле:
а) ось ,[100] параллельна полю и б) ось [110] параллельна полю. Из кривой,
приведенной на фиг. 546, видно, что проходит через нуль при —14’3° С.
Для естественных и искусственных кристаллов при этом были получены сход-
ные результаты.
Обзоры по ферромагнитному резонансу были опубликованы Радо [1728]
л Стендлеем [1735].
ГЛАВА XVIII
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
ВИДЫ МАГНИТНОЙ ЭНЕРГИИ
Введение. В предыдущих главах, в частности в гл. XI, были изложены
основы теории доменной структуры и рассмотрено ее применение к различным
вопросам. В настоящей главе дается более систематическое изложение домен-
ной теории, причем больше внимания уделяется количественным закономер-
ностям. Прежде всего, производится расчет различных видов магнитной энер-
гии, связанных с доменной структурой и изменением намагниченности. Затем
следует описание зависимости намагниченности от приложенного поля, меха-
нических напряжений и т. д. Наконец, рассмотрен вопрос о природе начальной
проницаемости и коэрцитивной силы, а также геометрия доменов.
Различные виды энергии, связанные с доменной структурой, определяются
следующими факторами:
анизотропией кристалла,
механическими напряжениями,
магнитными полюсами (энергия магнитных зарядов),
магнитным полем (взаимная энергия намагниченного тела и внешнего
поля),
граничными слоями.
Ниже приводятся выражения для каждого вида энергии. Некоторые из этих
видов уже рассматривались кратко в гл. XI.
Энергия магнитной анизотропии. Энергия магнитной анизотропии кри-
сталла была рассмотрена в гл. XII. Здесь мы приведем лишь окончательный
результат. Для кубического кристалла типа железа или никеля энергия, при-
ходящаяся на единицу объема, равна
Ek = К (а|а| + + ф‘). (18.1)
Здесь а1( а2, а8—направляющие косинусы вектора намагниченности по отноше-
нию к осям кубической решетки, а К—константа магнитной анизотропии,
являющаяся мерой анизотропии. Члены с высшими степенями направляющих
косинусов, редко имеющие значение, в этом выражении опущены.
Для гексагонального кристалла
Ек = К^+К^, (18.2)
где а—направляющий косинус по отношению к гексагональной оси. Вместо
косинусов можно пользоваться синусами. Выражение (18.2) правильно описы-
вает анизотропию кобальта, у которого, насколько можно судить по. экспери-
ментальным данным, энергия имеет одинаковую величину для всех направле-
ний, перпендикулярных к гексагональной оси. Для кристаллов типа Mn2Sb
[1359], у которых осью легкого намагничивания является тетрагональная
ось, в*Быражение для энергии следует ввести дополнительные члены, учиты-
вающие ее изменение в плоскости, перпендикулярной к оси.
Магнитоупругая энергия. Эта энергия тесно связана с магнитострикцией,
так что для ее вычисления нужно найти связь магнитострикции с углом между
намагниченностью и направлением, в котором измеряется изменение длины.
41 р. Бозорт
642
ГЛАВА XVIII
Мы выведем это соотношение, следуя Беккеру и Дорингу [10991, для
вещества, обладающего изотропной магнитострикцией и не меняющего при
намагничивании своего объема. Рассмотрим небольшой образец такого веще-
ства, представляющий собой сферу диаметром I и находящийся при темпера-
туре выше точки Кюри. Пусть образец охлаждается и спонтанно намагничи-
вается, причем весь его объем занят одним доменом. С намагничиванием будет
связано изменение формы образца, которое можно в первом приближении
описать соотношением
Z = 4 + Bcos26,
где I — поперечный размер домена под углом 0 к вектору намагниченности.
Рассмотрим теперь совокупность доменов, характеризующуюся беспоря-
дочной ориентацией векторов намагниченности. Средняя длина в произволь-
ном направлении
/0 = Д + Всо^6 = Л+4.
Для полностью намагниченного вещества, в котором векторы намагни-
ченности всех доменов ориентированы в направлении 6 = 0, длина каждого
домена в направлении намагниченности образца 1р = А + В. Положим
1 I—к \ 1р—1о .
io ’
тогда
Здесь к —относительное изменение длины (магнитострикция) образца при
переходе от беспорядочной ориентации векторов намагниченности доменов
к ориентации, характеризуемой углом 6, а ^ — относительное изменение
длины при параллельности векторов намагниченности всех доменов (магнито-
стрикция насыщения).
Магнитоупругую энергию, приходящуюся на единицу объема, можно
теперь рассчитать, принимая во внимание, что изменение длины за счет
поворота векторов намагниченности доменов из начального положения
в положение 6 = 0 происходит при наличии внешнего постоянного напряже-
ния с:
is
Ея= — а dk = -|-ksasin26.
о
За нулевую энергию здесь принята энергия, соответствующая насыще-
нию (6 — 0). При положительной магнитострикции (как, например, в пермал-
лоях с малым содержанием никеля) и растяжении (а > 0) энергия имеет
минимум при 6 = 0; следовательно, растяжение вызывает ориентацию векто-
ров намагниченности параллельно направлению растяжения. При отрицатель-
ной магнитострикции (как, например, для никеля) энергия минимальна
при 6 = 90°, так что растяжение вызывает ориентацию векторов намагни-
ченности перпендикулярно к направлению растяжения.
При анизотропной магнитострикции, когда значения к100 и Хш для
направлений [100] и [111] кубического кристалла различны, для величины
магнитострикции и для энергии напряжений получены [1099] следующие
выражения:
= ~2 ^100 “1Р1 4* а2?2 4" “з^З "З") 4“ 3^111 (а1а2?1?2 4“ а2аЗ?2рЗ 4" “з“1РзР1)> (18.3)
Q
Б, = -у а [кмо (“!fi + “ha + ®»Т5) + 2Хш (“1“г71Т2 + МзТзТз + “з“1ТзТ1)1- (18-4)
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ ©4»
Здесь ах, а2, а3 — направляющие косинусы (по отношению к кристалло-
графическим осям) вектора намагниченности, рх, Р2, ₽$ — направляющие коси1’
нусы направления, в котором измеряется изменение длины (магнитострик-
ция), тх, т2, Тз~ направляющие косинусы оси, вДоль которой растягивается
или сжимается кристалл под действием напряжения. Предполагается, что.
объем при магнитострикции не меняется.
Энергия намагниченного тела во внешнем поле. Эта энергия была рас-
смотрена в гл. XV. Она равна
£я = — Я/cos 9,
где 6 —угол между Н и I. Энергия минимальна при 9 = 0, т. е. когда Н
и I параллельны. Это согласуется с общеизвестным опытным фактом, что
магнит стремится повернуться параллельно полю. Энергия принята равной
нулю при 9 = 90°.
В доменной теории мы имеем обычно дело с насыщенными объемами,
так что
Ен= — HIs cos 9.
Энергия магнитных зарядов. Эта энергия численно равна работе, которую
необходимо совершить, чтобы получить заданное распределение магнитных
зарядов в пространстве. Для некоторых простых геометрических форм ее
можно рассчитать. В общем случае она равна интегралу по всему простран-
ству магнитного поля, создаваемого магнитными зарядами внутри и на
поверхности тела:
(18.5)
Для эллипсоида плотность этой энергии при насыщении равна
где Nd — размагничивающий фактор. Для бесконечного плоского слоя, намаг-
ниченного перпендикулярно к поверхности, 2Vd = 4ic и Ep = 2itPs. Если один
эллипсоидальный домен полностью охватывается другим, намагниченным
в противоположном направлении, то энергия увеличивается при этом в 4 раза
(так как эффективная величина /3 удваивается) и равна 2NdIf. Для сфериче-
ского домена, окруженного средой, намагниченной до насыщения в противо-
положном направлении, энергия равна 8к/|/3, а для сферической полости
составляет 2W1/3 (на единицу объема домена или .полости соответственно).
Неель [1412] и Киттель [1467] рассчитали энергию магнитных зарядов
для совокупности плоскопараллельных слоев (пластинок) толщиной d, намаг-
ниченность которых перпендикулярна к их плоскости и имеет у соседних пла-
стинок противоположное направление. Энергия, отнесенная к единице площа-
ди, оказалась равной
ep = 0,85d/2.
Энергия граничного слоя. Блох [561] показал, что граница между доменами
не является резкой с точки зрения атомных масштабов, а простирается на
область, охватывающую по толщине большое число атомов. Расчеты показы-
вают, что постепенный поворот спинов электронов от атома к атому в погра-
ничном слое соответствует меньшей энергии1) (фиг. 792). Блох показал, что,
поскольку обменная энергия минимальна для параллельных спинов, а энер-
гия магнитной анизотропии минимальна при ориентации спинов параллельно
*) По сравнению с резким изменением намагниченности при переходе через границу
между доменами.—Прим. ред.
41»
644
ГЛАВА XVIII
направлению легкого намагничивания, сумма этих двух энергий имеет наи-
меньшее значение при описанном постепенном повороте спинов, при котором
спины соседних электронов близки по направлению. Можно приближенно
подсчитать толщину и энергию 180-градусной границы, пренебрегая малыми
величинами.
Фиг. 792. Схема граничного слоя («блоховской границы»).
Обменное взаимодействие (см. гл. X) между двумя соседними атомами
пропорционально тепловой энергии в точке Кюри и (взятому с обратным зна-
ком) косинусу угла е между соседними спинами. Для малых углов е эта энер-
гия равна
ш12 /56s2.
При толщине граничного слоя 8 и расстоянии между атомами а угол между
соседними спинами равен приблизительно 2тса/8 и обменная энергия, при-
ходящаяся на единицу площади поверхности границ,
__^12$ £0
е* ~ “а5" аГ •
Энергия магнитной анизотропии, приходящаяся на единицу площади
поверхности граничного слоя, равна
Полная энергия, отнесенная к единице площади границы, равна
она минимальна при толщине
. / kb М/2
При этой толщине энергия обменного взаимодействия и энергия магнитной
анизотропии равны между собой
=
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
645
а полная энергия, приходящаяся на едйницу площади поверхности границ,
составляет
Если анизотропия создаётся напряжениями, то к энергии магнитной анизо-
тропии следует добавить энергию напряжений 3Xsc/2. Энергия граничного
слоя будет определяться суммой трех энергий. Таким образом, энергия гра-
ничного слоя приближенно определяется следующим образом [1041]:
<18-б>
Зная численные значения постоянных для железа, можно найти толщину
граничного слоя; она оказывается порядка 1000 атомных расстояний.
Более подробные расчеты толщины и энергии граничных слоев различной
формы произведены Ландау и Лифшицем [811], Беккером и Дорингом [1099]
и Неелем [1410]. Неель считает физически возможными лишь такие границы,
на которых нормальная составляющая намагниченности постоянна, так что
внутри и на поверхности границы не появляется магнитных зарядов. Полу-
ченное Неелем выражение для энергии несколько отличается от предыдущего,
но имеет, по существу, ту же форму:
„ /1Я7\
Здесь Е—энергия молекулярного поля, приходящаяся на единицу объема и рав-
ная приблизительно 6&9/а3. Анализ показывает также, что обменная энергия
и энергия магнитной анизотропии равны между собой в каждой точке границы.
Наглядное доказательство изменения направления спина в граничном
слое дают порошковые фигуры, полученные Вильямсом и др. [1667]. С подроб-
ным описанием их экспериментов читатель может ознакомиться в оригиналь-
ных работах.
Вычисление энергии и толщины граничного слоя. В кубических кристал-
лах, направления легкого намагничивания которых параллельны тетраго-
нальным осям [100], обычно имеют место так называемые 90- и 180-градусные
границы (фиг. 793).
180
а
Кристсшо-
графические
оси
90°
6
Фиг. 793. Различные типы доменных границ.
а—18О-градусная граница со спинами, параллельными границе; 6—90-градус-
ная граница со спинами, параллельными границе; в—90-градусная граница со
спинами, не параллельными границе.
180-градусная граница может быть расположена в любой плоскости,
параллельной оси [100], и не будет содержать магнитных зарядов. Однако
наименьшая энергия соответствует границе, параллельной плоскости (00р)
(фиг. 793, а), так как в граничном слое все спины расположены в одной пло-
скости и их энергия имеет наименьшее значение, когда этой плоскостью
является плоскость (001).
90-градусная граница может быть расположена в любой плоскости, парал-
лельной оси [ПО], так что может быть параллельна любой из трех основных
плоскостей (100), (НО) и (111). Существенны два случая: граница парал*-
646
ГЛ А В ,А-XVIII
дельна плоскости (001) и граница параллельна плоскости (ПО) (фиг. 793, б и в).
Граница, расположенная параллельно плоскости (100), имеет наименьшую
энергию, причем эта энергия ровно вдвое меньше энергии 180-градусной гра-
ницы, рассмотренной выше. Энергии указанных трех типов 90-градусных
границ и некоторых типов 180-градусных границ, выраженных через величину
a(2EK/3)lfa, приведены в табл. 89.
Таблица 89
Энергия 90- и 180-градусных границ в предположении
нулевой магнитострикции
Тип границы Плоскость границы Энергия единицы поверхности Численное значение для железа, эрг/см2
(100) 0,5 а(2£К/3)1/2 0,8
90-градусная (ПО) 0,86 а (2£К/3)1/2 1,3
(111) 0,59 а (2£К/3)1/2 0,9
(100) 1,0 а (2£К/3)1''2 1,5
180-градусная (110) 1,52а (2£К/3)1/2 2,3
Определим теперь численное значение энергии границ, предполагая отсут-
ствие деформаций и магнитострикции. Постоянная магнитной анизотропии К.
для железа при комнатной температуре равна 4,2-10®. Численное значение
величины Е известно с меньшей определенностью. Неель принимает
£=0,86-Ю10 эрг/см?, однако значение, рассчитанное по температуре Кюри
(при равно 1,3-1010, а значение Е, найденное по результатам опытов
Поттера [741] по магнетокалориче-
скому эффекту, равно 2,0-1010. При-
мем в качестве средней величины
значение 1,0-1010. Расстояние между
ближайшими соседями а равно 2,86 х
X IO-8 см. Отсюда
а ( -w- ) «а 1,5 эрг{см2.
Фиг. 794. Изменение направления спина
в граничном слое.
доменов (х——оо). Для 90-градусной
(100), Неель нашел
Неель произвел также расчет зависи-
мости направления спина от координа-
ты, перпендикулярной к плоскости
границы. Пусть, например, х—коорди-
ната по нормали к границе, отсчи-
тываемая от центра граничного слоя,
а 6—угол между направлением спи-
нов в точке х и в глубине одного из
границы, параллельной плоскости
x=a(^)1/2lntg0. (18.8)
Эта зависимость показана на фиг. 794, из которой видно, что граничный слой
не имеет резко выраженных границ. Для удобства толщиной граничного слоя 80
называют расстояние между плоскостями, в которых 0 достигает ’/4 своего
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
647
предельного значения, отсчитанного от середины границы. Эта толщина равна
и составляет для железа около 500- Ю-8 см.
Можно считать, что 180-градусная граница, параллельная плоскости (100),
состоит из двух 90-градусных границ рассмотренного типа. Как отметил Неель,
расстояние между двумя 90-градусными границами, составляющими одну
180-градусную, остается не вполне определенным. Если, однако, к энергии
магнитной анизотропии добавить магнитоупругую энергию, то расстояние
между 90-градусными границами определяется однозначно и полная толщина
оказывается равной
т. е. около 2000-10~8 см рдя. железа.
МАГНИТНЫЕ ПРОЦЕССЫ
(н, к) и (н, а) (к, сг) и (о-, <т)
процессы процессы
Фиг. 795. Схема; иллюстрирующая рас-
чет энергии при процессе вращения.
а—при действии магнитного поля; б—прЬ действии
упругого напряжения.
Под магнитными процессами мы здесь понимаем возможные способы
изменения магнитного момента домена. Как уже указывалось в гл. XI, такое
изменение обычно связано либо с вращением вектора намагниченности домена,
имеющего фиксированный объем, либо с изменением объема домена за счет
смещения его границ. Рассмотрим сначала процесс вращения, играющий основ-
ную роль при изменении намагничен-
ности в сравнительно сильных полях.
Процессы вращения. Рассмот-
рим действие поля на отдельный
домен, спонтанно намагниченный па-
раллельно оси кристалла. Поле
стремится повернуть вектор намаг-
ниченности от направления кристал-
лографической оси к направлению
поля. Этот процесс намагничивания
мы будем называть процессом
(Я.Ювращ., поскольку связанная с
ним энергия выражается через Я и К.
Наряду с этим процессом мы разбе-
рем здесь и другие.
Процесс вращения (Я, К) был уже рассмотрен в гл. XI, однако мы вновь
кратко на нем остановимся. Пусть 0О—угол между направлением легкого
намагничивания и полем Я, а 0—угол, на который под действием поля повора-
чивается вектор намагниченности (фиг. 795, а). Для кубического кристалла,
если вектор намагниченности остается в плоскости грани куба, энергия магнит-
ной анизотропии и энергия в магнитном поле соответственно составляют
к* if —cos 40
= А § >
Ен= — Я/8 cos (0О — 0).
Равновесие имеет место при
^(£& + £н) = 0,
т. е. при
К sin 9
2/ssin(90—0) *
(18.9)
648
ГЛАВА XVIII
Составляющая Is, параллельная И, равна при этом
/ = /scos(90-9). (18.10)
Аналогичные выражения можно легко найти и для других частных слу-
чаев.
Подобным же образом можно рассмотреть процесс, вызываемый дей-
ствием поля и натяжения, т. е. процесс (п, о). Согласно фиг. 795,а,
= у k, sin2 6,
Ен= -W8cos(e0-6)
и из условия минимума Энергии
Y j 3XgQ sin 20
п = 2ZS sin (0о —0)
/ = /8cos(60 —0)..
(18.11)
(18.12)
Тем же способом можно рассчитать процессы (К, о) и (а4, а). Эти про-
цессы имеют место в случаях, когда действие внешнего натяжения вызы-
вает вращение против сил магнитной анизотропии или внутренних напря-
жений (фиг. 796, б), и описываются соответственно соотношениями
К sin 40
3Xssin 2 (0о—0)
и
__ gj sin 20
G sin2(0o—0)
(18.13)
(18.14)
Зависимость других величин, кроме намагниченности, от поля может
быть рассчитана с помощью той же общей теории. Эти вопросы рассмотрены
в других разделах.
Смещение границ. Беккер и Доринг [1099] рассчитали смещение 90-гра-
дусной границы под действием поля, образующего угол 0х с вектором
намагниченности одного из прилегающих доменов и угол 02 с вектором
Фиг. 796. Влияние магнитного поля И на смещение доменной
границы S, задерживаемое внутренними напряжениями а.
намагниченности другого домена (фиг. 796). Пусть Дх представляет собой
смещение границы, вызываемое полем Н. В объеме Ду вещества изменение энер-
гии во внешнем магнитном поле
Eh^v = — HIS (cos 0Х — cos 02) Ду.
По аналогии с выражением для энергии, связанной с гидростатическим давле-
нием рДу, можно сказать, что вследствие влияния поля на граничный слой
действует давление, величина которого
р = HI s (cos 6Х — cos 62).
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
649
Предполагается, что это давление уравновешивается местными напряже-
ниями а, имеющими градиент deldx. При смещении границы на Дх изменение
магнитоупругой энергии равно
Увеличение энергии на величину Еа компенсируется уменьшением ее
на величину Ен- Следовательно,
И = 1 • (18.15)
2Zs(cos0j—coso2) '
Пусть Л будет полной площадью 90-градусной границы в единице
объема, так что Дх представляет собой относительный объем вещества,
в котором произошло изменение направления намагниченности вследствие
перемещения границы. Тогда изменение намагниченности равно
I = Is (cos вх — cos 92) ЛДх
и восприимчивость, соответствующая этому процессу намагничивания:
__ I 212 (cos Од—cos /1 © <
Н~ Зк (da/dx) • U°-1D;
Усредняя значения (cos 0!—cos 02)2 для всех 90-градусных границ в веще-
стве при равномерном распределении локальных напряжений по всем напра-
влениям и подставляя в приведенное выражение значение магнитострикции К
при насыщении для направления [100], Беккер и Доринг получили следую-
щую формулу для восприимчивости:
16/U
ЗХ-юо (da/dx)
В настоящее время непосредственному применению этого соотношения
мешает отсутствие данных о величинах А и daldx. Для сопоставления с экспе-
риментом Беккер и Доринг приняли некоторые упрощающие предположения,
рассматриваемые в следующем разделе.
ПРИМЕНЕНИЕ К ОТДЕЛЬНЫМ ЗАДАЧАМ
Начальная проницаемость. Расчет этой величины будет сделан для слу-
чаев, когда:
а) энергия магнитной анизотропии велика, внутренние напряжения малы
(например, хорошо отожженное железо);
б) внутренние напряжения велики, энергия магнитной анизотропии мала
(например, неотожженный пермаллой).
Рассмотрим сначала случай а и предположим; что намагничивание проис-
ходит в результате процесса вращения. Для этого случая у нас имеются выра-
жения, связывающие Н и I (см. стр. 463) с углом 0 между намагниченностью
и осью кристалла. Из этих выражений следует, что при малых Н и I
_ ( di \ _ / dl/db \ _ ll sin2 в0
“ \dH Je=0 _ < dH/df) Л=о ~ 2K ’
При 0O = 45°
I2
_ 1 s
Для железа при комнатной температуре Is = 1720, К = 4,2- 10s эрг/см3
и предыдущее соотношение дает ji0= 1 4-4кх0 = 20. Для никеля= 485,
К = 35 000 и вычисленное значение |i0 также составляет около 20.
Экспериментальные значения р-0 для хорошо отожженных железа
650
ГЛАВА XVIII
и никеля составляют приблизительно 100 *). Как отмечает Беккер [635],
такое расхождение показывает, что величину начальной проницаемости
названных металлов нельзя объснить, если принимать во внимание один
процесс вращения. Это заключение Заставило Беккера [567] принять схему
смещения границ, рассмотренную также Блохом [561], Гейзенбергом [525],
Сикстусом и Тонксом [546] и описанную нами выше.
Выражение для р0, получаемое при рассмотрении процесса смещения
90-градусных границ, приведено в предыдущем разделе. Чтобы использовать
его, Беккер и Доринг предположили, что внутренние напряжения носят
синусоидальный характер с амплитудой ai и периодом, равным размерам
доменов. При этом совершенно произвольно принято, что домены
кубическую форму с длиной ребра I см. При таких предположениях
площадь границ в 1 см3 равна 3//, градиент упругих напряжений
ляет ita./Z и для х0 получается выражение [567]
х =J__2L_
® Зя ^ioo9i *
имеют
полная
состав-
ив. 17)
не содержащее размеров доменов.
Для случая б соответствующие соотношения уже были приведены
выше [формулы (18.9) и (18.10)] в предположении, что намагничивание
вызывается процессом вращения. С помощью указанных формул легко
найти dl/dH при 0 = 0. Принимая беспорядочную ориентацию внутренних
напряжений получаем [448]
2Д
9Mi
*о—
(18.18)
Таким образом, оба описанных процесса — смещение границы и враще-
ние против внутренних напряжений — дают почти одинаковое значение
начальной восприимчивости. В обоих случаях х0 не равно бесконечности
вследствие наличия внутренних напряжений.
Для чистого хорошо отожженного вещества, в котором домены ориен-
тированы беспорядочно, внутренние напряжения связаны с магнитострик-
цией и возникают при спонтанном намагничивании вещества при охлажде-
нии его от температуры выше точки Кюри до меньших температур. Кер-
стен [527] предположил, что эти напряжения имеют величину порядка
<Ч = КЕ,
где Е — модуль упругости.
Это соотношение вместе с формулой (18.18) дает для значение
_18я/?
(18.19)
где принято р-о = 4яхо. Керстен [527] сравнивал вычисленные с помощью
этого выражения значения для ряда железо-никелевых сплавов, для
которых известно с максимальными наблюдавшимися значениями началь-
ной проницаемости. Результаты сравнения приведены на фиг. 605 и хорошо
согласуются с теорией [761]. Теория, очевидно, перестает быть справедливой
при X, = 0.
Начальную восприимчивость можно также рассчитать для вещества,
подвергнутого однородному растяжению [448, 530]. При растяжении нике-
левого образца магнитоупругая энергия
Ев = Xga sin2 О,
и так как Xs < 0, то минимальная энергия соответствует 0 = 90°, т. е.
ориентации векторов намагниченности доменов перпендикулярно к оси рас-
2) Для отожженного железа но может быть значительно выше.—Прим. ред.
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
651
тяжения. Поле, параллельное этой оси, вызывает поворот векторов намаг-
ниченности доменов. Начальную восприимчивость можно рассчитать так
же, как и в рассмотренном выше случае б, с заменой sin60 на 1. Расчет
дает
«» = <• , (18.20>
или
u -1- Bl 1
1-- 12лХ8 а *
Для никеля отношение B®/12itks = 2,9-1010. Если напряжения выражен-
ии в кг/мм2, то отсюда
, 290
Р’о—1=—•
Теоретические и экспериментальные данные хорошо согласуются при
достаточно большой величине натяжения, когда влияние остаточных внут-
ренних . напряжений сравнительно мало. Соответствующие эксперименталь-
ные данные приведены на фиг. 569.
Измерения у.о при растяжении проводились также Шарффом [829] при
различных температурах вплоть до точки Кюри. Вблизи точки Кюри теоре-
тические результаты отличаются от экспериментальных на множитель по-
рядка 3. Однако постоянная ks не была определена для того же образца,
для которого измерялось ц0, так что отклонения экспериментальных данных
от теоретических нельзя считать установленным.
Коэрцитивная сила. Первая современная теория магнитного гистерезиса
связывала это явление с градиентами внутренних напряжений dajdx
в веществе и давала выражение коэрцитивной силы Нс через dc/dH, ks, lt
ъ 80. Расчет был произведен Ковдорским [958, 1041] по следующей схеме.
Рассмотрим граничный слой между антипараллельными доменами, подверг-
нутый напряжению а с градиентом da/dx, причем будем считать значения а
и do/dx практически постоянными по толщине достаточно узкого граничного
слоя. При перемещении границы с площадью А ра расстояние dx под дей-
ствием приложенного поля происходит изменение энергии граничного слоя,
•компенсируемое изменением энергии доменов в магнитном поле. Приравни-
нивая выражения для обеих энергий, получаем
A dew = HIS (cos 02 — cos 0Х) A dx.
Для 180-градусной границы cos02=l, cos0x=—1, так что
If _ 1
2/g dx *
Поскольку изменение энергии граничного слоя обусловлено лишь напряже-
ниями, мы можем использовать приведенное выше выражение для энергии
граничного слоя толщиной 80:
== •
Коэрцитивная сила представляет собой поле, необходимое для смещения
границы при максимальном значении градиента. Таким образом, искомое
выражение для коэрцитивной силы, выраженной через максимум градиента
напряжения, имеет вид
В действительности напряжение а и градиент d^Jdx могут заметно
меняться по толщине граничного слоя. Влияние неоднородных напряжений,
локализованных в областях, малых по сравнению с толщиной граничного
652
ГЛАВА XVIII
слоя, было рассмотрено Керстеном [1041]. Если изменение Да локализован-
ных напряжений имеет место на расстоянии I < 80, то согласно Керстенут
(18.22)
18 °0
Для I ш 80 Керстен нашел, что
(18.23)
*8
Расстояние х —
Фиг. 797. Положения равновесия доменных
границ в веществе, в котором напряжения от
точки к точке меняются.
а—положение при исходном (размагниченном) состоянии;
б—положение при критическом поле.
Фиг. 798. Положения, соответствующие минималь-
ной энергии границ, в веществе с внутренними на-
пряжениями.
Если изменение локальных напряжений равно по амплитуде внутренним:
напряжениям аг, то последнее выражение принимает вид:
гг
п с т
*s
Ниже мы увидим, что эти
формулы основаны на весьма не-
полной картине явлений.
В веществе с сильными внут-
ренними напряжениями можно
представить напряжение как
функцию координат (фиг. 797).
При размагниченном состоянии
образца граничный слой прохо-
дит через области с нулевым
значением градиента напряже-
ний (положение а нафиг. 797);
с увеличением поля граничный
слой смещается до тех пор, пока градиент не становится достаточно большим,
чтобы воспрепятствовать дальнейшему перемещению, т. е. пока «подъем»
не станет «слишком крутым». Наибольщая величина поля, необходимого для
смещения граничного слоя, соответствует наибольшему значению градиента
(положение б на фиг. 797).
Другая схема, иллюст-
рирующая процесс смещения
границы, показана нафиг.798,.
где области максимальных на-
пряжений («возвышения») ок-
ружены «горизонталями», и
указано два положения гра-
ницы. Правое положение
(пунктирная линия) достигну-
то после того, как нарастаю-
щее поле переместило грани-
цу через одну из «возвышен-
ностей». Фиг. 798 выявляет
одну из трудностей теории на-
пряжений: если граница
искривлена указанным обра-
зом и положение ее зависит
от формы поверхности рав-
ных напряжений, то намагни-
ченность по обе стороны от
границы должна менять свое
направление от точки к точ-
ке. Это должно приводить к образованию магнитных зарядов, связанных
с появлением значительной энергии, не учитываемой в рассматриваемой тео-
рии. Другие трудности этой теории будут рассмотрены ниже.
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
653
В 1943 г. Керстен [1372, 1373, 1558] опубликовал свою теорию включений,
в которой учитывается изменение энергии граничного слоя за счет изменения
площади границ, а не энергии, приходящейся. на единицу площади границы.
Такая схема поясняется фиг. 799, где немагнитные включения представляют
собой сферические частицы диаметром d, расположенные в простой кубической
пространственной решетке с периодом S2. При перемещении границы из поло-
жения а в положение б площадь граничных слоев возрастает в отношении
при этом можно подсчитать величину поля, необходимого для соот-
ветствующего увеличения энергии гра-
ничных слоев. Граничный слой, подобно
мыльной пленке, стремится максимально
уменьшить свою поверхность; поэтому
он проходит через включения, занимая по-
ложения а и б, как показано на фиг. 799,
-если только поле не смещает его из этих
положений. Если поле достаточно для сме-
щения граничного слоя до полного выхода
из соприкосновения с частицами включе-
ний, то слой движется далее свободно,
пока не достигнет следующей линии вклю-
чений.
Вывод выражения для коэрцитивной
силы, которая в данной модели представ-
ляет собой поле, необходимое для переме-
щения граничного слоя из положения а в
положение б (фиг. 799), производится мето-
дом, аналогичным примененному в теории
напряжений, с той разницей, что измене-
ние энергии Adew заменяется на d{Ae^—e^A, поскольку теперь ew постоян-
но, а меняется А.
Расчет приводит к формуле
TJ dA
с 2ISA ~dx ’
или, выражая А через Аг и d (см. фиг. 799),
ГГ вуз d
"‘'7ГЛ| •
Величину ew можно выразить через толщину граничного слоя, опреде-
ляемую в этом случае постоянной магнитной анизотропии (при большом К),
а не внутренними напряжениями (которые считаются пренебрежимо малы-
ми). Тогда
f-f d
с~ Is Al
Если обозначить через а относительный объем, занимаемый немагнит-
ными включениями, то, согласно Керстену,
(18.24)
если d > 80.
Полученное соотношение сравнивалось с экспериментальными данными
для железа, содержащего углерод. Предполагая, что углерод содержится
в виде соединения Fe3C, представляющего собой, по существу, неферромаг-
нитное вещество, и принимая d=2O8o, Керстен нашел хорошее согласие теории
с экспериментальными данными Кестера [480], как видно из фиг. 800.
а б в
Фиг. 799. Схема к теории включе-
ний Керстена.
Полости, или включения, изменяют пло-
щадь границ.
654
ГЛАВА XVIII
Как показал Неель [1411], теория включений обладает теми же недо;
статками, что и теория напряжений,—в ней не учитывается энергия, связан-
ная с магнитными зарядами1).
В теории Нееля устанавливается, что на поверхности немагнитных вклю-
чений в модели Керстена появляются магнитные заряды и подсчитывается
величина энергии, связанной с их появлением. Разность энергий для двух
положений граничного слоя (см. фиг. 799) при учете энергии магнитных заря-
дов оказывается приблизительно в 100 раз больше энергии граничного слоя
в случае наличия включений диаметром
10~« еле [1411].
В развитой позже более общей теории
коэрцитивной силы Неель [1472] попы-
тался рассчитать флуктуации направления
намагниченности, обусловленные колеба-
Фиг. 801 < Зависимость коэрцитив-
ной силы от относительного объема
включений.
Сплошная кривая—теоретическая (по Нее-
лю). По оси абсцисс отложен относительный
объем напряженных участков.
Фиг. 800. Теоретическая (кривые)
и экспериментальная (точки) зависи-
мость коэрцитивной силы от г содер-
жания включений цементита.
Теория согласуется с экспериментом для
частиц с диаметром, который приблизительно
в 20 раз больше толщины граничного слоя.
ниями упругих напряжений, и флуктуации [величины намагниченности,
вызываемые немагнитными включениями. Наличие флуктуаций обоих типов
приводит к появлению распределенных в веществе магнитных зарядов,
которым будет соответствовать определенная энергия, в значительной степени
определяющая положение границ доменов и их перемещение при появлении
поля. Для веществ типа железа большая часть энергии связана с немагнит-
ными включениями. Для никеля, обладающего меньшей магнитной анизотро-
пией и большей магнитострикцией, энергия обусловлена главным образом
флуктуациями напряжений. Для этих случаев получены следующие выражения:
для железа
Не = 360а + 2,1 V,
для никеля
Яс = 97а + 330 о.
Здесь, как и прежде, а—относительный объем, занимаемый включениями,
a v—относительный объем участков вещества, подвергаемых сильным возму-
щающим напряжениям
*) На это же независимо указал Ковдорский [ДАН СССР, 63, 507 (1948); 68, 371
(1949)]. Он же впервые отметил роль магнитных зарядов в образовании доменной структуры
вокруг включений [ЖЭТФ, 10, 420 (1940)].—Прим- ред.
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
655
Для с. принята величина 3-10® дина! см2, которая считается типичной
для вещества с сильными напряжениями. Величины коэффициентов перед а и
v показывают преимущественное влияние напряжений в никеле и включений
в железе. Относительный объем и трудно определить экспериментально, однако
коэффициент, стоящий перед v, повидимому, имеет правильный порядок
величины. Для железа сравнение с экспериментом произвести легче; резуль-
таты сравнения приведены на фиг. 801, где использованы данные, собранные
Керстеном. Сплошная прямая проведена в соответствии с теорией: она очень
хорошо согласуется с экспериментальными данными. Более подробное рас-
смотрение теории Нееля читатель найдет в его работе [1472] и в последующих
статьях [1651, 1652]. Общие выражения, частными случаями которых являются
приведенные выше, имеют вид
я l?05vXggi Г! 39 + lg Z^g/jW2] , (18.25)
1 s L \ / J
^c^§f[o,39-l-lg(^)1/2], (18.26)
где приняты обычные обозначения (К—константа магнитной анизотропии).
В настоящее время считают, что коэрцитивная сила тесно связана с неко-
торыми видами неоднородностей вещества, однако конкретная природа этих
неоднородностей и точное соотношение между Не и их величиной неизвестны.
Фиг. 802. Доменная структура вокруг полости до и после отрыва гра-
ницы клиновидного домена, связанного с полостью, от перемещающейся
границы.
Иллюстрацией влияния видимой неоднородности на смещение границ могут
служить порошковые фигуры на фиг. 802, взятые из работы Вильямса и Шок-
лея [1668]. При прохождении основной границы доменов мимо полости,
видимой на фиг. 802, вокруг этой полости образуется доменная структура,
как указано на фигуре. При дальнейшем перемещении основной границы под
действием приложенного поля, границы маленьких доменов, примыкающих
656
ГЛАВА XVIII
к полости, становятся все больше и больше, пока внезапно не отрываются
от основной границы; вокруг полости устанавливается новая доменная струк-
тура, £ основная граница выпрямляется.
Задерживающее действие неоднородности на движение основной границы
влияет, очевидно, на величину поля, необходимого для осуществления этого
движения в окрестности неоднородности. Подобным же образом и другие
неоднородности, большие и малые, сказываются на смещении других границ
и определяют коэрцитивную силу.
Мелкие частицы. За последние несколько лет ряд исследователей незави-
симо друг от друга показали, что порошки, содержащие достаточно мелкие
частицу, обладают большой коэрцитивной силой. В таких частицах не обра-
зуется границ, так что обычный механизм намагничивания за счет смещения
границ не может иметь места. Поэтому изменение намагниченности в данном
случае может происходить лишь за счет процесса вращения, который имеет
место главным образом в сильных полях. Гийо [1359] первый заметил, что
коэрцитивная сила соединения MnBi увеличивается при уменьшении раз-
меров частиц и достигает значения 12 000 эрстед (для i/fc) для частиц диа-
метром 3-10~4 см. Он показал, что коэрцитивная сила тем больше, чем силь-
нее магнитная анизотропия вещества. Неель [1500, 1501], а также Стонер
и Вольфарт [1570] теоретически показали, что большую коэрцитивную силу
следует ожидать у частиц, обладающих либо сильной магнитной анизотро-
пией, либо значительной анизотропией формы (сильно отклоняющихся от сфе-
рической формы).
Этим работам предшествовала мало известная статья Антик и Кубышкиной
[687], где указывалось, что согласно теории Акулова, коэрцитивная сила
и потери на гистерезис для малых частиц должны зависеть от магнитной анизо-
тропии. Антик и Кубышкина экспериментально установили, что для амаль-
гамы железа потери на гистерезис пропорциональны постоянной магнитной
анизотропии в согласии с теорией. Френкель и Дорфман [464] также еще
в 1930 г. показали, что частицы достаточно малых размеров должны предста-
влять собой целые домены. В 1935 г. Готтшальк [790] нашел, что коэрцитивная
сила магнетита увеличивается при уменьшении размера частиц. Вскоре после
этого Дин и Девис [1258] изготовили постоянный магнит из спрессованного
мелкого порошка железа и других металлов (порошки получались электро-
литическим осаждением металлов на ртутный электрод).
В 1946 г. Киттель [1467] независимо от предыдущих исследований показал
из энергетических соображений, что мелкие частицы так же, как и тонкие
пленки и проволоки, должны представлять собой отдельные домены и обла-
дать большой коэрцитивной силой. Энергетические соотношения для подоб-
ных доменных структур можно иллюстрировать с помощью схемы, предста-
вленной на фиг. 803. Куб а с ребром I представляет собой отдельный домен
с полюсами на противоположных гранях. Куб б состоит из четырех доменов,
намагниченных параллельно направлениям легкого намагничивания кристалла
(кубического) и ориентированных так, что они образуют замкнутый магнит-
ный контур и не имеют магнитных полюсов. Магнитная энергия зарядов для
куба а составляет
р 13_Ndllls _2*lll3
— 2 ~ 3 ’
где размагничивающий фактор Nd принят равным 4it/3. Энергия граничных
слоев для куба б равна
2V2ewl*.
Эти энергии равны между собой, если ребро куба
/ ______________________________3 2
°~ nil ’
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
657
При/</0 однодоменной структуре частицы соответствует меньшая энер-
гия, поэтому такая структура устойчива; при Z>/0 частица будет содержать
несколько доменов, т. е. будет иметь место многодоменная структура, как
и в сплошном материале. Для железа можно принять ew*2 эрг/см2, 1700,
откуда критические размеры частицы /о^10"6 см. Такая оценка является,
конечно, очень приближенной, и схему, приведенную на фиг. 803, не следует
понимать слишком буквально. В действительности, вблизи /=/0 граничный
слой может иметь толщину того же порядка, что и размеры доменов, и, следо-
вательно, границы не будут так резко выражены, как показано на фигуре.
Однако более детальный анализ [1500, 1549,. 1570] также основан на ряде
приближений и приводит приблизительно к тому же результату1).
Фиг. 303. Две возможные конфигурации доменов в мелких
частицах.
а—очень мелкие частицы; б—крупные частицы.
Для железа Ei=E% при А^10“в см.
Стонер и Вольфарт [1570] рассмотрели три вида анизотропии: 1) магнит-
ную анизотропию кристалла, 2) анизотропию формы, 3) анизотропию напря-
жений. Они нашли выражения для начальной магнитной проницаемости, оста-
точной намагниченности и коэрцитивной силы частиц, с размерами меньше
критических. Можно непосредственно убедиться в том, что для большинства
веществ, например для железа, коэрцитивная сила принимает наибольшее зна-
чение, если имеет место анизотропия формы, так как в этом случае разность
энергий при намагничивании в различных направлениях имеет наибольшее
значение. Если принять, что частицы представляют собой эллипсоиды враще-
ния с размагничивающими факторами Na и Nb в направлении длинной и корот-
кой осей, то для разности энергий при намагничивании в этих двух напра-
влениях получается выражение
р ’ _ (Nb-NJ П
ср~ 2 ’
что дает в предельном случае длинного тонкого эллипсоида
£Р = Ч8.
Соответствующее выражение для наибольшей разности энергий в раз-
личных направлениях при кристаллографической магнитной анизотропии
в случае кубического кристалла имеет вид
/3 ’
х) Теория однодоменной структуры и коэрцитивной силы мелкодисперсных систем
дана в работах Кондорского [Е. И. Ковдорский, Изв. АН СССР, сер. физ., № 4
(1952)].— Прим, ред.
42 р. Бозорт
658
ГЛАВА XVIH
а для магнитной анизотропии, вызванной напряжением,
р _______________________________ЗХ8о
с’~ 2 ’
Учитывая экспериментально полученные значения 78, К, Х8 и а для
железа, найдем, что Ер > Ек^> Ел, где принято а = 2-108 для вещества,
подвергнутого действию сильных напряжений.
Наиболее подробные расчеты магнитных величин проведены Стонером
и Вольфартом для случая, когда имеет место анизотропия формы. Коэр-
цитивная сила (для 7 = 0) меняется в зависимости от ориентации эллипсоида
от 0 до (7Vb — TVJ/j1) и для системы беспорядочно ориентированных эллип-
соидов равна
/7С = 0,479 (АГь—7Уа)78.
Начальная магнитная проницаемость и остаточная намагниченность
для такой системы соответственно составляют
_ 1 । 8”
7 =— .
‘г 2 •
(Остаточная намагниченность 7Г и намагниченность насыщения 7, относятся
к материалу самих частиц.) Приближенно справедливо соотношение
Яс = -^.
Аналогичные соотношения справедливы и в случаях, когда присут-
ствует кристаллографическая анизотропия и анизотропия, вызванная на-
пряжениями, с той разницей, что при этом Нс выражается через К — кон-
станту магнитной анизотропии или через Х8а — произведение магнитострикции
насыщения на напряжение. Для одноосного кристалла типа кобальта
„ 0.96К
Яс = —.
Для кубического кристалла типа железа при сферической форме частиц
и направлении легкого намагничивания вдоль осей куба для наибольшей
коэрцитивной силы получается выражение
„ _ 2К
/ •
* 8
Для системы таких частиц, беспорядочно ориентированных, Неель
[1500] нашел, что
„ 0.64К
//с г •
*8
При напряжении, вызывающем растяжение вдоль одного направления,
и при отсутствии анизотропии формы и кристаллографической анизотро-
пии [1570].
„ _ 1,44М
с ~ ls *
Во всех предыдущих расчетах силы магнитного взаимодействия частиц
не учитывались.
Значения коэрцитивной силы, измеренные Вейлем [1590], для порошков
железа превышали 1000 эрстед. За счет влияния магнитной анизотропии
можно отнести лишь часть величины коэрцитивной силы, а именно 0,62 К778=»
*) Еще ранее на зависимость коэрцитивной силы от-формы для однодоменных частиц
указывал Ковдорский [Е. И. Ковдорский, ЖЭТФ, 10,420 (1940)].—Прим. ред.
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
659
^150 эрстед при беспорядочной ориентации частиц и 2 K//s^490 эрстед
при их благоприятной ориентации. Наблюдаемые гораздо большие значения
коэрцитивной силы следует приписать влиянию анизотропии формы,
в результате которого, как следует из теории, коэрцитивная сила может дости-
гать значений до 0,479 »2к/я=5200 эрстед для длинных тонких беспорядочно
ориентированных частиц. Вейль приводит также величину коэрцитивной
силы для железо-кобальтовых сплавов (1200 эрстед), кобальта (500 эрстед)
и никеля (200 эрстед).
Стонер и Вольфарт, а также Неель [1502] выдвинули предположение, что
большая коэрцитивная сила веществ, применяемых в качестве постоянных
Сплав
Алнико 5
Кунико
25%Ni-72%Al-5S%Fe
23%Ni-72%Al-65%Fe
Викаллой 1
Ремаллой
Викаллой 1 ленточный
Сталь с большим
содержанием Со
Сталь с малым
содержанием Со
Инструментальная
J сталь
(B-H)s
12000
14150
7900
10700
13000
12440
14540
5250
18040
15400
17850
Твердость
по Роквеллу С
47
50
49
33
58
63
63
Фиг. 804. Магнитострикция насыщения некоторых материалов для постоянных
магнитов.
Как видно из схемы, пропорциональность между Нс и Xs отсутствует.
магнитов (например, алнико), может быть обусловлена анизотропией мелких
выделений или отдельных магнитных областей внутри вещества’). Теория напря-
жений, согласно которой /7с^Х,о{//8, не может объяснить коэрцитивной силы
этих веществ, так как Негбит [ 1718] показал, что коэрцитивная сила достигает
400 эрстед в материалах, у которых X, практически равна нулю (см. гл. XIII).
На фиг. 804 показаны значения Xs и Нс для некоторых материалов, применяе-
мых для постоянных магнитов.
При сильно выраженной кристаллографической магнитной анизотропии,
как, например, в соединении MnBi, коэрцитивная сила мелких частиц еще может
быть отнесена за счет этой анизотропии. Но для некоторых веществ объяснить
высокую коэрцитивную силу можно, повидимому, только влиянием анизотропии
формы. Было высказано предположение [1541], что анизотропия формы играет
основную роль и в нержавеющей стали марки 18-8, которая становится маг-
нитной, лишь когда под действием закалки происходит выделение новой фазы.
1 Подобное объяснение высокой коэрцитивной силы в сплавах для постоянных магни-
тов предложил независимо Я. С. Шур.—Прим. ред. е.
42»
650
ГЛАВА XVIII
Температурная зависимость коэрцитивной силы дает некоторые указания
на характер анизотропии. При кристаллографической магнитной анизотро-
пии следует ожидать резкого уменьшения коэрцитивной chji^i Нс с темпера-
турой, если константа магнитной анизотропии К. быстро убывает в том же
интервале температур. При анизотропии формы следует ожидать более слабой
зависимости Не от температуры. Результаты экспериментов подобного рода,
проведенных Вейлем и Марфуром [1514], показаны на фиг. 805. Они приво-
дят к выводу [1500, 1514], что влиянием кристаллографической магнитной
анизотропии можно объяснить большую часть коэрцитивной силы образцов
порошков никеля, но не всю ее величину. Аналогичный ход зависимости
Нс от Т для дисперсионно-твердеющих сплавов наблюдал Герлах [1492].
Его данные показывают, что коэрцитивная сила этих материалов может быть
обусловлена магнитной анизотропией мелких частиц, выделившихся в сплаве1).
Фиг. 805. Зависимость коэрцитивной силы порошка никеля
от температуры.
Порошок получен восстановлением соли никеля при температурах 370, 350,
250 и 200° С и отжигом соответственно при температурах 500, 400, 400 и
350° С. Для сравнения показана также температурная зависимость кон-
станты магнитной анизотропии.
Дополнительные данные о температурной зависимости коэрцитивной
силы были получены Гальтом [1703] в опытах с мелкими частицами 68-пер-
маллоя—вещества, которое в сплошном виде, как известно, обладает очень
малой магнитной анизотропией (см. фиг. 541). Кривая температурной зависи-
мости для этого вещества обнаруживает характерный рост с уменьшением
температуры, подтверждая, таким образом, -вывод о том, что основную роль
в этом случае играет не магнитная анизотропия, а иные факторы.
Берто [1607] экспериментально показал, что частицы железа различной
формы, полученные из муравьинокислого железа восстановлением при раз-
личных температурах, обладают наибольшей коэрцитивной силой при диа-
метре частиц порядка 150 А; при дальнейшем уменьшении размеров частиц
коэрцитивная сила стремится к нулю. Неель [1653] показал теоретически,
что если размеры частиц становятся меньше определенных критических раз-
меров, то коэрцитивная сила уменьшается вследствие теплового движения
в малых частицах, которое препятствует существованию устойчивой спонтан-
ной намагниченности. Расчеты показывают, что для железа при комнатной
температуре этот критический размер имеет величину порядка 160 А, что
хорошо согласуется с данными Берто. При понижении температуры критические
размеры уменьшаются, так что коэрцитивная сила частиц с размерами меньше
критических резко возрастает. Указанный вывод согласуется с данными,
приведенными на фиг. 805, а также с дополнительными экспериментальными
1 Температурную зависимость коэрцитивной силы сплавов для постоянных магнитов
изучали Булгаков [ДАН СССР, 69, 627 (1949)] и Шур и Баранова [ДАН СССР, 74, 225
(1950)].—ZJpujw. ред.
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
661
данными, полученными Вейлем [1669] для порошка никеля с частицами раз-
мером’около 60 к. Аналогичные соображения были независимо выдвинуты
Экштейном и Джильбертом [1696].
Кениг [1469] нашел, что частицы размером всего 10—12 А (т. е. четыре
атомных диаметра) являются еще ферромагнитными. Это было обнаружено
в опытах по вращению плоскости поляризации света. Оно достигает
7 • 106 град!см для «толстых» пленок и значительно меньше этого значения
при приближении к критическим размерам*).
Геометрия доменов. Порошковые фигуры, показывающие границы доме-
нов, были уже описаны в гл'. XI; там же отмечалось, что простые структуры
доменов легко объяснить, рассматривая их с энергетической точки зрения.
Доменная структура нёнамагниченного вещества теоретически рассматрива-
лась в работах Нееля [1412] и Лифшица [1409]. Вильямс и др. [1667] дополнили
эти исследования, сравнив свои экспериментальные данные с теорией.
Подлежащие расчету виды энергии иллюстрируются схемой на фиг. 806.
На фиг. 806, а представлен отдельный домен вещества типа железа. Вектор
намагниченности домена направлен вверх, так что магнитные полюса распо-
ложены вверху и внизу. Энергия магнитных зарядов уменьшится, если домен
разделится на два домена и появится граничный слой, как показано на
Фиг. 806. Возможные доменные структуры.
Изолированному домену а соответствует большая магнитная энергия; при переходе и
конфигурациям б, в, а магнитная энергия становится все меньше. Конфигурация а соот-
ветствует действительно наблюдаемой доменной структуре.
фиг. 806, б. При разделении добавляется энергия, связанная с граничным
слоем, однако полная энергия понижается, если только размеры частицы
не очень малы. При дальнейшем дроблении доменов возможно еще большее
уменьшение полной энергии (фиг. 806, в). При этом возрастает магнитоупру-
гая энергия, так как верхний и нижний домены удлиняются вследствие магнито-
стрикции в направлении намагниченности, вызывая появление напряжений
в образце. Магнитострикция будет меньше при дроблении доменов (фиг. 806, г);
этот процесс энергетически выгоден да тех пор, пока увеличение энергии гра-
ничных слоев не станет равно уменьшению магнитоупругой энергии. Домен-
ная структура такого типа наблюдалась с помощью порошковых фигур
(см. фиг. 507) на поверхностях, параллельных плоскостям (100).
Наиболее устойчивая доменная структура соответствует минимуму суммы
трех видов энергии:
1) энергии магнитных зарядов;
2) магнитоупругой энергии;
3) энергии граничных слоев.
Расчет величин энергии каждого вида был произведен [1667] для трех
структур, подобных изображенным на фиг. 505, б. На фиг. 807 схематически
1 Как показал Вонсовский [см. С. В. Вонсовский, Современное учение о магне-
тизме, М.—Л., 1952], исчезновение ферромагнетизма при уменьшении размеро-в частиц
ниже критического вытекает из основ квантовой теории.—Прим, ред,-
662
ГЛАВА XVIII
показана одна из структур, наблюдаемая вблизи поверхности. Магнитный
поток в одном из доменов проходит вдоль направления легкого намагничива-
ния, указанного пунктирными стрелками. В том месте, где он пересекается
с поверхностью, образуются положительные (северные) магнитные заряды.
Фиг. 807. Схема, иллюстрирующая объяснение «ветвления»
порошковых фигур.
Прямые на боковых поверхностях—следы плоскостей(ЮО).
Если магнитный' поток, выходя в воздух, как показано на фигуре, входит
обратно в кристалл в соседнем домене, то в этом месте образуются отрицатель-
ные (южные) магнитные заряды. Магнитная энергия зарядов довольно велика;
она уменьшится, если магнитный поток в поперечном направлении будет про-
Ф и г. 808. Доменная структура вокруг полостей в кристалле.
а и б—порошковые фигуры, полученные экспериментально; «(/)—схема для прямоугольной
полости; в (2)—образование доменов по Неелю. На схеме показано распределенье магнитных
зарядов по поверхности клиновидных доменов.
ходить по оси легкого намагничивания вдоль «ответвления», как показано
на фигуре. Было установлено, что для наблюдаемых структур сумма энергии
границ «ответвления» и энергии магнитных зарядов минимальна. Эксперименты
подтвердили вытекающее из теории изменение относительной площади, зани-
маемой ответвлениями, при изменении угла между поверхностью и кристал-
лографической плоскостью (100).
СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ
663
Проверить теорию можно также, изучая порошковые фигуры вокруг
отверстий и включений в веществе (см., например, фиг. 808) [ 1667]. Неель [1411]
рассмотрел этот вопрос теоретически еще до того, как были произведены какие-
либо наблюдения. Результаты, полученные при изучении формы порошковых
фигур, дали поразительные подтверждения предсказаниям Нееля. Предста-
вим себе полость в домене, как показано на фиг. 808, в (/). На поверхностях
этой полости, перпендикулярных к направлению намагниченности, будут
сосредоточены магнитные заряды. Энергию, связанную с их появлением, можно
подсчитать. Если образуется доменная структура, показанная на фиг. 808, в (2),
то на поверхности полости магнитных зарядов не будет; заряды в этом слу-
чае будут распределены по границам доменов (N и S на фигуре). Размеры
маленького домена, образующегося около включения, можно определить
из условия минимума полной энергии—энергии магнитных зарядов и энергии
границ. Расчеты для полости диаметром 0,001 см дают для отношения длины
домена к ширине значение 100; экспериментальное значение составляет около
40, что довольно хорошо согласуется с теорией. Подробности расчетов можно
найти в статье [1667].
Проверкой теории может являться также расчет расстояния между
границами доменов при структуре, показанной на фиг. 806, г. Как отме-
чалось выше, основными видами энергии, играющими роль при образовании
такой структуры, являются магнитоупругая энергия и энергия граничных
слоев. Первая, отнесенная к единице объема «замыкающих» доменов, равна
р ______________________________ £iooMoi>
-----2 *
Для кремнистого железа модуль упругости равен £1ПП= 1,2-1018 дина/см*
[1447]. Магнитострикция насыщения в направлении [100] Х1П0 равна 24-10"®
[1505]; энергия ew граничного слоя составляет около 1 эргIсм2. Относи-
тельный объем «замыкающих» доменов (отношение их объема к объему
всего кристалла) в случае структуры, изображенной на фиг. 806, г, при
длине доменов L и ширине их D составляет
а площадь границ всех доменов, отнесенная к объему кристалла,
А_ L + (2,'2-l)D
LD
Плотность энергии, складывающейся из магнитоупругой и граничной
энергий, равна
E = VCE, + Aew.
Эта энергия имеет минимум при условии
DL_1/a = 2 («k_V/s == 0,08.
'ЧОО ч £юо 7
Найденный результат можно сравнить с данными, полученными при изуче-
нии доменных структур с помощью порошковых фигур. В случае струк-
туры, показанной на фиг. 507, L = 0,22 см и D = 0,05 см. Подставляя это
значение L в приведенную выше формулу, получаем D 0,04 см.
Таким образом, теория согласуется с опытом даже лучше, чем можно
было бы ожидать, если принять во внимание приближенный характер
расчета.
ГЛАВА XIX
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
ОСНОВНЫЕ СООТНОШЕНИЯ
Н
Прежде чем приступить к обзору методов получения и измерения маг-
нитных полей и методов измерения намагниченности желательно рассмотреть
соотношения, используемые для расчета магнитных полей, создаваемых маг-
нитами и электрическими токами, и сил, действующих на магниты и токи
в этих полях.
Магнитные поля и силы, действующие на магниты и токи, будут рас-
смотрены в следующем порядке:
а) магнитные поля постоянных магнитов;
б) магнитные поля электрических токов;
в) сила, испытываемая магнитом в магнитном поле;
г) сила, испытываемая током в магнитном поле;
д) электродвижущая сила индукции.
Магнитное поле постоянного магнита. Рассмотрим стержневой магнит MS
(Фиг. 809) с магнитными зарядами на полюсах т и расстоянием между ними,
равным I, и, следовательно, с магнитным
моментом М-ml. Учитывая, что напряжен-
ность поля точечного магнитного заряда об-
ратно пропорциональна квадрату расстояния
d от полюса1)
Я = ^, (19.1)
и складывая (векторно) поля от обоих заря-
дов, можно показать, что напряженность
поля на расстоянии г от центра магнита
(в тех случаях, когда г велико по сравне-
нию с /) выражается формулой
Я = -^-(1 +3 cos26)1/a. .
Фиг. 809. Схема, поясняющая
определение направления поля
в точке Р.
Здесь 6 —угол между осью магнита NS и Прямой ОР, проведенной из
центра магнита в точку Р, для которой рассчитывается поле. Направление
напряженности поля Н в точке Р определяется углом ср, который образует
вектор Н с прямой ОР; этот угол определяется условием
2tg<p = tge.
Отсюда следует, что направление И совпадает с прямой DP, получаемой
при помощи следующего построения: на ОР отсекается отрезок ОС, равный
х/3 ОР, и из конца его С восстанавливается перпендикуляр до пересечения
с продолжением оси SN в точке D.
т) Записанный в такой форме закон строго справедлив только для пустоты, однако
поправку на проницаемость воздуха можно практически не учитывать. В общем случае,
когда точечный магнитный заряд находится в среде с проницаемостью р., выражение (19.1)
приобретает вид
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
665
Важными частными случаями являются положения точки Р на продол-
жении оси магнита (9 = 0) (первое гауссово положение) и на оси симметрии
(9 = 90°) (второе гауссово положение). В этих двух случаях абсолютные
значения напряженности поля равны соответственно
Если два магнита расположены так, что их, разноименные полюсы почти
соприкасаются и расстояние d между этими полюсами мало по сравнению
с поперечником торцевой поверхности, сила притяжения может достигнуть
весьма большой величины. Величина этой силы
АН2
8л
пропорциональна площади поверхности Л и не зависит от расстояния
между полюсами, пока оно мало. Напряженность поля в зазоре при этом
численно равна индукции на поверхности материала В, т. е. справедлива
формула
_АВ*
— “8л *
Здесь, как и везде в настоящей главе, В выражается в гауссах,
Н — в эрстедах,
I — в амперах,
d — в сантиметрах,
f— в динах.
Магнитное поле электрического тока. Проще всего получить магнитное
поле заданной величины и направления с помощью длинного соленоида.
Поле внутри соленоида направлено вдоль его оси и связано с силой тока i
в обмотке формулой
где п — число витков на 1 см. В многослойных соленоидах со сравнитель-
но небольшим отношением длины к диаметру обмотки поле существенно
меняется по длине. Напряженность поля в точке, расположенной на оси
многослойного соленоида на расстоянии х от середины, определяется сле-
дующим выражением:
rr_4nnz Г l + x jfl + ss, I—X !„ « + Га~1
П КГ L 2(a—b) mb+si 2(а—Ь) 1П J '
Здесь 27 —длина, а и b—радиусы соответственно наружных и внутренних
обмоток, х — расстояние точки от середины катушки:
r^tP + U-x)*, sl = b2 + (l + xf,
r| = a2+(7 —х)2, s22 = a24-(/+x)2.
Для однослойного соленоида (p — b) формула упрощается:
_ 4ml Г 1 + х_______।______l—x I
“ 10 L 2 уа* + (1 + х)* + 2 /а2 + (/—х)а J ’
Если соленоид представляет собой замкнутое кольцо или тороид, то фор-
мула становится еще более простой:
тт 4nni
666
ГЛАВА XIX
В этом случае п представляет число витков на 1 см длины по среднему диа-
метру тороида. Для наружной и Внутренней сторон тороида числа п, конеч-
но, несколько различаются. Вектор напряженности поля, создаваемого
током, протекающим по длинному прямому проводу радиусом а, во всех
точках лежит в плоскости, перпендикулярной к оси провода. Величина поля
вне проводника убывает обратно пропорционально расстоянию от оси:
Поле внутри провода определяется формулой
и —
п ~ W2 ’
Для создания относительно однородного поля в значительном объеме
Гельмгольц предложил систему, состоящую из двух тонких катушек (ко-
лец), расположенных коаксиально в параллельных плоскостях так, что
расстояние между центрами катушек равно их радиусу а. Напряженность
поля в точке Р, находящейся на оси на расстоянии х от центра симмет-
рии системы
________!_______, 1 1
50 иа-яг1’
а в центре (х = 0)
Н=(-^-У = 0,899 — ,
k 55/а J а а
где N — общее число витков в двух катушках.
Применяются также катушки и иного вида. В каждом случае величи-
на и направление напряженности поля могут быть подсчитаны суммирова-
нием полей, создаваемых отдельными элементами тока. Ток I, протекаю-
щий в элементе провода dl, создает на расстоянии г поле
dH = ^ dl sin 9,
где 6 —угол между направлением тока и прямой, соединяющей элемент
провода dl с точкой, в которой измеряется поле.
Поле перпендикулярно как к dl, так и к направлению г.
Силы, действующие иа магнит в магнитном поле. На изолированный
магнитный полюс с зарядом т в поле с напряженностью Н действует сила
направленная вдоль поля. На магнит с моментом Af', помещенный в однород-
ное поле, действует крутящий момент, стремящийся повернуть его вокруг'
оси, перпендикулярной к вектору Н и прямой, соединяющей полюсы маг-
нита, и расположить магнит параллельно полю. Величина момента
где <р —угол между осью магнита (прямой, соединяющей его полюсы) и
направлением поля. Если магнит с моментом М' находится в точке Р по-
ля другого постоянного магнита с моментом М (сад. фиг. 809), то на пер-
вый будет действовать крутящий момент
L = ^r (1 +3cos8 ')l/asina.
Собственный период колебаний постоянного магнита, подвешенного
в магнитном поле, выражается следующей формулой:
’/2
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
667
где К —момент инерции относительно точки подвеса. Если, не меняя маг-
нитного момента, наложить грузы, увеличив этим момент инерциии колеб-
лющейся системы на некоторую известную величину k, то период колеба-
ний увеличится до величины Тг. Определив из наблюдений Т1г при помощи
соотношения
можно найти М или Н, если один из этих множителей известен.
В неоднородном магнитном поле постоянный магнит, кроме крутящего
момента, испытывает смещающую силу, так как силы, действующие на
полюсы, находящиеся в точках с неодинаковой напряженностью поля, бу-
дут различаться по величине и направлению.
Если М — момент постоянного магнита, a dHIdx—v^ajs^m поля, то
сила, действующая на магнит,
(19.3)
В том случае, если магнитный момент индуцируется самим полем и, следо-
вательно, равен
М = Iv = хЯо,
то на тело с объемом о действует сила
/ = (19.4)
Силы, действующие на ток в магнитном поле. В магнитном поле с на-
пряженностью Н элемент провода dl, в котором протекает ток I, испыты-
вает силу, перпендикулярную к току и полю и равную
f=±Hisin9dl, (19.5)
где в — угол между dl и Н. На этом принципе построены весы Коттона [43]
для измерения больших полей.
При прохождении токов в двух длинных прямых параллельных про-
водниках поле каждого из них взаимодействует с током в другом провод-
нике. При этом проводники притягиваются, если токи в них направлены
в одну сторону, и отталкиваются, если токи антипараллельны. Величина
силы, действующей на единицу длины проводника, выражается формулой
,_2U'
I ~ 100а ’
где а —расстояние между осями проводников. Величина силы измеряется
в динах.
Электродвижущая и магнитодвижущая силы. При всяком изменении
магнитного потока <р, пронизывающего контур, в последнем возникает
э. д. с. индукции, величина которой пропорциональна скорости изменения
потока dy/dt и числу N, показывающему, сколько раз поток охватывается
контуром. Так, например, если в железном стержне с сечением А, на
котором намотано N витков провода, происходит изменение индукции
В, то на концах обмотки возникает э. д. с., величина которой пропорцио-
нальна 10-8ЛМ и скорости изменения индукции в гаусс)сек.'.
E—10~8NA^. (19.6)
Изменение индукции В за определенное время, можно подсчитать путем
интегрирования:
В=108 С Д(Й.
j NA
(19.7)
668
ГЛАВА XIX
Магнитодвижущая сила вдоль некоторого замкнутого контура в маг-*
нитном поле определяется как линейный интеграл напряженности по это-
му контуру.
F — Н cos 0 dl,
где 0 — угол между элементом длины dl и направлением поля. По анало-
гии с электрическими цепями, в которых электродвижущая сила создает
ток I в цепи с сопротивлением R, магнитодвижущую силу F можно рас-
сматривать как причину, вызывающую магнитный поток <р в магнитной
цепи с магнитным сопротивлением 91. Для магнитной цепи или любого ее
участка справедливы следующие соотношения:
®==ВЛ, ^ = 4.
т цА
где А — сечение, I — длина и р. — проницаемость рассматриваемой части це-
пи. Магнитодвижущая сила, измеряемая вдоль линии, параллельйой Нг
выражается формулой
F = 9l<f = BA-^ = Hl.
т р-А
Из приведенных соотношений видно, что методы анализа электрических
цепей в основном применимы и к магнитным цепям, однако при следую-
щих существенных ограничениях: во-первых, р., как правило, зависит'от Н,
и, во-вторых, отношение проницаемостей железа и воздуха значительно
меньше отношения электропроводности' меди и воздуха. Магнитный поток
в замкнутой магнитной цепи можно выразить через магнитодвижущие си-
лы и магнитные сопротивления участков:
= F =______F____ _ F
сЯ сК1 + сйг+ • • • । I» I
HiAj РгЛз
Величину 1/р часто называют удельным магнитным сопротивлением, а ве-
личину 1/5S = рАЦ — магнитной проводимостью. Расчет потока в воздуш-
ных зазорах может быть выполнен точно только при малой их толщине,
в общем же случае он проводится приближенно; методы расчетов изложены
в соответствующих руководствах [1283,1355].
ОБЩИЕ МЕТОДЫ
Баллистические измерения на тороидах. Баллистический метод определе-
ния кривой намагничивания и петли гистерезиса образцов в виде тороидов
(или колец) во. многих случаях является наилучшим. Этот метод применялся
Роуландом в 1873 г.1).
Образец для баллистических измерений представляет собой кольцо,
толщина которого мала по сравнению с диаметром. На кольцо наматываются
две обмотки (фиг. 810). Вторичная обмотка S обычно состоит из большого числа
плотно уложенных -витков тонкой проволоки и соединяется с гальванометром
или флюксметром G. Первичная обмотка Р, присоединенная к источнику
питания, равномерно распределяется по длине образца. Схема первичной
цепи позволяет устанавливат! нужные значения силы тока, а также быстро
’ *) Этот метод был теоретически обоснован и использован для измерения кривой на-
магничивания А. Г. Столетовым в 1872 г.—Прим. ред.
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
669
изменять его величину или направление. Во вторичную цепь включена гра-
дуировочная катушка взаимоиндукции и ключ для шунтирования гальвано-
метра. Зная число витков в первичной обмотке, размеры катушки и-еилу тока,
измеряемого амперметром А, можно по формуле (19.2) рассчитать напря-
женность поля Н. При резком изменении магнитного поля Н изменяется
Фиг. 810. Схема, применяемая при измерении индукции
кольцевых образцов баллистическим методом.
индукция в образце, вследствие чего во вторичной обмотке S наводится э.д.с.»
вызывающая отклонение баллистического гальванометра. Отброс баллисти-
ческого гальванометра пропорционален $Edt, т. е. величине В [см. формулу
(19.7)1, при условии, что время импульса мало по сравнению с периодом соб-
ственных колебаний подвижной системы гальванометра. Ввиду того чтб при
использовании баллистического метода
всегда измеряется разность значений ин-
дукции, при измерениях необходимо знать
начальное магнитное состояние образца.
Обычно перед началом измерений образец
размагничивается, для чего его помещают
в сильное переменное поле, амплитуда ко-
торого постепенно снижается до нуля. Для
определения некоторой точки кривой на-
магничивания, например М (фиг. 811), ток,
соответствующий напряженности Hlf ком-
мутируется несколько раз при гальвано-
метре, замкнутом накоротко ключом S4
(см. фиг. 810), чтобы привести образец
в стабильное магнитное состояние. Затем
ключ S4 размыкается и регистрируется от-
брос гальванометра при изменении направ-
ления поля Нх на обратное. Происходящее
при этом изменение индукции 2В, можно легко подсчитать, определив пред-
варительно баллистическую постоянную путем градуировки. Так же
определяются и < остальные точки основной кривой.
' Для определения точки петли гистерезиса М несколько раз коммутируют
ток, вызывая этим изменение направления поля и соответствующее изменение
магнитного состояния (например, переход из состояния, соответствующего
точке М петли, в состояние, соответствующее точке М'), а затем резко изменяют
поле от до—Н2, регистрируют отклонение гальванометра и подсчитывают
соответствующее этому отклонению изменение индукции от ранее определен-
ного значения В-, разность дает значение индукции —В2 в точке N. Изменяя Н2,
можно получить требуемое количество точек петли.
670
ГЛАВА XIX
Градуировка производится выключением при помощи ключа S3 (см. фиг. 810)
известного тока, протекающего в первичной обмотке катушки взаимоиндук-
ции М, причем образец должен быть удален из измерительной катушки S-
Если при выключении тока i, текущего через измерительную катушку, имею-
щую N витков и соединенную последовательно с катушкой индуктивности
с коэффициентом взаимоиндукции, равным L генри, гальванометр отклонится
на 80 делений, то постоянная измерительной цепи К определится по формуле
Отклонение гальванометра 8, получаемое при измерениях, связано с изме-
нением потока, охватываемого измерительной катушкой, соотношением
Д<р = К8.
Для массовых испытаний тороидальные образцы мало пригодны, так как
для изготовления образца и обмотки его проводом требуется значительное
время. Однако существует несколько способов быстрого наложения витков.
При использовании для обмотки жесткой проволоки, способной сохранять
приданную ей форму, можно накладывать сразу по несколько витков и соеди-
нять их затем ртутными или штепсельными контактами. Кроме того, имеются
специальные машины, с помощью которых можно укладывать на замкнутое
кольцо свыше 25 витков в секунду.
Кольцевые образцы обычно применяются при измерениях в полях средней
силы. Проводить измерения в полях порядка 1000 эрстед этим способом уже
затруднительно, так как приходится либо прибегать к большому числу витков
в первичной обмотке, либо пропускать сильный намагничивающий ток; в этом
случае выделяющееся тепло может препятствовать измерениям. С другой
стороны, в слабых полях для обеспечения достаточно ^большого отклонения
гальванометра вторичная обмотка должна состоять из большого числа витков.
Выполнение такой обмотки сложно и не всегда допускается размерами образца.
Ниже будут рассмотрены методы измерений на переменном токе, при-
меняемые для исследований в весьма малых полях.
Цилиндрические образцы. Размагничивающий фактор. Баллистический
метод можно использовать также при измерении индукции образцов удлинен-
ной формы, как, например, стержней или цилиндров. Образец в этом случае
можно намагничивать в соленоиде, причем вторичная обмотка—измеритель-
ная катушка—надевается на среднюю часть образца. В этих условиях труднее
всего определить величину намагничивающего поля, так как при работе с образ-
цами незамкнутой формы поле соленоида искажается размагничивающим
полем концов образца. Поле, создаваемое самим образцом, называется раз-
магничивающим полем ДН. Оно приблизительно пропорционально намагни-
ченности образца. Это поле можно характеризовать величиной размагничиваю-
щего фактора N, Зависящего от отношения длины образца к его диаметру:
&H = NI.
Поле, действующее в середине образца, складывается из поля соленоида Но
и размагничивающего поля АН; заменяя / через 1/4тс(В—Н), получаем '
я=я0-А(В-я).
Ряд экспериментальных значений множителя N/4-к приведен в табл. 90 и на
фиг. 812а и 8126.
Отношение В/Но, т. е. отношение индукции в образце к напряженности
внешнего поля (например, поля соленоида) называется кажущейся прони-
цаемостью ((>.')•
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
671
В тех случаях, когда 1 /р много меньше единицы, для Определения истин-
ной проницаемости можно пользоваться следующей формулой:
J__ А
р. jiz 4тс
Связь истинной проницаемости р- с кажущейся проницаемостью и' для цилин-
дров с различным отношением их длины к диаметру (т) показана на фиг. 813
Фиг. 812а. Размагничивающие факторы эллипсоидов и цилиндров для т,
лежащих в интервале от 1 до 400.
а—сжатые эллипсоиды; б—вытянутые эллипсоиды. По оси абсцисс отложено т—отно-
шение длины большой оси к длине малой оси (для эллипсоидов) или длины к диаметру
(для цилиндров).
В цилиндрическом образце индукция распределена неравномерно: она
максимальна в средней части и убывает к концам. Только у образцов, имею-
щих форму эллипсоидов и находящихся в однородном поле, индукция одно-
родна по всему объему. Размагничивающий фактор эллипсоидов с заданным
отношением длин их трех осей можно точно рассчитать; для них можно опре-
делить также направление индукции. Приведенные кривые и таблицы были
даны Стонером [1442] и Осборном [1437]. Ниже приводятся формулы для
основных случаев: 1) вытянутого эллипсоида вращения (овоида), имеющего
одну большую полуось, отношение которой к малой равно т, и 2) сжатого
эллипсоида вращения (сфероида), имеющего одну малую полуось, отношение
672
ГЛАВА XIX
которой к большой равно Мт. В том и другом случае предполагается, что обра-
зец .намагничивается параллельно большой оси:
АГ __ 1 Г т2
4те - 2 [(т2—1)8/а
Ут2—1
arcsm ----
Величины 2V/4w при разных значениях т даны в табл. 90.
Фиг. 8126. Размагничивающие факторы эллипсоидов и цилиндров для т,
лежащих в интервале от 10 до 4000.
Обозначения те же, что и на фиг. 812а.
Метод ярма. Пермеаметры. В тех случаях, когда измеряемый образец
имеет форму прямого стержня, трубки или ленты, размагничивающее дей-
ствие концов может быть частично или полностью исключено применением
ярма, замыкающего магнитный поток между концами образца вне намагничи-
вающей катушки. Ярмо должно изготавливаться из материала с высокой
магнитной проницаемостью и иметь большее поперечное сечение. Применение
ярма позволяет производить измерение образцов с большим отношением
длины к диаметру с достаточной точностью. При испытании постоянных маг-
Таблица 90
Размагничивающие факторы Nfrn для цилиндров
и эллипсоидов, намагничиваемых параллельно
большой оси
т (длина/диа- метр) N/4 те
Цилиндры Вытянутые эллипсоиды Сжатые эллипсоиды
0 1,0 1,0 1,0
1 0,27 0,3333 0,3333
2 0,14 0,1735 0,2364
5 0,040 0,0558 0,1248
10 0,0172 0,0203 0,0696
20 0,00617 0,00675 0,0369
50 0,00129 0,00)44 0,01472
100 0,00036 0,000430 0,00776
200 0,000090 0,000125 0,00390
500 0,000014 0,0000236 0,001567
1000 0,0000036 0,0000066 0,000784
2000 0,0000009 0,0000019 0,000392
метру.
43 р. Бозорт
674
ГЛАВА XIX
Фиг. 814. Пермеаметр с простым ярмом.
1—образец; 2—намагничивающая катушка; 5—Н-обмот-
ка; 4—баллистическая обмотка; 5—ярмо; 6—вспомога-
тельная обмотка.
нитов и различных1 промышленных материалов метод ярма применяют для
измерения относительно коротких образцов; в этом случае размагничивающее
поле учитывается или компенсируется тем ил и, иным способом. В пермеаметре
Баббита [337] поле измеряется с помощью баллистического гальванометра,
соединенного с катушкой с большим числом витков, расположенной внутри
намагничивающей обмотки вблизи середины образца, но не охватывающей
его (фиг. 814). Вспомогательная обмотка на ярме подобрана так, что ее
поле компенсирует магнитное сопротивление' ярма и рассеяние потока
в зазорах на концах образца, имеющееся даже при самом тщательном присоеди-
нении ярма. Катушка для измерения индукции, как обычно, наматывается
на середину образца. Более вы-
сокую точность дает ’ пермеа-
метр' Берроуза [88, 1481].
В этом приборе в ярме из мате-
риала с высокой проницаемостью
зажимаются два образца, так что
пдлучается замкнутый прямо-
угольный Магнитопровод. ’Для
намагничивания служат два соле-
ноида, в которых помещены об-
разцу; рассеяние в зажимах ком-
пенсируется дополнительными
обмотками, надеваемыми на кон-
цы образцов. В средней части
образцы охватываются обмотка-
ми для измерения индукции.
Около каждой такой обмотки
(с двух сторон) расположено по две дополнительных обмотки. Хорошо от-
регулированная установка обеспечивает такую же точность, как и метод
измерения на тороидах, однако процесс измерения требует значительного
времени ввиду большого числа регулируемых элементов. Употребляется также
пермеаметр Иллиовичи [322].
Для осуществления компенсации в ярме Нива [239] применил другую
схему, основанную на принципе магнитного потенциометра, описанного
Чаттоком [16] в 1887 г. Магнитный потенциометр представляет собой тонкую
ленту из немагнитного материала или из материала с ничтожно малым гисте-
резисом, по всей длине которой равномерно наматывается большое число вит-
ков тонкой проволоки. Концы ленты устанавливаются против двух концевых
точек образца. Если образец намагничен однородно, то баллистический галь-
ванометр, включенный последовательно с обмоткой потенциометра, не обнару-
живает изменения потока при изменении направления намагничивающего
тока. В этом случае поле может быть рассчитано по величине тока в намагничи-
вающей обмотке, окружающей образец. В пермеаметре Нива тонкий сердеч-
ник потенциометра изготовлен из материала с высокой проницаемостью, а на-
магничивающие катушки размещены на четырех сторонах пермеаметра.
Пермеаметр Фая [175, 1481] обычно используется для испытания таких
материалов, как железо, кремнистая сталь и некоторые магнитные стали
с относительно невысокой коэрцитивной силой. Этот прибор (фиг. 815) пред-
назначен для измерений в полях до 300 эрстед. В пермеаметре Фая на ярмо,
изготовленное из кремнистого железа, намотана намагничивающая обмотка,
рассчитанная на сильные токи. Полюсные наконечники расположёны таким
образом, чтобы образец можно было зажать между ними. Напряженность
поля измеряется длинным соленоидом (//-обмоткой), расположенной между
полюсными наконечниками ярма над образцом, а* индукция в образце—охва-
тывающей его измерительной, катушкой (В-обмоткой), соединенной с баллисти-
ческим гальванометром, как показано на фиг. 810.
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
675
Пермеаметр насыщения аналогичен пермеаметру Баббита и отличается
от него только более мощной намагничивающей катушкой, применением охла-
ждения и отсутствием компенсирующих обмоток на ярме. В этом приборе
легко достигаются поля порядка 2500 эрстед.
При исследовании магнитных свойств материалов в высоких полях
(300—10 000 эрстед и выше) для создания поля обычно предпочитают приме*
нять электромагниты. Метод перешейка был впервые применен Юингом и
Лоу [44] и усовершенствован
Сенфордом и Беннеттом [1161]
(фиг. 816). Аналогичная уста-
новка применялась также и
Нейманом [7371. На . массивное
ярмо надеты мощные обмотки
с большим числом витков. При
пропускании через них тока
между полюсными наконечника-,
ми N и S создается сильное маг-
нитное поле. Образец зажат в
ярме, как показано на фиг. 816.
На него намотана измерительная
обмотка, соединенная с галь-
ванометром для измерения В.
Величина поля определяется
Фиг. 815. Пермеаметр Фая.
/—образец; 2—баллистическая, обмотка; 5—Н-обмотка;
4—намагничивающая катушка; 5—ярмо.
путем измерения изменения магнитного потока в катушке с воздушным
сердечником, которая сначала располагается вблизи образца (HJ, а затем
несколько дальше от него (Я2). Напряженность поля в этой области ли-
нейно зависит от расстояния от поверхности образца, и ее значение на
поверхности образца (Я) определяется экстраполяцией по двум значениям
Н, ц //,. Применение набранного из листов сердечника электромагнита позво-
ляет достаточно быстро менять на-
правление поля. Это дает возмож-
ность . производить баллистические
измерения при условии, что приме-
няется гальванометр с достаточно
большим периодом. Исследования в
еще более высоких полях "(10 000—
50 000 эрстед} требуют применения
специальной методики (см. ниже).
Другой метод испытания, осно-
ванный на применении ярма, был
предложен Кепселем [31, 401. Он ши-
роко используется для серийных ис-
пытаний образцов материалов средней
или низкой проницаемости. Преиму-
ществом прибора ябляется непосред-
ственный отсчет; гальванометр в нем
не применяется. Для определения
Фиг. £16. Пермеаметр для измерения
В и Я в сильных магнитных полях.
индукции применяется легкая прово-
лочная рамка, установленная в зазоре ярма, которая может вращаться на чув-
ствительных опорах. Если ток в рамке поддерживать постоянным, то, со*
гласно формуле (19.5), отклонение рамки будет пропорционально напря-
женности поля в зазоре, которое, в свою очередь, зависит от потока в об-
разце. В приборе имеются также намагничивающая обмотка, окружающая:
образец, и компенсирующие обмотки, намотанные на ярмо. Рассматриваемый
прибор не обладает высокой точностью и используется главным образом
для промышленного контроля постоянных магнитов 'путем сравнения их
43*
676
ГЛАВА XIX
матора подается через амперметр А
моста. В два плеча моста включены
К генератору
Образец
Фиг. 817. -Схема моста для измерения сопроти-
вления потерь и индуктивности обмотки, навитой
на кольцевой образец.
Вместо индуктивности L, соединяемой последовательно
с сопротивлением Я, можно параллельно этому сопротив-
лению включать переменную емкость. Образец* можно
включать схему через трансформатор, вторичная обмотка
которого представляет собой один виток, охватывающий
образец.
с эталонными образцами. Ортель [416] применял приспособление, повышающее
абсолютную точность аппарата.
Методы измерения на переменном, токе. Магнитные измерения в перемен-
ном поле производятся, во-первых, для определения проницаемости и потерь
в тонколистовом материале при низких индукциях (обычно не свыше несколь-
ких сот гаусс) с применением моста индуктивностей и, во-вторых, для определе-
ния потерь . при высоких значениях индукции (10 000 или 15 000 гаусс),
с использованием аппарата Эпштейна.
Принципиальная схема моста индуктивностей [880] представлена
на фиг. 817. От генератора ток нужной частоты f с помощью трансфор-
к двум противоположным вершинам
одинаковые постоянные сопротивле-
ния Ru в первое из двух других
плеч включена катушка с ис-
пытуемым образцом в качестве
сердечника, и во второе—пере-
менное сопротивление /? и пере-
менная индуктивность L. Мост
уравновешивается подбором та-
ких значений R и L, которые
равны индуктивности и сопро-
тивлению катушки с образцом,
что определяется по отсутствию
сигнала в телефоне или другом
индикаторе, включенном через
трансформатор и усилитель, как
показано на фиг. 817.
Зная размеры образца и
значение L, можно вычислить
проницаемость исследуемого ма-
териала (см. гл. XVII); напря-
женность поля подсчитывается
по току в намагничивающей об-
мотке; потери в образце определяются по величине сопротивления, R (при
этом вводится. поправка на джоулевы потери в обмотке).
Чтобы избежать применения большого числа витков при измерениях низ-
ких индукций, Келсалл [238] предложил не включать обмотку образца, как
обычно, непосредственно в плечо моста, а заменить ее трансформатором с боль-
шим числом витков в первичной обмотке и одним витком—во вторичной.
Виток вторичной обмотки надевается йа образец, после чего мост баланси-
руется, как описано выше. Трансформатор имеет наборный сердечник из высоко-
качественного материала, благодаря чему потери в нем невелики; тем не менее
при измерении потерь в образце необходимо учитывать потери в трансформа-
торе и вычитать их из значения, измеренного с помощью моста. Такая схема
может применяться как при .обычных, так и'при высоких температурах [237].
При измерениях проницаемости и потерь на переменно'м токе необходимо
учитывать кажущееся уменьшение проницаемости, обусловленное скин-эффек-
том или экранирующим действием вихревых токов, а также различать потери
на гистерезис и на вихревые токи (см. гл. XVII). Измерения на мосте пере-
менного тока имеют большое значение для исследования материалов, применяе-
мых в промышленности средств связи, где эти материалы используются
в устройствах, предназначенных для уменьшения искажений при передаче
еигналов.
Аппарат Эпштейна [45] или Ллойда—Фишера [93, 14451 используется, в
первую очередь, для измерения магнитных потерь в материалах, которые рабо-
тают при высокой индукции. Образец состоит из четырех пакетов, набранных иа
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
677
полос. Эти пакеты вставляются в полый квадратный каркас. Намагничивание
образца до высоких значений индукции производится в поле переменного
тока, проходящего по намагничивающей первичной обмотке • аппарата.
Индукция измеряется по величине на-
пряжения, индуцируемого во вторичной
обмотке; потери определяются ваттмет-
ром (фиг. 818), подключаемым к обеим об-
моткам. Обмотки равномерно наматывают-
ся на четыре одинаковых , каркаса с квад-
ратным сечением, которые образуют квад-
ратную рамку. Полосы исследуемого мате-
риала, вставляемые внутрь каркаса, сое-
диняются на углах впритык лли вна-
хлестку и плотно свинчиваются.
В инструкции к аппарату указывает-
ся способ нарезки полос и набора пакетов,
а также метод введения поправок на рас-
сеяние и на формфактор. Измерения обычно
производятся при индукции В=10 000 и
15 000 гаусс в полях частотой 50 или
60 гц.
Имеется весьма простой в принципе
метод магнитных испытаний на переменном
токе, заключающийся в снятии вольтам-
перной характеристики образца. Если на-
мотать на образец две обмотки, то по вели-
чине тока в одной из них можно судить
о напряженности поля Н, а по напряже-
нию, возникающему в другой обмотке,—
об индукции В в образце. Эту схему мож-
Ф и г. 818. Аппарат Эпштейна или
Ллойда—Фишера для измерения по-
терь в пакетах, составленных из
полос, вырезанных из листа.
/—внешняя обмотка; 2—внутренняя об-
мотка; 3—каркас; 4—пакет полос иссле-
дуемого материала
но осуществлять многими путями, в част-
ности, можно- использовать потенциометри-
ческий метод измерений или выпрямление
тока [755, 1445]. Описанный способ позволяет также определить полные
потери в образце, если при измерениях учитывать сдвиг фаз. Схема при-
бора, основанного' на применении рассмотренного принципа,—феррометра—
дана на фиг. 819. Для испытаний мате-
риалов в переменных полях Применяются
Фиг. 819..Схема феррометра
для измерения вольтамперных
характеристик с использова-
нием фазорегулятора и вы-
прямителя.
Фиг. 820. Интегрирующая схема для полу-
чения петли гистерезиса на экране осцилло-
графа.
также схемы с электронным осциллографом. Принципиальная схема вклю-
чения осциллографа для получения на экране петли гистерезиса представ-
лена на фиг. 820. Хотя электронный осциллограф обычно не обеспечивает
678
ГЛАВА XIX
той точности; крхррую дают описанные выше метода, однако он широко при-
меняется при быстрых промышленных испытаниях, а также для измерений
на малых образцах (см. ниже).
СПЕЦИАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ
В настоящее время, кроме описанных, разработаны и успешно приме-
няются специальные метода магнитных исследований. Измерения магнитных
свойств на весьма малых образцах, а также измерения монокристаллов
в заданных направлениях, и исследования парамагнитных и диамагнитных
веществ в твердом, жидком и газообразном состояниях потребовали разработки
специальной аппаратуры, обеспечиваю-
щей необходимую точность при мини-
мальной затрате сил.
Способы получения высоких полей.
В лабораторной практике для создания
Фиг. 821. Разрезы электромагнитов,
о—электромагнит Вейсса;, б—электромагнит Литтла.
полей порядка 1000—50.000 эрстед, как правило, применяются электро-
магниты. Схема простого электромагнита (типа Вейсса) дана на фиг. 821.
Те участки магнитной цепи, в которых индукция имеет наибольшую величину
(например, концы заостренных полюсных наконечников иди середина сердеч-
ника в электромагнитах с большим воздушным зазором), изготовляются
из железо-кобальтовых сплавов, остальные ее части—из мягкого железа. Элек-
тромагнит рассчитывается так, чтобы рабочая точка для железа была распо-
ложена на падающем участке кривой зависимости р- от В вблизи ее максимума.
В качестве примера укажем, что в электромагните с сердечниками диаметром
76 мм и длиной 305 мм в зазоре 25 мм можно получить поле 13 000 эрстед,
а в заздре 12,5 мм—поле 17 500 эрстед-, применение на том же сердечнике
конических полюсных наконечников из железо-кобальтового сплава, содер-
жащего 50% Со, позволяет получать в зазоре 12,5 мм поле около 25 000 эрстед.
Более мощные электромагниты описаны в работах 1340, 780]. Первый
из них, применявшийся в Париже (Бельвю), при весе керна около 8 т обеспе-
чивал поле до 70 000 эрстед в объеме 15 см3 и 46 000 эрстед' в объеме
порядка 25 см3.
Для получения полей 40 000—100 000 эрстед Биттер [1105] успешно
применял соленоиды. Обмотка этих соленоидов охлаждалась проточйой водой
и либо выполнялась из медной ленты и заключалась в концентрические
цилиндры, либо изготовлялась в виде дисков, которые располагались в пло-
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
679
скости, перпендикулярной к оси катушки, и вырезались так, что каждый
диск представлял собой отдельный виток; охлаждающая вода прогонялась
через перфорацию в дисках. В одной такой установке при силе тока 10 000 а
(при напряжении 115 в) было получено поле 50 000 эрстед в объёме диаметрам
100 мми длиной около 100 мм; в другой создавалось поле 100 000 эрстед (± 1 %)
в объеме диаметром около 30 мм и длиной около 100 мм. При этом расходова-
лась мощность 1700 кет.
Наиболее высокую напряженность поля (в виде импульсов' продолжи-
тельностью 0,01 сек. с амплитудой 300 000 эрстед) получал на своей установке
Капица [314]. Он постепенно накапливал большую энергию с помощью кон-
денсаторов или аккумуляторных батарей, а затем быстро разряжал их. Однако
более эффективным было внезапное подключение нагрузки к зажимам спе-
циального генератора переменного тока, когда ротор последнего достигал
максимальной скорости вращения. Измерения при этом производились в тече-
ние первой половины периода генерируемого тока. Более подробное изложе-
ние вопроса дано в оригинальной статье.
Измерение напряженности сильных магнитных полей часто производится
с помощью баллистического гальванометра, соединенного с обычной измери-
тельной катушкой. При этом регистрируется отброс гальванометра при удале-
нии катушки из поля или повороте ее в поле на 180°. Другой способ заклю-
чается в измерении изменения сопротивления висмутовой спирали, которая
устанавливается для этого в плоскости, перпендикулярной к полю [89,224].
В поле 10.000 эрстед сопротивление висмута увеличивается более чем на 50%.
Еще один1 способ, применявшийся для йзмерения поля парижского магнита,
был основан на определении > механической силы, действующей на провод
с током, помещенный в измеряемое поле’ (весы Коттона [43]). В тех случаях,
когда не преследуется высокая точность, можно использовать приборы с непо-
средственным отсчетом, в которых используется анизотропия кристаллов [302]
или эффект Холла [1568]. Более высокую точность обеспечивает способ, при
котором измеряется выпрямленное напряжение, индуцируемое в миниатюрной
катушке, вращаемой в магнитном поле с известной скоростью. Для выпрямле-
ния Напряжения применяется коллектор [959, 1012].
Существует аналогичная установка для измерения поля, в которой изме-
ряется предварительно усиленное напряжение переменного тока, возникаю-
щего в проволоке, помещенной в магнитное поле, которой сообщаются колеба-
ния заданной частоты [991].
Магнетометры. В течение многих лет применяется способ определения
намагниченности, основанный на измерении отклонения маленькой магнитной
стрелки с известным магнитным моментом, которая подвешивается вблизи
образца. Отклонение светового луча, отраженного от зеркальца, укрепленного,
на тонком подвесе, является весьма чувствительным индикатором магнитного
состояния исследуемого образца. Однако в большинстве случаев вследствие
неопределенности положения полюсов образца точность магнетометра неве-
лика. Тем не менее при некоторых измерениях магнетометрический метод оказы-
вается наивыгоднейшим. В принципе магнетометр измеряет напряженность
поля на известном расстоянии от полюсов. образца [см. формулу (19.1)].
Он. применяется, например, для не очень точного определения магнитных
свойств весьма малых образцов в виде тонких проволочек или пленок, полу-,
ченных способом вакуумного испарения или электролитическим осаждением.
В приборе, изображенном на фиг. 822 [82, 255], две стрелки с равными
магнитными моментами укрепляются одна под другой. на одном подвесе.
Стрелки направлены в противоположные стороны. Образец, длина которого
приблизительно равна расстоянию между стрелками, располагается парал-
лельно оси подвеса. Каждый из полюсов образца сообщает ближайшей стрелке
крутящий момент, причем направления моментов совпадают. Результирующий
момент уравновешивается действием небольшого соленоида (В-катушки),
680
ГЛАВА XIX
Фиг. 822. Схема расположения от-
дельных элементов в установке с нуле-
вым астатическим магнетометром.
расположенного с, противоположной стороны подвеса. При равновесии ток
в этом соленоиде пропорционален намагниченности образца. Намагничиваю-
щие катушки 7И, и М2 рассчитываются так, что в отсутствие образца они
не влияют на стрелки.
Этим способом были исследованы в различных полях и при различных
температурах [396] пленки толщиной до 10"6cm и весом значительно менее 1 мг.
Пара- и диамагнитные материалы. Определение магнитных характеристик
слабомагнитных веществ обычно основано на измерении механической силы,
действующей на образец в неоднородном
поле.’ Фарадей подвешивал исследуемый
образец между полюсами электромаг-
нита в области большого градиента и
с помощью крутильных весов измерял
силу, с которой образец втягивается в
области максимальной напряженности
поля или, наоборот, выталкивается из
нее. П. Кюри' [32] усовершенствовал
этот метод и применил его в своих
классических исследованиях влияния
температуры на парамагнитные и диа-
магнитные материалы.
В неоднородном поле на образец
с магнитным, моментом М действует
сила, равная, согласно формуле (19.3),
M(dH!dx)t Выражая ее через восприим-
чивость И объем, получаем
г и dH
f = *vH -г-.
’ dx
В центральной части межполюсно-
го пространства (см. фиг. 823), где
поле однородно: (dH!dx=ty, сила равна
нулю; она достигает наибольшего зна-
чения в некоторой точке Р, и убывает
до нуля по мере удаления от магнита.
Чтобы избежать трудоемкого изме-
рения поля в большом чйсле точек
с целью определения произведения
H(dHldx) и необходимости тщательной
установки образца в нужном положе-
нии, Кюри и Шевено [53, 100, 583] пред-
ложили перемещать магнит, пока обра-
зец, преодолевая сопротивление упругого
подвеса крутильных весов, не отклонится на наибольшее расстояние от поло-
жения равновесия Р, как показано в верхней части фиг. 823. В этом положе-
нии величина отклонения будет пропорциональна проницаемости образца
и максимальному значению произведения H(dH!dx). Коэффициент пропор-
циональности определяется путем градуировки по веществу с известной про-
ницаемостью.
Было предложено много усовершенствований метода Кюри. Одна из них
[519] состоит в том, что угол закручивания нити измеряется по силе тока
в катушке, на которую действует поле постоянного магнита, создавая крутя-
щий момент. Вместо крутильных весов Теодоридес [214] использовал метод
маятниковых весов Вейсса и Фокса, который будет описан ниже.
На фиг. 824 дана схема остроумной установки Саксмита [1082, 1169].
Тонкое кольцо из фосфор истой бронзы закреплено в точке Pv В точке Р&
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
681
к кольцу на легком стержне подвешен образец, который находится в неодно-
родном поле электромагнита. Луч света L±L2 отражается от двух зеркал М 2 и М2,
укрепленных на кольце, и падает на шкалу.
При воздействии поля на образец
нение луча пропорционально силе,
кольцо деформируется; при этом откло-
действующей на образец. Перемещение
образца в поле настолько незначитель-
но, что нетрудно добиться, чтобы
H(dH!dx) не зависело от смещения.
При этом условии отклонение луча будет
Вид сверху
Фиг. 823. Весы Кюри— Шевено для из-
мерения магнитноб восприимчивости пара-
и диамагнитных веществ.
Фиг. 824. Весы Саксмита.
Втягивание образца в неоднородное магнитное
оле вызывает отклонение луча LiLg.
пропорционально восприимчивости. Чувствительность метода невелика,
но он достаточно удобен и точен. Этот метод можно применять для измерения
намагниченности малых образцов ферромагнетиков и при высоких темпера-
турах.
Жидкости и газы. Измерение восприимчивости жидкостей по методам
Гуи [19] и Куинке [13] также основано на измерении силы, действующей
на магнетик в неоднородном поле. В настоящее время имеются многочисленные
видоизменения первоначальных методов; варианты их применяются для
измерения восприимчивости газов. Сила, действующая на жидкость в неодно-
родном магнитном поле, определяется по подъему столбика жидкости в капил-
ляре. под действием магнитного поля против силы тяжести. В простейшем
варианте смещение границы жидкости измеряется с помощью микроскопа
в момент включения или выключения сильного поля, ^создаваемого электро-
магнитом. Для измерения восприимчивости газов [249] капилляр частично
заполняется жидкостью с известной восприимчивостью, частично исследуемым
682
ГЛАВА XIX
газом. Силы, действующие на газ и жидкость в магнитном' поле, алгебраи-
чески. складываются, а их равнодействующая измеряется по перемещению
мениска на границе жидкость—газ.
Величина силы, действующей на столбик жидкости (газа), концы которого
находятся в точках поля с напряженностью Нх и Но, определяется интегриро-
ванием формулы (19.3)
где Л—сечение столбика. Если силы, действующие на столбики жидкости
и газа в магнитном поле, направлены навстречу, то выражение для результи-
рующей силы принимает вид
г=1(Ж1-х2)Л(я?-я;),
где и х2 представляют собой соответственно восприимчивости жидкости
и газа, Нх—напряженность поля между полюсами электромагнита в месте
Фиг» 825. Маятниковый магнетометр»
Сила, действующая на образец в неоднородном магнитном поле, уравновешивается
силой втягивающе сердечник в соленоид. Показана только одна половина электро-
магнита.
границы жидкости с газом, Яо—напряженность поля в другом конце стол-
бика, которой можно пренебречь. Восприимчивость газов Может также изме-
ряться с помощью чувствительных крутильных весов [449].
Другие специальные измерения. Весьма точные измерения намагничен-
ности насыщения ферромагнетиков в диапазоне температур от —250 до -f-800° С
в полях, превосходящих 20 000 эрстед, были проведены Вейссом и его учени-
ками [120]. Измерения производились на установке, подобной изображенной
на фиг. 825. В этом приборе (который носит название маятникового магнето-
метра), как и в методе Фарадея, измеряется сила, действующая на магнетик
в неоднородном поле. Отличие состоит в том, что в данном случае измеряется
не кручение, а продольное смещение. Образец, помещенный на конце легкого
горизонтального стержня, находится в области максимального градиента
ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ
683
магнитного поля. На том же стержне укреплен сердечник, втягивающийся
в компенсационный соленоид и при определенном значении тока уравновеши-
вающий силу, действующую на образец со стороны магнитного поля. Поло-
жение равновесия определяется по зеркальцу, поворачивающемуся на оси.
Таким образом, сила, действующая на образец, определяется измерением вели-
чины тока в соленоиде. Мак-Кихан усовершенствовал этот метод {734]. В его
установке образец, например монокристалл, вводится в строго однородное
поле, измерение которого не представляет затруднений; легко рассчитываемый
градиент напряженности поля создается двумя тонкими катушками, которые
помещаются рядом и включаются навстречу. Указанный способ избавляет
от необходимости определения величины поля в большом числе точек, а также
исключает ошибки в определении его направления и ошибки, связанные
с гистерезисом во вращающемся поле, т. е. снимает трудности, с которыми
иногда приходится сталкиваться при применении крутильных весов.
Коротко остановимся на других методах магнитных измерений в сильных
полях Дю Буа [23] измерял намагниченность по вращению плоскости поля-
ризации света, отраженного от поверхности намагниченного тела (явление
Керрак Напряженность поля может измеряться также по изменению электро-
сопротивления висмутовой проволоки в магнитном поле [735, 810] или по силе,
действующей на проводник с током, величина которого известна [см. фор-
мулу (19.5)]. Для исследования материалов, в которых, магнитные свойства
зависят от направления (как, например, в монокристаллах), разработаны спе-
циальные методы [997].
При измерениях в слабых полях, как, например, в земном магнитном поле,
применяются методы, используемые при исследованиях геомагнетизма. Ашен-
бренер и Губау [844] сконструировали прибор, регистрирующий и измеряю-
щий быстрые колебания поля порядка 10-6 эрстед', в течение второй мйровой
войны этот метод получил дальнейшее развитие и чувствительность его была
еще более повышена [14551. Сердечник из материала с высокой проницаемо-
стью находится в не очень сильном переменном поле, создаваемом охваты-
вающей его первичной обмоткой; если накладывается измеряемое постоянное
поле, то во вторичной обмотке, также охватывающей сердечник, наводится
электродвижущая сила с амплитудой, пропорциональной напряженности
постоянного поля, и частотой, в 2 раза большей частоты переменного поля,
создаваемого первичной обмоткой. Напряжение от вторичной обмотки через
усилитель подается на самописец.
В настоящее время разработано значительное количество самопишущих
приборов, позволяющих производить быструю непрерывную и точную запись
кривой намагничивания и петли гистерезиса. Наиболее точными и удобными
являются приборы Гаворта [524], Таля [755], Чиоффи [939, 1423]. Для опре-
деления кривой коммутирования и петли гистерезиса весьма малых образцов
(весом около10~Ег) применяются методы измерений на переменном токе (1453,
1515, 1614]. В соленоиде, внутри которого находятся две измерительные ка-
тушки, создается переменное поле. В отсутствие образца в этих катушках воз-
никают противоположно направленные э. д. с., которые компенсируют друг
друга. При внесении образца в одну из катушек компенсация нарушается и
в цепи возникает э. д. с., которая после интегрирования и усиления подается
на одну пару пластин электронного осциллографа. На другую пару пластин
подается напряжение, величина которого пропорциональна напряженности
намагничивающего поля. Подробное изложение этого метода можно найти
в работах [1453, 1515, 1614].
Описания других методов измерения имеются в работах Спунера [322],
Мак-Кихана [408], Неймана [1064], Штейнхауза [1388], Сенфорда [14811 и др.
ПРИЛОЖЕНИЕ I
УСЛОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ, ИСПОЛЬЗОВАННЫЕ В ТЕКСТЕ
А—атомный вес, площадь.
В—магнитная индукция.
Вт—максимальная индукция.
ВТ— остаточная индукция.
В3—индукция насыщения.
Вь—смещенная индукция.
—индукция на частном цикле.
С—теплоемкость на 1 г, постоянная Кюри на 1 см3.
СА—теплоемкость на 1 гатом, постоянная Кюри на 1 гатом.
Е—модуль упругости, энергия на единицу объема.
Eh—энергия магнитной анизотропии.
Е9—энергия напряжения.
Ер—энергия магнитных зарядов.
Еи — энергия в присутствии поля.
F—свободная энергия Гиббса,
Я—напряженность магнитного поля.
На—напряженность внешнего поля.
HG—коэрцитивная сила.
Ят—максимальное поле.
/—намагниченность.
/8—намагниченность насыщения.
/0—намагниченность насыщения при 0°К.
J—квантовое число, момент количества движения.
К—константа магнитной анизотропии.
L—крутящий момент, самоиндукция.
М—магнитный момент, молекулярный вес.
N—постоянная молекулярного поля Вейсса, размагничивающий фактор.
Яо—число Авогадро.
Р—потери в единице объема.
Q—количество тепла, добротность.
Р—газовая постоянная (на 1 гатом).
S—энтропия.
Т—температура (абсолютная).
U—-энергия единицы объема.
а—коэффициент потерь на гистерезис.
с—теплоемкость единицы объема, коэффициент остаточных потерь.
d—плотность, диаметр.
е—заряд электрона, коэффициент потерь на вихревые токи, энергия единицы [поверх-
ности.
еи—энергия граничного слоя.
ер—энергия-магнитных зарядов.
/—частота.
g—фактор Ланде.
УСЛОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ» ИСПОЛЬЗОВАННЫЕ В ТЕКСТЕ
685
h—постоянная Планка.
i—ток.
постоянная Больтцмана.
I—длина.
т—масса электрона.
л0—число магнетонов Бора.
s—глубина проникновения.
t—время.
а—направляющие косину ей, коэффициент термического расширения.
Р—магнетон Бора (Ае/4ят), [температурный коэффициент электросопротивления, сжи-
маемость.
&—декремент затухания, толщина слоя.
—декремент затухания за счет микровихревых токов.
—декремент затухания за счет макровихревых токов.
—декремент затухания за счет потерь на гистерезис.
—толщина граничного слоя между доменами.
е—относительное удлинение, сдвиг фаз.
7)—коэффициент Штейнмеца.
О—точка Кюри, угол.
%—восприимчивость, отнесенная к 1 см8,
X—магнитострикция.
Х8—магнитострикция насыщения.
Xj—поперечная магнитострикция.
Р—проницаемость.
|i0—начальная проницаемость.
Рш—максимальная проницаемость.
|Аг—обратимая проницаемость.
—проницаемость на частном Цикле.
— проницаемость, определенная по величине потерь.
—проницаемость, определенная по величине индуктивности.
р—удельное электросопротивление.
а—намагниченность на 1 г,
а8—намагниченность насыщения.}
аа—намагниченность насыщения при 0°К.
т—постоянная времени.
Ф—магнитный поток, термодинамический потенциал, угол.
X—восприимчивость, отнесенная к 1 а.
— восприимчивость на 1 гатом,
о>—объемная магнитострикция.
ПРИЛОЖЕНИЕ 11
НЕКОТОРЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ЭЛЕМЕНТОВ
Элемент Символ 1 Атомный номер Атомный вес ♦ Плотность при 20° С, г/см* Точка плав- ления,°C Точка кипе- ния,°C Электросо- ч i противление, 1 мком-см Модуль уп- ругости, 1012 дина/см* Тип пространственной решетки Постоянные решетки. А, и углы • (при 20° С) •> Наименьшее межатомное расстояние, А
Азот . . . N 7 14,008 0,00116 —210,0 -195,8 Гексагональная** 4,03; 6,59(—234° С)
Актиний Ас 89 227,05 —‘ 1600 —' — — — — —
Алюминий • • А1 13 26,97 2,699 660,2 2060 2,655(20°С) 10 Кубическая гранецен- трированная 4,0408 2,856
Америций . • . Ат 95 241 — — — — —- — —
Аргон . . . • • Аг 18 39,944 0,00166 -189,4 —185,8 — — Кубическая гранецен- трированная 5,42 (-233° С) 3,83
Астатин . . иа^пн • • • • At Ва 85 56 211 107 ОС о к 704 — — 5 015 4,34
м, V NZ** AWAtM/a центрированная**
Бериллий . • • Be 4 9,02 1,82 1280 2770 5,9(0° С) 37 Гексагональная плотно- упакованная** 2,2810; 3,5771 2,221
Бор .... В 5 10,82 2,3 2300 — 1,8-1012(0°С) 1— Ромбическая 17,86; 8,93; .10,13 —-
Бром . . . Вг 35 79,916 3,12 —7,2 58 — — Ромбическая 4,48;6,67; 8,72 (-150° С) 2,27
Ванадий . . • V 23 50,95 6,0 1735 3400 26 (20° С) — Кубическая объемно- центрированная 3,033 2,627
Висмут . . . Bi 83 209,00 9,80 271,3 1420 106,8(0° С) 4,6 Ромбоэдрическая 4,7361;57°14,2' 3,105
Водород . . . Н 1 1,0080 0,000084 —259,4 -252,7 — — Гексагональная 3,75; 6,12 (-271 °C) —
Вольфрам . • • W 74 183,92 19,3 3410 5930 5,5 (20° С) 50 Кубическая объемно- центрированная 3,1585 2,734
Гадолиний • • Gd 64 156,9 7,98 — — — — Гексагональная плотно- упакованная 3,622;5,748 3,554
Галлий . . • Ga 31 69,72 5,91 29,78 2070^ 53,4(0° С) — Ромбическая базоцен- трированная 4,517; 4,511; 7,645 2,437
Гафний , Н1 72 178,6 11,4 1700
Гелий Це 2 4,003 0,000166 —271,4 -268,9
Германий . . . . Ge 32 72,60 5,36 958 —
Гольмий .... Но 67 164,94 ’ — — —
Диспрозий . . . Ьу 66 162,46 8,56 — —
Европий .... Ей 63 152,0 5,24 — —
Железо Fe 26 55,85 7,87 1539 2740
Зрлото Au 79 197,2 19,32 1063,0 2970
Индий In 49 114,76 7,31 156,4 —
Иод J 53 126,92 4,93 114 183
Иридий Ir 77 193,1 22,5 2454 5300
Иттербий . . . . Yt> 70 173,04 7,01 — ,—
Иттрий Y 39 88,92 5,51 1490 —
Кадмий Cd 48 112,41 8,65 320,9 765
Калий К 19 39,096 0,86 63 770
Кальций Ca 20 40,08 1,55 850 1440
Кислород .... 0 8 16,0000 0,00133 —218,8 — 183,0
Кобальт .... Co 27 58,94 8,9 ' 1495 2900
Гексагональная плотно- ,3,200; 5,077 3,14
упакованная** Гексагональная плотно- 3,57; 5,83(—271,5°С) 3,57
—— упакованная Кубическая, типа 5,647 2,445
— алмаза Гексагональная плотно- 3,557;5,620 3,480
— упакованная Гексагональная плотно- 3,578;5,648 3,449
упакованная
— Кубическая объемно- 4,573 3,960
28,5 центрированная Кубическая объемно- 2,8606 2,476
12 центрированная Кубическая гранецен- 4,0701 2,878
— трированная Тетрагональная гране-. 4,585; 4,941 3,24
1 центрированная Ромбическая 4,777; 7,251; 9,773 2,70
75 Кубическая гранецен- 3,8312 2,709
— трированная Кубическая гранецен- 5,468 3,866
трированная Гексагональная плотно- 3,663; 5,814 3,59
8 упакованная Гексагональная плотно- 2,9727; 5,606 2,972
— упакованная Кубическая объемно- 5,333 4,618
центрированная 5,56
3 Кубическая гранецен- 3,93
— трированная Кубическая** 6,83(-225°С) —
30 Гексагональная плотно- 2,502; 4,061 2,501
упакованная
Элемент Символ Атомный номер 1 Атомный вес* 1 Плотность при 20°С, г1см* i Точка плав- ления °C । Точка кипе- ния, °C
Кремний . . . ♦ . Si 14 28,06 2,33 1430 2300
Криптон Кг 36 83,7 0,00349 -157 -152
Ксенон . . . . . Хе 54 131,3 0,00550 -112 -108,0
Кюрий Ст 96 242 я—. — —
Лантан La 57 138,92 6,15 826 —
Литий . . . , . Li 3 6,940 0,53 186 1370
Лютеций .... Lu 71 174,99 9,74 — —
Магний . < . . . Mg 12 24,32 1,74 650 1110
Марганец .... Mn 25 54,93 7,43 1245 2150
Медь . Cu 29 63,54 8,96 1083,0 2600
Молибден .... Mo 42 95,95 10,2 2625 4800
Мышьяк .... As 33 74,91 5,73 814 610
Натрий Na П 22,997 0,97 97,7 892
Неодим Nd 60 144,27 7,05 840 —
Неон Ne 10 20,183 0,00084 -248,6 -246,0
Нептуний .... Np 93 237 — —
Продолжение таблицы
Электро- сопротивле- ние, МКОМ* см Модуль упру- гости, 1012 дина/см% Тип пространственной решетки Постоянные решетки, А, и углы (при 20° С) Наименьшее межатомное в расстояние, А
1О’(О°С) 16 Кубическая, типа алма- за 5,4173 2,346
— — Кубическая гранецен- трированная 5,68 (- 191°С) 4,02
— —- Кубическая гранецен- трированная 6,24(—185°С) 4,41
——й. WWW II —-
59(18°С) — Гексагональная плотно- упакованная** 3,754; 6,063 3,73
8,55 (0°С) — Кубическая объемно- центрированная 3,5019 3,033
— — Гексагональная плотно- упакованная 3,509; 5,559 3,439
4,46 (20?С) 6,5 Гексагональная плбтно- упакованная 3,2028; 5,1998 3,190
185(20°С) 23 Кубическая (сложная)** 8,894 2,24
1,673(20°С) 16 Кубическая гранецен- трированная 3,6080 2,551
5,17 (0°С) 50 Кубическая объемно- центрированная 3,140 2,720
35 (0°С) — Ромбоэдрическая** 4,151; 53°49' 2,50
4,2 (0°С) — Кубическая объемно- центрированная 4,2820 3,708
79 (18°С) — Гексагональная плотно- упакованная 3,650; 5,890 3,62
— — Кубическая гранецен- трированная 4,52 (—268°С) 3,20
—- —— —
£ Никель Ni 28 58,69 8,90 1455 2730 6,84 (20°C) 30 Кубическая гранецен- трированная 3,5167 2,486
* Ниобий Nb 41 92,91 8,57 2415 13,1 (18°C) — Кубическая объемно- 3,2941 2,853
tr о « Олово Sn 50 118,70 7,298 231,9 2270 11,5 (20°C) 6 центрированная Тетрагональная объем- 5,8194; 3,1753 3,016
Осмий Os 76 190,2 22,5 2700 5500 9,5 (20°C) 80 ноцентрированная Гексагональная плотно- 2,7298;4,3104 2,670
Палладий .... Pd 46 106,7 12,0 1554 4000 10,8 (20°C) 17 упакованная Кубическая гранецен- 3,8824 2,745
Платина Pt 78 195,23 21,45 1773,5 4410 9,83 (0°C) 21 трированная Кубическая гранецен- 3,9158 2,769
Плутоний .... Pu 94 239 — __ — - — — трированная ! —
Полоний .... Po 84 210 — 600 — —. — Моноклиническая 7,42; 4,29; 14,10; ₽= 3,4
Празеодим . . . Pr 59 140,92 6,63 940 — 88 (18°C) — Гексагональная плотно- =92° 3,662;5,908 3,633
Прометий .... Pm 61 147 — — — — — упакованная — —
Протактиний . . . Pa 91 231 — 3000 — •— — — — —
Радий Ra 88 226,05 5,0 700 — — —~ — — —
Радон Rn 86 222 4,40 -71 —61,8 — — — —
Рений ...... Re 75 186,31 20 3170 — — — Гексагональная плотно- 2,7553;4,4493 2,734
Родий Rh 45 102,91 12,44 1966 4500 4,5 (20°C) 42 упакованная Кубическая гранецен- 3,7957 2,684
Ртуть Hg 80 200,61 13,55 -38,87 357 94,1 (0°C)« трированная** Ромбоэдрическая 2,999; 70°31,7' 2,999
Рубидий Rb 37 85,48 1,53 39 680 12,5 (20°C) — Кубическая объемно- (—46° С) 5,62 (—173°С) 4,87
Рутений .... Ru 44 101,7 12,2 2500 4900 7,6 (0°C) 60 центрированная Гексагональная плотно- 2,6984; 4,2730 2,644
Самарий .... Sm 62 150,43 7,7 >1300 — — упакованная —
Свинец Pb 82 207,21 11,34 327,4 1740 20,65 (20°C) 2,6 Кубическая гранецен- 4,9395 3,493
Селен Se 34 78,96 4,81 220 680 —• — трированная Гексагональная** 4,3552;4,9494 2.32 8 О
Элемент Символ Атомный номер Атомный вес* Плотность при 20° С, г/см* Точка плав- ( ления, сС Точка кипе- ния, °C’
Сера (желтая) S 16 32,066 г 2,07 119,0 444,6
Серебро . . . . Ag 47 107,880 10,49 960,5 2210
Скандий .... Sc 21 45,10 2,5 1200 —
Стронций .... Sr 38 87,63 2,6 770 1380
Сурьма Sb 51 121,76 6,62 630,5 1440
Таллий TI 81 204,39 11,85 300 1460
Тантал Ta 73 180,88 16,6 2996 —
Теллур Те 52 127,61 6,24 450 1390
Тербий Tb. 65 159,2 8,33 327 —
Технеций .... Tc 43 99 —- 2700 ——
Титан Ti 22 47,90 4,54 1820 —
Продолжение таблицы 8
Электро- сопротивле- ние, мком-см Модуль упру гости, ' 1012 дина/см* Тип пространственной решетки Постоянные решетки, А и углы (при 2 0° С) Наименьшее межатдмное расстояние, А
2-1023 (20°С) — Ромбическая гранецен- 10,48; 12,92; 24,55 2,12
трированная*
1,59 (20° С) 11 Кубическая гранецен- 4,0774 2,882
трированная
— — Кубическая гранецен- 4,532 3,205
трированная
23 (20° С) — Кубическая гранецен- 6,075 4,30
трированная**
39,0 (0° С) 11,3 Ромбоэдр ичес кая 4,4974; 57°6,5' 2,898
18 (0° С) — Гексагональная плотно- 3,450; 5,514 3,401
упакованная**
12,4 (18°С) 27 Кубическая объемно- 3,2959 2,854
центрированная
2- 108(19,6°С) 6 Гексагональная 4,4469; 5,9149 2,86
— — Гексагональная плотно- 3,585г5,664 3,508
упакованная
80 (0° С) 16,8 Гексагональная плотно- 2,953; 4,729 2,91
упакованная**
Торий Th 90 232,12 11,5 1800 —
Тулий .... Tm .69 169,4 9,35 —- —
Углерод (графит) С 6 12,010 2,22 3700 4830
Уран и 92 238,07 ,18,7 ИЗО —
Фосфор (желтый) р 15 30,98 1,82 44,1 280
Фтор F 9 19,00 — -223 —188,2
Хлор ...... С1 17 35,457 — -101 —34,7
Хром ’ Сг 24 52,01 7,19 1890 2500
Цезий Cs 55 132,91 1,9 28 690
Церий Се 58 140,13 6,9 600 —
Цинк Zn 30 65,38 7,133 419,46 906
Цирконий . . . Zr 40 91,22 6,5 1750 —
Эрбий ..... Er 68 167,2 9,16 . —в —
♦ По данным на 1947 г.
♦♦ Известны или предполагаются и другие типы решеток.
19 (20° С) — Кубическая гранецен- трнрованная 5,077 3,59
— — Гексагональная плотно- упакованная 3,523; 5,564 3,446
1375 (0° С) 0,7 Г ексагональная** 2,4564; 6,6906 1,42
60 (18° С) — Ромбическая** 2,852; 5,865; 4,945 2,76
1017(11°С) —— Кубическая** 7,17 (-35° С) —-
—- Тетрагональная 8,56; 6,12 (-185° С) 1,81
13 (28°С) 36 Кубическая объемно- центрированная** 2,8787 2,493
18,83(0° С) —- Кубическая объемно- центрированная 6,05 (-173° С) 5,24
78 (20° С) — Кубическая гранецен- трированная** 5,143 3,63
5,916(20° С) (t) Гексагональная плотно- упакованная 2,659; 4,935 2,659
41,0(0° С) 11 Гексагональная плотно- упакованная** 3,223; 5,123 3,16
— — Гексагональная плотно- упакованная** 3,532; 5,589 3,459
ПРИЛОЖЕНИЕ ш
ЗНАЧЕНИЕ НЕКОТОРЫХ КОНСТАНТ ♦
Заряд электрона (е) . .А............................ 1,6020-10“20 CGSM,
4,802 -10“10 CGSE
Масса электрона (т) ;.....................-......... 9J055-10“28 а
Отношение заряда к массе (а/т) ......... 1,7594-107 CGSM/a
Скорость света (с).................................. 2,9978-1010 см/сек
Постоянная Планка (A) v. . ......................... 6,624 -10“27 эрг-сек
h/2n (ft) ............................................ 1,0542-10“27 эрг*сек
Число Авогадро (Nq)................................. 6,025 -1023
Число Лошмидта (L).................................. 2,6873-1012
Постоянная Больцмана (А) . . ....................... 1,3803-10“16 эрг/град
Радиус первой воровской орбиты (а0)................. 0,5292-10“8 см
Магнетон Бора ф) . ................................. 0,9274-10“20 эрг/гаусс
Число магнетов Бора на моль (Л4В)..................* 5587 эрг/гаусс*моль
0° С по шкале Кельвина (То)......................... 273,16°К
Гиромагнитное отношение для ^f=2 (pg ).............. 5681-10“8 a/CGSM
Энергия, равная 1 эв (=11 606 k) (ev)............... 1,6020- Ю-12 эрг
Энергия kT при 0° С (АТ0)........................... 3,771-10“14 эрг
Железо Кобальт Никель
Намагниченность насыще- ния на 1 г при 20°С (з8 ) 218,0 161 54,39
Намагниченность насыще- ния на 1 см3 при 20 °C (/,) 1714 1422 484,1
4л/8 при 20° С (Bs ) . . . . 21 580 17900 6084
в s при 0° К («о) ,221,9 162,3 57,50
Число магнетонов Бора на атом, riQ Точка Кюри, 6° К 2,218 1043 1,715 1388 0,604 631
♦ Значения констант взяты из работ [1254, 1422, 1528, 1617].
ПРИЛОЖЕНИЕ IV
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА РАЗЛИЧНЫХ ВЕЩЕСТВ
Некоторые сплавы с высокой проницаемостью а
Таблица 91
Название Состав^ ,% Фирма или место изготовления
Аллегени электрик (4750)
Сплав 1040 ................
Алфер .....................
Алперм ....................
Ангистер В.................
Ангистер D ................
Армко электрик сплав № 48
Аудио л лой № 1............
Калмаллой № 1..............
Калмаллой №2...............
Карпентер 49 ..............
Керромаг ..................
Хромистый пермаллой . . . .
Компенсаторный сплав ....
Конперник .................
Криста л лой...............
Дельтамакс .........
Феррамик...................
Феррокскуб 1 ..............
Феррокскуб 2...............
Феррокскуб 3.................
Феррокскуб 4 ..............
Н. С. R....................
Гиперко ...................
Гиперник ..................
Гиперник V ................
Гиперсил ..................
Гиму 80 ...................
Гиперм ....................
Изоперм^дисперсионно-тверде-
ющий)..............
Изоперм (текстурованный)
4-79-молибденовый пермаллой
2-81-молибденовый пермаллой
48 Ni
ЗМо, 14 Си, 72 Ni
13 Al
16 Al
36 Ni
48—49 Ni
48 Ni
48 Ni
66 Ni, 30 Си, 2 Fe
88 Ni, 10 Си, 2Fe
49 Ni
Феррит
3,8 Cr, 78 Ni
30 Ni
50 Ni
3 Si
50 Ni
Феррит
Cu—Zn-феррит
Mg—Zn-феррит
Mn—Zn-феррит
Ni—Zn-феррит
50 Ni
0,5 Cr, 35 Co
50 Ni
50 Ni
3Si
4 Mo, 79 Ni
50 Ni
36Ni, 9Cu
50 Ni
4 Mo, 79 Ni
2 Mo,' 81 Ni
Аллегени лудлум стил корпо-
рейшн
Вакуумшмельце, Ханау
Япония
Асьери д’Эмпфи
Армко стил корпорейшн
Крюсибл стил компани
Дженерал электрик
Карпентер стил компани
Стекпол карбон компани
Вестерн электрик компани
Карпентер стил компани
Вестингаус электрик корж -
рейшн
Трансформер стил
Аллегени лудлум стил корпо-
рейшн
Дженерал керамик компани
Филипс
Телеграф констракшн энд
майнтененс компани
Вестингаус электрик корпо«
рейшн
Карпентер стил компани
Крупп
Альгемайне электрише гезель-
шафт (AEG)
Вестерн электрик компани
Продолжение табл. 91
694
Название
Состав б, %
Фирма или место изготовления
Монимакс..........- . . . .
Му металл..................
Муметалл . ... ............
Муметалл...................
Никалой....................
Ортон ик...................
Ортоноль...................
78-пермаллой...............
45-пермаллой...............
65-пермаллой.............•
68-пермаллой . . . . - . . .
81-пермаллой . . ..........
Пермаллой А ...............
Пермаллой В ...............
Пермаллой С................
Перманит............... .
Пермендюр . ... ...........
Перменорм 4801 ............
Перменорм 5000Z ...........
Перменорм 4001 ............
Перменорм 3601 ............
45-25-перминвар............
7-70-перминвар.............
7,5-45-25-перминвар........
3-34-29-перминвар..........
Радиометалл ...............
Рометалл...................
Сендаст ...................
Синимакс ..................
Супермаллой ............ •
Суперпермаллой .......
Суперперминвар.............
Термаллой .................
Термоперм .................
Трафоперм 25 N1............
Транкор X, ЗХ .............
Ванадиевый пермендюр . . . .
ЗМо, 47 №
5Си, 2Сг, 77Ni
4Мр, 78 Ni
5 Си, 4Мо, 78 Ni
49 Ni
50 Ni
50 Ni
78,5 Ni
45 Ni
65 Ni
68 Ni
81 Ni
78 Ni
45 Ni
4 Mo, 78 Ni
50 Ni
50 Co
48 Ni
50 Ni
40 Ni
36 Ni
25 Co, 45 Ni
7 Co, 70 Ni
7,5 Mo, 25 Co, 45 Ni
3 Mo, 29 Co, 34 Ni
45 Ni, 5 Cub
40—45 Ni, 5Cr, 3SiB
5 Al, 10 Si
3Si, 43 Ni
5 Mo, 79 Ni
ISi, 77 Ni
3Cu, 23 Co, 9 Ni
66 Ni, 30 Cu, 2 Fe
30 Ni
3Si
3 Si
1,8 V, 49 Co
Дженерал электрик
Аллегени лудлум стил компани
Телефон констракшн энд майн-
тененс компани
Асьери д’Эмпфи
Дженерал электрик
Армко стил корпорейшн
Лаборатория военно-морского
флота США
Вестерн электрик компани
Лаборатория фирмы Белл
Стандарт телефон энд кейбл
компани
I.T.E. серкит брекер компани
Вестерн электрик компани
Вакуумшмельце, Ханау
Лаборатория фирмы Белл
Телеграф констракшн энд майн-
тененс компани
Япония; Сименс Хальске
Дженерал электрик
Вестерн электрик компани
Япония
Дженерал электрик
Крупп
Вакуумшмельце, Ханау
Армко стил корпорейшн
Вестерн электрик компани
а Горячекатаные железо-кремнистые сплавы в настоящую таблицу не включены (см. табл. 17)
б Остальное—железо и незначительное количество примесей.
в Имеются данные о другом составе.
Некоторые свойства материалов с высокой проницаемостьюа
Таблица 92
Наименование Состав б,% Термическая обра- ботка в Начальная проницае- мость Максималь- ная проницае- мость Коэрци- тивная сила г, эрстпед Индукция насыще- ния, гаусс Потери на гистере- зис при насыще- нии, эрг) см* Точка Кюри, Электро- сопротив- ление, мком ♦ см Плот- ность, г[см*
Сталь мягкая 0,2 С 950 120 2000 1,8 21 200 770 10 7,8
Железо техническое 0,2 (примеси) 950 150 5 000 1,0 21500 5 000 770 10 7,88
Железо чистое .... 0,05 (примеси) 1480 (H2), 880 10 000 200000 0,05 21 500 300 770 10 7,88
Кремнистое железо 4 Si 800 500 д 7 000 0,5 19700 3 500 690 60 7,65
Кремнистое железо тек-
стурованное 3 Si 800 1 500 д 40 000 0,1. 20000 700 740 47 7,67
Термоперм 30 Ni 1000 2000ж
45-пермаллой 45 Ni 1050 2 500 25000 0,3 16000 1200 45 8,17
Гиперник 50 Ni .1200 (Н2) 4 000 70000 0,05 16000 220 500 45 8,25
Перменорм 5000 Z . . . 50 Ni (X. П.)е 500 40000 0,3 15000 350 500 40 8,22
Мон им а кс 3Mo, 47 Ni 1125 (Н2) 2000 35 000 0,1 14 500 800 80 8,27
Синимакс 3Si, 43 Ni 1125 (Н2) 3 000 35 000 0,1 11 000 400 85 7,7
Радиометалл 5Cu, 45 Ni 1050 2000 20000 0,4 15 600 1 100 55 8,3
Мегаперм 6510 65 Ni, 10 Mn 4 800 25 000 0,08 8 600 58
68-пермаллой ..... 68 Ni 1000 (М.) 1 200 250 000 0,03 13000 120 600 20 8,45
78-пермаллой 78,5 Ni 1050, 600 (3.) 8000 100000 0,05 10800 580 200 16 8,60
4-79-пермаллой .... 4 Mo, 79 Ni 1100 (К. О.) 20000 100000 0,05 8 700 200 460 55 8,72
Супермаллой 5 Mo, 79 Ni 1300 (К. О.) 100 000 1 000 000 0,002 7900 8 400 60 8,77
Муметалл 5Cu, 2.Cr, 77 Ni 1175 (Н2) 20 000 100000 0,05 6 500 62 8,58
Сплав 1040 3Mo, 14 Cu, 72 Ni 1100 (Н2) 40000 100000 0,02 6000 200 290 56 8,76
Пермендюр 50 Co 800 800 5 000 2,0 24 500 12000 980 7 8,3
Ванадиевый пермендюр 1,8 V, 49 Co 800 800 4 500 2,0 24 000 6000 980 26 8,2
Гиперко 0,5 Cr, 35 Co 850 650 10000 1,0 24 200 3 300 970 20 8,0
45-25-перминвар .... 25 Co, 45 Ni 1000, 400 400 2 000 1,2 15500 2500з 715 19
7-70-перминвар 7 Co, 70 Ni 1000, 425 850 4000 0,6 12500 3 650 16 8,6 о СО сл
Продолжение табл. 92
q>
Наименование Состав 6,°с Термическая обра- ботка в Начальная проницае- мость Максималь- ная проницае- мость Коэрци- тивная сила г, эрстед Индукция насыще- ния, гаусс Потери на гистере- зис при насыще- нии, эрг/см* Точка Кюри ° с Электро- сопротив- ление, МКОМ-СМ, Плот- ность, г/см*
Термаллой 67 Ni, 30 Си, 2 Fe 2 2 000ж
Алперм 16 Al 600 (3.) 3 000 55 000 0,04 8000 1 500 400 140 6,5
Кобальт 99 Со 1000 70 250 10 17 900 2 000 1 120 9 8,9
Никель . 99 Ni 1000 ПО 600 0,7 6100 2 000 358 7 8,90
Сендаст 5 Al, 10 Si (Л.) 30000 120 000 * 0,05 10 000 100 500 60 . 8,8
50' изоперм 50 Ni 1100 (X. П.) 90 100 6 16 000 500 40 8,25
36-изоперм 9 Си, 36 Ni 60 65 6 300 70 8,2
Феррокскуб 3 Mn—Zn-феррит 1100—1 200 1000 1 500 0,1 2 500 130 108
Феррокскуб 4 Nf—Zn-феррит 1100—1 200 100 130 101а 5,3
Сплав Гейслера . . . 10 Al, 15 Mn, 75 Cu 600 (3.), 200 100—1 000 1—200 6000 300—450
2-81-пермаллой (поро-
шок) 2 Mo, 81 Ni (Пр.), 650 125 130 7 000 480 10е 7,7
Прессованный порошок
карбонильного железа Пористость 40% (Пр.) 20 15 15000 770 1010 6
а В таблице приведены средние величины; у отдельных образцов возможны существенные колебания свойств. Свойства некоторых железо-кремнистых сплавов не
указаны (см. табл. 17, стр. 70).
6 Остальное—железо и примеси. Присутствие 0,3—0.5% Мп не учитывалось.
в Обозначения: (Щ)—отжиг в атмосфере чистого водорода; (X. П.)—холодная прокатка; (К. О.)—охлаждение с контролируемой скоростью; (М.)—охлаждение
в магнитном поле; (3.)—закалка от указанной температуры; (Л.)—литье; (Пр.)—прессование. Цифры указывают температуру в °C.
г При намагничивании до насыщения.
Д Проницаемость при В=20 гаусс.
е Прямоугольная петля гистерезиса.
жЗаметно изменяется с температурой, насыщение не определено. Точка Кюри лежит вблизи комнатной температуры
3 Очень низкие потери на гистерезис при малых значениях индукции.
Свойства некоторых промышленных материалов для постоянных магнитов3
Таб лица 93
Наименование „ 6 Состав H c в r io—® Способ изготовления г Термическая обработка Механиче- ские свойства^ Плот- ность, г [см*
Углеродистая сталь . . . 0,9 С, 1 Мп 50 10 00C 0,2 3. 800 'j 7,8
Вольфрамовая сталь .... 0,7 С, 0,3 Мп, 5W 70 10 300 0,3 3. 850 8,1
Вольфрамовая стальв . . . 0,4 С, 6W 65 10 500 0,3 3. В. 750; 3. 800 8,1
Хромистая сталь 0,6 С, 1 Сг 45 9 000 0,2 3. 800 7,8
Хромистая сталь 0,9 С, 0,3 Мп, 3,5 Сг 65 9 700 0,3 3. 830 7,7
Хромистая сталь Г.05С, 6Сг 70 9 800 0,3 Горячая 3. В. 750; 3. 840 7,75
Кобальтовая сталь (3% Со) 1,0 С, ЗСо, 4Сг, 0,4 Мо 80 10 000 0,4 прокатка, 3. 860 7,8
Кобальтовая стальв (3% Со) 1,05 С, ЗСо,9Сг, 1,5Мо 130 7 200 0,35 обработка О. П. 780; 3. В. 1000 Твердый, 7,7
Кобальтовая стальв (6% Со) 1,05 С, 6 Со, 9 Сг, 1,5 Мо 145 7 500 0,45 $ резанием, О. П. 780; 3. В. 1000 / прочный 7,75
Кобальтовая стальв (9% Со) 1,05 С, 9 Со, 9Сг, 1,5Мо 160 7 800 0,5 штамповка 3. В. 1150; О. П. 780; 7,8
З.В. 1000
Кобальтовая сталь (15% Со) 1,05 С, 15 Со, 9Сг, 1,5 Мо 180 8 200 0,6 3. В. 1150; О.П.780 7,9
3. В. 1000
Кобальтовая сталь (17% Со) 0.75С, 17 Со, 2,5 Сг, 8 W 150 9 500 0,65 3. 930 8,35
Кобальтовая сталь (35% Со) 0,85 С, 35 Со, 6 Сг, 4 W 250 9500 1,0 З.В. 1150; О.П.780; 8,15
3. 950
Кобальтовая сталь (36% Со) 0,7 С, 36 Со, 4 Сг, 5 W 240 9 500 1,0 J 3. 930 J 8,2
Алнив (МК) 25 Ni, 13 Al, 4Cu 500 6000 1,3 \ \ 7,0
Эрстит 120 27 Ni, 12,5 Al 500 5 700 1,1
Алников 13 Co, 18 Ni, 10Al,6Cu 510 7 000 1,6 3. 1200; О. 600 7,45
Алнико 1 5 Co, 20 Ni, 12 Al 440 7 200 1,4 Литье 3. 1200; О. 700 Твердый, 6,9
Алнико 2 12,5 Co, 17 Ni, 10 Al, 6Cu 540 7 200 1,6 i и шлифовка 3. 1200; О. 600 }> хрупкий 7,1
Алнико 4 5 Co, 28 Ni, 12 Al 700 5 500 1,3 7 3. 1200; О. 650 7,0
Алнико 5 (тикональ) . ... 24 Co, 14 Ni, 8 Al, 3Cu 575 12500 5,0 О. М. 1300; О. 600 7,3
Алнико 5 24 Co, 14 Ni, 8 Al, 3Cu 640 13 100 5,5 О. М. 1300; О. 600 7,3
Алкомакс 1в 25,Co, 11 Ni, 7 Al, 3Cu, 475 12 000 3,5 О. М. 1300; О. 600 7,3
- 1,5 Ti J
Наименование п 6 Состав H c В r
Алкомакс 2В 25 Со, 11 Ni, 8 Al, 6Cu 570 12 400
Алкомакс Зв 25 Со, 13 Ni, 8A1.3CU, 650 13200
0,7 Nb
Алкомакс 4В 25 Co, 13 Ni, 8Al,3Cu, 760 11800
2,7 Nb
Алнико 6 24 Co, 15 Ni, 8 Al, 3Cu, 730 10700
Алнико 12 ........ . 1,25 Ti . 35 Co, 18NiV-6Al, 8Ti 950 5800
Новая KS 27 Co, 18 Ni, 4 Al, 7 Ti 900 6 000
Нипермаг 32 Ni, 12 Al, 0,4 Ti 675 5500
Гикомаксв 20 Co, 21 Ni, 9 A], 2Cu 830 9 000
Ремаллой (комол) 12 Co, 17 Mo 250 10 500
Ремаллой 2 12 Co, 20 Mo 360 9200
Викаллой 1 52 Co, 10 V 300 8800
Викаллой 2 52 Co, 14 V 510 10 000
Кунифе 1 (магнетофлекс) . . 20 Ni, 60 Cu 590 5 800
Кунифе 2 2,5 Co, 20 Ni, 50 Cu 260 .7 300
Кунико 1 29 Co, 21 Ni, 50 Cu 700 3 400
Кунико 2 - 41 Co, 24 Ni, 35 Cu 450 5 300
_ Продолжение •698
10-е Способ изготовления Термическая обработка Механиче- ские свойства^ Плот- ность, г [см*
4,3 5,0 г О. о. М. 1300; О. 600 М. 1300; О. 600 7,55 7,35
4,7 3,8 1,5 2,0 1,3 3,2 > Литье и шлифовка О. О. 3. М. 1300; О. 600 М. 1300; О. 600 В. 1200; 3. 650 / 1 Твердый, хрупкий 7,35 7,4 7,2 7,4 6,9 7,25
1,1 1,5 Горячая прокатка, обработка резанием, штамповка СОСО 1200; О. 700 1250; О. 700 Твердый, ковкий *8,15
1,0 Холодная прокатка, обработка резанием, штамповка О. 600 ч 8,2
3,5 1,9 0,8 Холодная ’ прокатка, волочение, ч обработка 1 резанием, 1 штамповка В; О. 600 3. 1070; О. 700; В.; О. 600 1 !> Вязкий 8,1 8,6 8,6
0,9 1,0 Холодная прокатка, 1 обработка 1 резанием, J штамповка 3. 1080; О. 625 У 8,3 8,3
Платина—железо 78 Pt 1570 5800 3,0 ] Холодная прокатка, обработка 3. 1300; О. 1 Ковкий, 10
Платина—кобальт . . . 23 Со, 77 Pt 2600 4 500 3,8 I 3. 1200; О. 650 вязкий И
резанием
Холодная
прокатка, обработка О. 250 Ковкий,
Сильманал 9 Мп, 4AI, 87 Ag 6000 550 0,08 вязкий
(A) резанием, штамповка
Алнико 2 (спеченный) . - 2,5Со. 17Ni,10Al, 6Cu 540 6 900 1,4 3. В. 1300 7 6,6
Алнико 5 (спеченный) . . . 24 Со, 15Ni,8Al,3Cu, 1 Ti 575 10000 3,5 Спекание, шлифовка Твердый, 7
Эрстит 1000 Алкомаксв (спеченный) . 19 Со, 17,5Ni,3Cu, 7 Ti 21 Co, 11 Ni, 8 Al, 4Cu 975 560 52 000 11200 3,3 > прочный
Перметв 30 Co, 25 Ni, 45 Cu 800 2 500 0,5 3. В. 1100 i
Индаллой 12 Co, 17 Mo 240 9 000 0,9
Вектолит 30 Fe8O8,44 FesO4,26 Co2O8 900 1 600 0,5 , О. М. 1000 8
Каслон 17 Co, 270, 700 1 100 0,2 О. М. 1000 Хрупкий 3
Тромолит 11 Co, 24 Ni, 11 Al, 3,5 Cu 615 3 700 0,7 Прессование Нет
при 200°С 3,2
Гайфлюкс — 390 6600 1,0 Получение Пр. 5
порошка I
Порошковое железо . . • • • 4O2 600 5 000 1,0 Получение Пр. Мягкий 4,3
порошка
Порошковый Fe—Со . . 26 Co, 6O2 500 7 500 1,7 Получение Пр.
порошка
а Данные взяты из работ Чегвиддена [1525,] Оливера и Хадфилда [1567], Скотта [1574], Рудера [1477] и др.
6 Весовые проценты, остальное железо.
в Производится английскими фирмами. Эрстит 200 и эрстит 1 000—производятся немецкими фирмами.
г Обозначения: 3.—закалка от указанной температуры (сС) в воде или в масле, В. 3.—закалка на воздухе, О. П,—охлаждение вместе с печью, О. М.—ох-
лаждение в магнитном поле, О.—отпуск, В.—волочение (проволока), Пр.—-прессование.
А) Перед окончательной термообработкой. Кунифе после термообработки является вязким.
699
ЛИТЕРАТУРА1)
1842 — 1889
1. J о u 1 е J. Р.» Ann. Electr. Magn. Chem., 8, 219 (1842).
О новом виде магнитных сил 502
2. G u i 1 1 е m i n A., Compt. Rend., 22, 264, 432 (1846).
Изменение упругих свойств мягкого железа 540
3. J о u 1 е J. Р., Phil. Mag., [3] 30, 76, 225 (1847).
О влиянии намагничивания на размеры железных и стальных полос 502
4. Thomson W., Proc. Roy. Soc., 8, 546 (1857).
Влияние намагничивания на электропроводность Ni и Fe 587
5. Wohler F., Ann. chim. phys., 56, 501 (1859).
Исследования хрома 269
6. Wiedemann G., Pogg. Ann., 117, 193, (1862).
Магнитные исследования 502
7. V i 1 1 a r i E., Ann. Phys. Chem., 126, 87 (1865).
Изменение намагничивания под действием механических напряжений и электри-
ческого тока 482
8. Lamont J., Handbuch des Magnetismus, Voss, Leipzig (1867). 388
9. Fro 1 i ch O., Electrotechn. Zs., 2, 134 (1881).
Исследования динамомашин и электропривода и теоретические вопросы, связанные
с этим 388
10. Warburg К., Ann. d. Phys., [3] 13, 141 (1881).
Магнитные исследования 407
11. Barrett W. F., Nature, 26, 585 (1882).
Об изменении размеров ферромагнитных металлов при намагничивании 502
12. Н о р k i n s о n J., Trans. Roy. Soc., 176А, 455 (1885).
Намагничивание железа 61, 73, 273, 294, 297
13. Q u i п с к е G., Ann. d. Phys., [3] 24, 347 (1885).
Исследования по электричеству 681
14. В i d w е I 1 S., Proc. Roy. Soc., 40, 109 (1886).
Изменение размеров образцов из железа, никеля и стали при намагничивании 502
15. В а г u s С., Amer. Journ. Sci., [3] 34, 175 (1887).
Влияние намагничивания на вязкость и жесткость железа и стали 540
16. С h a t t о с k А. Р., Phil. Mag., [5] 24, 94 (1887).
О магнитном потенциометре 674
17. Rayleigh, Phil. Mag., [5] 23, 225 (1887)
Поведение’железа и стали в слабых магнитных полях 392, 622
18. Е w i n g J. A., Proc. Roy. Soc., 46, 269 (1889).
Магнитное последействие в железе 622
19. G о и у L. G., Compt. Rend., 109, 935 (1889).
О магнитной потенциальной энергии и об измерении коэффициентов намагничи-
вания 681
20. Н о р k i n s о n J., Proc. Roy. Soc., 47, 23 (1889).
Магнитные свойства сплавов никеля и железа 92
21. Hadfield R. A., Journ. Iron Steel Inst., 222 (1889).
О железо-кремнистых сплавах 61
1 890—1899
22. Bidwell S., Proc. Roy. Soc., 47, 469 (1890).
Влияние механического напряжения на магнитострикцию Fe, Со и Ni 502
23. D uB о is Н. Е. J. G., Phil. Mag., [5] 29, 293 (1890).
Намагничивание в сильных полях при различных тепературах 683
24. Н о р k i n s о n J., Proc. Roy. Soc., 48, 1 (1890).
Магнитные свойства сплавов никеля и железа 92
*) Приводимые в списке названия работ не всегда точно совпадают с оригинальными.
Цифры после названия работы указывают страницы, на которых цитируется данная
работа.
ЛИТЕРАТУРА
701
25. F i nz i G., Electrician, 26, 672 (1891).
О гистерезисе при наличии переменных токов 443
26. К е п и е 1 1 у А. Е., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 8, 485 (1891).
Магнитное сопротивление 388
27. S t e i n m e t z С. P., Electrician, 26, 261 (1891).
Замечание о законе гистерезиса 408
28. S t е i n m е t z С. P., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 9, 3 (1892).
О законе гистерезиса 408
29. Hadfield R. A., Journ. Iron Steel Inst., 42, 49 (1892).
Сплавы железа и хрома 273
30. Е wi ng J. А., К 1 a a s s e n H. G., Trans. Roy. Soc., 184A, 985 (1893).
Магнитные свойства железа 338
31. Koepsel А У, Electrotechn. Zs., 15, 214 (1894).
Прибор с непосредственным отсчетом для измерения магнитных свойств железа 675
32. Curie Р., Ann. chim. phys., [7] 5, 289 (1895).
Магнитные свойства веществ при различных температурах 366, 680
33. В a i 1 у F. G., Trans. Roy. Soc., 187А, 715 (1896).
Гистерезис в железе и стали во вращающемся магнитном поле 414
34. N a g а о k а Н., Ann. d. Phys., [3] 59, 66 (1896).
О разбавленных ферромагнитных амальгамах 189, 232
35. Weiss Р., ficlairage elec., 8, 248, 306 (1896).
Намагничивание сплавов Fe и Sb 178
36. Weiss Р., Journ. Phys., [3] 5, 435 (1896).
Намагничивание кристаллического магнетита 446, 461
37. A s h w о г t h J. R., Proc., Roy. Soc., 62, 210 (1897).
О температурной компенсации магнитов 283.
38. Curie М., Compt. Rend., 125, 1166 (1897).
Магнитные свойства отпущенных сталей 295, 300
39. Curie М., Bull. Soc. d’Encour. Find. Nat., 97, 36 (1898).
Магнитные свойства закаленных сталей 295, 297, 303
40. К a t h Н., Electrotechn. Zs., 19, 411 (1898).
Новый прибор для намагничивания 675
41. М a u г a i n С., Journ. phys., [3] 7, 461 (1898).
Об истинной магнитной вязкости, существующей независимо от вихревых
токов 622.
1900 — 1 904
42. Barrett W. F., Brown W., Hadfield R. A., Sci. Trans. Roy. Dub-
lin Soc>, 7, 67 (1900).
Электропроводность и магнитная проницаемость различных сплавов железа 61,
169
43. С о t t о n A., ficlairage elec., 24, 257 (1900).
Магнетометр 667, 679
44. Е w i ng J. A., The Electrician, London, 3d ed., 1900, p. 1—393.
Магнитная индукция в железе и в других металлах 213, 281, 338,483, 626, 675
45. EpsteinJ., Electrotechn. Zs., 21, 303 (1900).
Исследование магнитных свойств листового железа 676
46. Frank Н., Ann. d. Phys., [4] 2, 338 (1900).
Влияние закалки и циклической температурной обработки на стали для постоян-
ных магнитов 283
47. Stevens J. S., Proc. Roy. Soc., 11, 95 (1900).
Влияние намагничивания на модуль упругости 543
48. В е a t t i е R., Phil. Mag., [6] 1, 642 (1901).
Гистерезис в Ni и Co во вращающемся магнитном поле 415
49. Barrett W. F., Brown W., Hadfield R. A., Journ. Inst. Electr.
Eng., 31, 674 (1902).
Исследование электропроводности и магнитных свойств свыше ста сплавов железа
61, 92, 175
50. Honda К., Shimizu S., Kusakabe S., Phil. Mag., [6] 4, 459, 537 (1902).
Изменение модуля сдвига при намагничивании 540
51. Н о n d а К., S h i m i z u S., Phil. Mag., [6] 4, 338 (1902).
Изменение длины растянутых железных проволок при намагничивании 531
52. N a g а о k а Н., Honda К., Phil. Mag., [6] 4, 45 (1902).
О магнитострикции стали, никеля, кобальта и никелевых сталей 299, 489
53. Curie Р., CheveneauC., Journ. Phys., [4] 2, 796 (1903).
Прибор для определения магнитных констант 680
54. Honda К., Shimizu S., Phil. Mag., [6] 6, 392 (1903).
Линейное расширение ферромагнетиков в магнитном поле при высоких и низких
температурах и при намагничивании 521, 522, 524, 526
702
ЛИТЕРАТУРА
55. Н agen Е., Rubens Н., Ann. d. Phys., [4] 11, 873 (1903).
Связь коэффициента отражения и эмиссионной способности металлов с электро-
проводностью 630.
56. Н a d f i е 1 d R. A., U. S. Pat. 745 829 (Appl. 6/12/03), 1903.
Магнитный сплав и способ его изготовления 61, 73
57. Heusler F., Verhandl. deut. phys. Ges., 5, 219 (1903).
Магнитные сплавы Mn 259
58. H e u s 1 e г F., Starck W., Haupt E., Verhandl. deut. phys. Ges., 5, 220
(1903).
Исследования по магнетохимии 259
59. Austin L. W., Verhandl. deut. phys. Ges., 6, 211 (1904).
Магнитное расширение гейслеровых сплавов 538
60. Heusler F., Zs. angew. Chem., 17, 260 (1904).
Марганцовистые бронзы и магнитные сплавы неферромагнитных металлов 259,
264, 266, 268
61. N a g а о k а Н., Honda К., Journ. Phys., [4] 3, 613 (1904).
Намагничивание и магнитострикция никелевых сталей 510
1905 — 1909
62. G u m 1 i с h Е., Ann. d. Phys., [4] 16, 535 (1905).
Исследование сплавов Гейслера Си—Мп—А1 263.
63. Honda К.» S h i m i z и S., Phil. Mag., (6] 10, 548, 642 (1905).
О намагничивании и линейной магнитострикции ферромагнитных металлов и спла-
вов в интервале температур от —186 до +1200° С 212, 529
64. L a n g е v i и Р., Ann. chim. phys., 18] 5, 70 (1905).
Магнетизм и электронная теория 367
65. W i 1 1 i a m s W. E., Phil. Mag., 16] 9, 77 (1905).
Изменение сопротивления железа, никеля и никелевой стали в магнитном поле
при различных температурах 600
66. Weiss Р., Journ. Phys., [4] 4, 469 (1905).
Магнитные свойства пирротита 446, 461
67. Binet du Jassoneix A., Compt. Rend., 142, 1336 (1906).
Магнитные свойства сплавов Мп—В 266
68. G u t h е К. Е., A u s t i п L. W., Nat. Bur. Standards (U. S.) Bull., 2, 297 (1906).
Эксперименты с гейслеровыми магнитными сплавами 538
69. Lyle T. R., В a 1 d w i n J. M., Phil. Mag., [6] 12, 433 (1906).
Экспериментальное исследование распространения продольных волн магнитного
потока вдоль железных проволок и стержней 621
70. Лосев К., Zs. anorg. allgem. Chem., 49, 58 (1906).
Сплавы никеля с сурьмой 240
71. Debye Р., Zs. Math. u. Phys., 54, 418 (1907).
Вихревые токи в стержнях прямоугольного сечения 612
72. М с L е n n a n J. С., Phys. Rev., 24, 449 (1907).
О магнитных свойствах гейслеровых сплавов 538
73. Weiss Р., Journ. Phys., [4] 6, 661 (1907).
Гипотеза молекулярного поля и ферромагнитные свойства 341, 383
74. W i 1 1 i a m s R. S., Zs. anorg. allgem. Chem., 55, 1 (1907).
Сплавы Sb c Mn, Cr, Si и Sn; Bi с С и Si, а также Mn c Sn и Pb 264, 268
75. Wedekind E., Ber. deut. chem. Ges., 40, 1259 (1907).
Ферромагнитные соединения Mn с В, Sb и P 256, 267
76. A s t e г о t h P., Verhandl. deut. phys. Ges., 10, 21 (1908).
Зависимость магнитных свойств гейслеровых сплавов от предшествующей терми-
ческой и механической обработки 259
77. Friedrich К., Metallurgie, 5, 212 (1908).
Диаграмма фазового равновесия сплавов системы Со—S 235
78. Friedrich К., Metallurgie, 5, 150 (1908).
Диаграмма фазового равновесия сплавов системы Со—As 227
79. Gwyer A. G. С., Zs. anorg. allgem. Chem., 57, 113 (1908).
Сплавы Al c Cu, Fe, Ni, Co, Pb и Ca 239, 632
80. К о n s t a n t i n о v N., Zs. anorg. allgem. Chem., 60, 405 (1908).
Соединения Ni и P 255
81. R i c h a r d s о n O. W., Phys. Rev., 26, 248 (1908).
Механический эффект, связанный с намагничиванием 362
82. Tobusch Н., Ann. d. Phys., [4] 26, 439 (1908).
Об упругом и магнитном последействии 622, 679
83. Voss G., Zs. anorg. allgem. Chem., 57, 34 (1908).
Сплавы Ni c Sn, Pb, Tl, Bi, Cr, Mg, Zn и Cd 249, 256
84. W e i s s P., P 1 a n e г V., Journ. Phys., [4] 7, 5 (1908).
Гистерезис во вращающихся полях 414.
ЛИТЕРАТУРА
703
85. W е d е к i n d Е., Veit T., Вег. deut. chem. Ges., 41, 3769 (1908).
Ферромагнитные азотистые соединения Mn 266
86. В u г g е s s С. F., Aston J., Trans. Am. Electrochem. Soc., 15, 369 (1909).
Обзор сплавов электролитического железа с мышьяком и висмутом 178
87. В u г g е s s G. F., Ast о n J., Chem. Met. Eng., 7, 403 (1909).
Влияние As и Sn на магнитные свойства Fe 204
88. В и г г о w s С. W., Nat. Bur. Standards (U. S.) Bull., 6, 31 (1909).
Измерение магнитной индукции в прямых стержнях 674
89. В I a k е F, С., Ann. d. Phys., [4] 28, 449 (1909).
Влияние температуры и поперечного магнитного поля на электросопротивление Bi
и N i 679
90, G u m 1 i с h Е., Zs. Electrochem., 15, 599 (1909).
Измерения высоких индукций. Некоторые свойства сплавов системы Fe—Si 62
91. Н е u s 1 е г F., R ich ar z F., Zs. anorg. allgem. Chem., 61, 265 (1909).
Магнитные сплавы марганца 261
92. H i 1 per t S., Ber. deut. chem. Ges., 42, 2248 (1909).
Магнитные свойства ферритов 179
93. L 1 о у d M. G., F i s h е г J. V. S., Nat. Bur. Standards (U. S.) Bull., 5, 453
(1909).
Испытание трансформаторной стали 676
94. Mars G., Stahl u. Eisen, 29, 1673, 1769 (1909).
Магнитные стали и постоянный магнетизм 297, 300, 303
95. Q u i t t n e г V., Ann. d. Phys., [4] 30, 289 (1909).
Магнитные свойства кристаллов магнетита 194
96. Wedekind Е., Zs. phys. Chem., 66, 614 (1909).
Магнитные сплавы немагнитных элементов 264
97. Ж е м ч у ж н ы й С., Ш е п е л е в Я., Zs. anorg. allgem. Chem., 64, 245 (1909)..
Соединения кобальта с фосфором 97
1910—1914
98. В u г g е s s С. F., Ast о n J., Met. Chem. Eng., 8, 23 (1910).
Магнитные и электрические свойства железо-никелевых сплавов 92, 179, 264
99. Brown W., Proc. Roy. Dublin Soc., 12, 349 (1910).
Постоянные магниты из хромистой стали 274
100. Cheveneau С., Phil. Mag., [6] 20, 357 (1910).
Магнитные весы Кюри—Шевено 680
101. Dorsey Н. G., Phys. Rev., 30, 698 (1910).
Магнитострикция в железо-углеродистых сплавах 101
102. Ga ns R., Phys. Zs., 11, 988 (1910).
Магнитные соответственные состояния 436, 438
103. Hegg F., Arch. sci. phys. nat., [4] 29, 592; 30, 15 (1910).
Термомагнитное исследование железо-никелевых сплавов 52, 92, 94, 268, 402
104. Honda К., Ann. d. Phys., [4] 32, 1027 (1910).
Термомагнитные свойства элементов 366.
105. Honda К., Ann. d. Phys., [4] 32, 1003 (1910).
Зависимость намагниченности некоторых сплавов от их состава и температуры 263
106. McWilliams A., Barnes Е. J., Journ. Iron Steel Inst., 81,246, 276 (1910)-
Некоторые физические свойства сталей, содержащих 2% Сг 299
107. Р a neb ia neo G., Rend. Accad. sci. (Napoli), [3a] 16, 216 (1910).
Магнитная проницаемость ферромагнитных материалов в. слабых полях 93
108. Pascal Р., Ann. chim. phys., [8] 19, 5 (1910).
Исследования по магнетохимии 370
109. Richter R., Electrotechn. Zs., 31, 1241 (1910).
Формулы для оценки потерь на гистерезис 409
ПО. Ross A. D., Gray R. С., Proc. Roy. Soc. (Edinburgh), 31, 85 (1910).
Магнитные свойства сплавов Си—Мп—Sn при различной обработке 259
111. Si everts A., Krumbhaar W., Ber. deut. chem. Ges., 43, 893 (1910).
Растворимость газов в металлах и сплавах 254
112. Terry Е. М., Phys. Rev., 30, 133 (1910).
Влияние температуры на магнитные свойства электролитического железа 112,.
135, 402, 567
113. Weiss Р., Journ. Phys., [4] 9, 373 (1910).
Абсолютное значение намагниченности насыщения 388
114. Wahl W., Zs. anorg. allgem. Chem., 66, 60 (1910).
Сплавы Co—Au 232
115. Weiss P., Onnes H. K., Compt. Rend., 150, 686 (1910).
Магнитные свойства Mn, V и Cr 266, 26J
116. Ga ns R., Phys. Zs., 12, 1053 (1910).
Формула, описывающая кривую обратимой восприимчивости 438
704
ЛИТЕРАТУРА
117. Н i 1 р е г t S., Dieckmann Т., Вег. deut. chem. Ges., 44, 2831 (1911).
Ферромагнитные соединения Mn с Р, As, Sb и Bi 265, 266
118. - Т а к е Е.» Abh. Коп. Ges. Wiss. Gott., 8, №2, 1 (1911).
Исследование старения и превращений в гейслеровых А1—Мп бронзах 259, 264
119. Woodridge W. J., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 30, 215 (1911).
Формулы для потерь на гистерезис и вихревые токи в кремнистых сталях 408
120. W е i s s Р., F о ё х G., Journ. Phys., [5] 1, 274 (1911).
Изучение намагничивания черных металлов выше точки Кюри 682
121. Wedekind Е., Magnetochemie, Berlin, 1911, S. 1 —114,266,268
122. Bloch О., Arch. sci. phys. nat., 33, 293 (1912).
Намагничивание сплавов никель—кобальт 212, 217, 221, 223
123. Binet du Jassoneix A., 8th Inst. Congr. App. Chem., 2, 165 (1912).
Магнитные свойства сплавов Fe, Co, Ni и Mn с В 181
124. Boeck er G., Metallurgie, 9, 296 (1912).
Сплавы кобальт—углерод 229, 254
125. Campbell A., Booth H. C., D у e D. W., Journ. Inst. Electr. Eng., 48,269 (1912).
Отчет об измерениях полных потерь и потерь на гистерезис для 5 образцов
магнитного листового материала 617
126. Friedrich К., Metall u. Erz., 10, 659 (1912).
О точках затвердевания сплавов Со—Ni—As 225, 333
127. G u m 1 i с h E., Ferrum, 10, 33 (1912).
Магнитные свойства сплавов Fe—С и Fe—Si 65
128. G u m 1 i c h E., G о e r e n s P., Trans. Farad. Soc., 8, 98 (1912).
Магнитные свойства сплавов Fe—С и Fe—Si 61
129. Gray A., Phil. Mag., 24, 1 (1912).
Магнитные свойства системы сплавов Ni—Mn 250, 252
130. H e u s 1 e r F., T a k e E., Trans. Farad. Soc., 8, 169 (1912).
Природа гейслеровых сплавов 259
131. Liedgens J., Stahl u. Eisen, 32, 2109 (1912).
Влияние мышьяка на свойства железа 178, 179
132. Owen М., Ann. d. Phys, [4] 37, 657 (1912).
Магнетохимические исследования. II. 366
133. Preuss А., Диссертация, Zurich (1912).
Магнитные свойства сплавов Fe—Со при различных температурах 154, 157, 158
134. Р г i n g J. N., F a i г 1 i е D. М., Journ. Chem. Soc., 101, 91 (1912).
Равновесие метана.
135. R uer R., К a n е к о' К., Metallurgie, 9, 419 (1912).
Система никель—кобальт 220
136. R о s а Е. В., G г о v е г F. W., Nat. Bur. Standards (U. S.) Bull., 8, 1 (1912).
Формулы и таблицы для расчета индуктивности 613
137. R о s s A. D., Trans. Farad. Soc., 8, 92, 185 (1912).
Магнитные свойства и микроструктура гейслеровых сплавов 259
138. S m i t h S. W. J., Guild J., Proc. Phys. Soc., 24, 344 (1912).
Саморазмагничивание отожженных стальных стержней 294
139. Weiss Р., Preuss A., Trans. Farad. Soc., 8, 154 (1912).
Магнитные свойства железо-кобальтовых сплавов 154
140. Wedekind Е., Trans. Farad. Soc., 8, 160 (1912).
Магнитные свойства соединений в зависимости от стехиометрического состава
197, 265, 266
141. Н i 1 р е г t S., Jahrb. Radioakt., 10, 91 (1913).
Ферромагнитные свойства и химическая структура 264
142. R u е г R., F i с к К., Ferrum, 11, 39 (1913).
Система железо—медь 185
143. Swinden Т. J., Iron Steel Inst. (London), Carneg. Schol. Mem., 5, 100 (1913).
Исследование структуры С—Mo сталей 300, 301
144. A p к а д ь e в В. К., Ann. d. Phys., [4] 45, 133 (1914).
Отражение электромагнитных волн проволоками 630
145. F г е u d е n г е i с h J., de, Arch. sci. phys. nat., [4] 38, 36 (1914).
Приготовление сплавов для магнитных исследований 446
146. La mor t J., Ferrum, 11, 225 (1914).
Сплавы титана с железом 205
147. Russell A., Treatise on the theory of alternating currents, I, 2d ed., 1914,
p. 1—534, 607
148. R u d e r W. E., U. S. Pat. 1 110 010 (Appl. 6/22/12).
Уменьшение содержания примесей путем отжига при высокой температуре 75
149. Schwarz М. V., Ferrum, 11, 80, 112 (1914).
Ферросилиций 66
150. Y е n s е n Т. D., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 33, 451 (1914).
Магнитные и другие свойства электролитического железа, выплавленного
в вакууме 74
ЛИТЕРАТУРА
705
1915—1919
151. А р р 1 е g a t е К. Р., Rensselaer Polytech. Inst. Bull., Eng. Sci. Ser., No. 5
1 (1915). Влияние Ti на магнитные свойства железа 206
152. Barnett S. J., Phys. Rev., 6, 239 (1915).
Намагничивание при вращении 361, 362, 364
153. В a 1 1 J. D., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 34, 2693 (1915).
Несимметричная петля гистерезиса 441
154. Chubb L. W., Spooner T., Trans Am. Inst. Electr. Eng., 34, 2671 (1915).
Влияние смещающих полей на потери на гистерезис в листовой стали 441
155. Е i n s t е i n А., Н a a s W. J., Verhandl. deut. phys. Ges., 17, 152 (1915).
Экспериментальное подтверждение существования молекулярных токов Ампера
361, 362, 364
156. G a n s R., L о у а г t е R. G., Arch. Electrotechn., 3, 139 (1915).
О гистерезисе во вращающемся поле 413
157. G i е b е 1 h a u s е n Н., Zs. anorg. allgem. Chem., 91, 251 (1915).
Поведение сплавов V с Si, Ni, Cu, Ag, и В c Ni 152, 242, 259
158. H e a p s C. W., Phys. Rev., 6, 34 (1915).
Магнитострикция и электросопротивление железа и никеля 589
159. Steinhaus W., G u m 1 i с h Е., Verhandl. deut. phys. Ges., 17, 369 (1915).
Идеальное или безгистерезисное намагничивание 440
160. Williams Е. Н., Phys. Rev., 6, 404 (1915).
Величина намагниченности насыщения и теория петли гистерезиса 157
161. Y е n s е n Т. D., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 34, 2601 (1915)
Магнитные и другие свойства некоторых сплавов железа, выплавленных в вакууме
26, 62, 68, 69, 157, 160
162. Y е n s е n Т. D., Univ, of Ill. Bull., 12, No. 29, 1 (1915).
Влияние бора на магнитные и другие свойства электролитического Fe, выплавленного
в вакууме 181
163. Alder М., Диссертация, Zurich (1916).
Магнитные свойства сплавов Ni—Си 217, 245
164. В а 1 1 J. D., Gen. Elec. Rev., 19, 369 (1916).
Исследование магнитных свойств стали и других материалов 389, 408, 409
165. G u m 1 i с h Е., Elektrotechn. Zs., 37, 592 (1916).
Некоторые исследования магнитных свойств и стабильности постоянных магнитов
из хромистой стали 273, 274, 297
166. I s h i w а г а Т., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 5, 53 (1916).
Магнитная восприимчивость нитридов марганца 266
167. Weiss Р., FreudenreichJ., Arch. sci. phys. nat., 49, 5, 449 (1916).
Температурная зависимость начальной намагниченности 158
168. Barnett S. J., Phys. Rev., 10, 7 (1917).
Намагничивание Fe, Co, Ni путем вращения и природа элементарных магнитов 364
169. Chevenard Р., Rev. de met., Mem., 14, 610 (1917).
Дифференциальный дилатометр 359
170. ElmenG. W., Canadian Pat. 180 539 (Appl. 10/4/16), 1917.
Магнитный материал 93
171. H a d f i e 1 d R. A. Cheveneau C., Geneau C., Proc. Roy. Soc., 94, 65
(1917).
Магнитные свойства Mn и некоторых марганцовистых сталей 266
172. Vogel R., Zs. anorg. allgem. Chem., 99, 25 (1917).
Железо-цериевые сплавы 182
173. Y e n s e n T. D., G a t w a r d W. A., Univ, of Ill. Bull., 14, No. 22, 1 (1917)
Магнитные и другие свойства сплавов Fe-Al, выплавленных в вакууме 49, 171,
174, 175
174. Beck К., Zurich naturforsch. Ges., 63, 116 (1918).
Магнитные свойства кристаллов Fe при комнатной температуре 455 , 460
175. F ah у F. Р., Chem. Met. Eng., 19, 339 (1918).
Пермеаметр для общих магнитных испытаний 674
176. G u m 1 i с h Е., Wiss. Abhandl. phys.-tech. Reichsanstalt, 4, 267 (1918).
Зависимость магнитных свойств, электросопротивления и плотности сплавов желе-
за от химического состава и термообработки 62, 68, 69, 74, 171, 174, 175, 188, 189.
292 293
177. St’ewart J. Q., Phys. Rev., 11, 100 (1918).
Момент вращения, связанный с магнитным моментом Fe и Ni 362, 364
178. Weiss Р., Piccard A., Compt. Rend., 166, 352 (1918).
О новых магнитокалорических явлениях 583
179. Аркадьев В. Ann. d. Phys., [4] 58, 105 (1919).
Поглощение электромагнитных волн в двух параллельных проволоках 630, 632
180. Beck Е., Ann. d. Phys., 60, 109 (1919).
Об экспериментальном исследовании молекулярных 4 токов Ампера 364
45 р. Бозорт
706
ЛИТЕРАТУРА
181. Barkhausen Н., Phys. Zs., 20, 401 (1919).
Два явления, обнаруженные с помощью новых усилителей 420
182. G u m 1 i с h Е., Ann. d. Phys., [4] 59, 668 (1919).
Температурные коэффициенты постоянных магнитов и форма последних 283
183. Honda К., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 8, 51 (1919).
Некоторые физические константы сплавов Fe—Со 156, 157
184. V о u г n a s о s А. С., Compt. Rend., 168, 889 (1919).
Нитриды Ni и Со 233, 254
1920 — 1 924
185. А г v i d s s о n G., Phys. Zs., 21, 88 (1920).
Исследование молекулярных токов Ампера методом Эйнштейна—де Гааза 364
186. Auerbach F., Graetz, Handbuch der Electr izitat u. Magnetismus, Bd. 4, 1920,
S. 712—937.
Магнитные свойства различных материалов 540, 562
187. Auwers О., Jahrb. Radioakt., 17, 181 (1920).
Магнетизм и атомная структура 264
188. E vershed Е., Journ. Inst. Electr. Eng., 58, 780 (1920).
Постоянные магниты. Теория и применение 275
189. Edwards С. A., Norbury A .L., Journ. Iron Steel Inst., 101, 447 (1920).
Хромистые стали II, влияние термообработки на электросопротивление 299
190. G u i 1 1 a u m е С. Е., Proc. Phys. Soc., 32, 374 (1920)
Аномальные свойства никелевых сталей 121, 551
191. Gans R., Ann. d. Phys., [4] 61, 379 (1920).
Обратимая проницаемость на идеальной кривой намагничивания 440
192. Н on d а К., К i d о К., Sci. Rep. Tdhoku Ump. Univ., 9, 221 (1920).
Изменение длины при намагничивании в сплавах Fe—Ni и Fe—Со 526
193. Но nda К., SaitoS., Sci. Rep. TOhoku Imp. Univ., 9, 417 (1920).
О магнитной стали KS 273 , 274 , 301, 302
194. M о n у p e n n у J. H. G., Journ. Iron Steel Inst., 101, 493 (1920).
Структура некоторых хромистых сталей 297
195. Whiddington R., Phil. Mag., 40, 634 (1920).
Ультрамикрометр 500
196. Sanford R. L., C h e n e у W. L., Nat. Bur. Standards (U. S.) Sci. Pap.,
16, 291 (1920).
Зависимость остаточной индукции и коэрцитивной силы от намагничивающего
поля 401
197. Yensen Т. D., Journ. Am. Inst. Electr. Eng., 39, 396 (1920).
Магнитные и электрические свойства железо-никелевых сплавов 94, 97, 153
198. Burrows С. W., Elec. World., 78, 115 (1921).
Монель-металл и его магнитные свойства 246
199. F о n d i 1 1 е г W., Martin W. Н., Journ. Am. Inst. Electr. Eng., 40, 553 (1921).
Гистерезисные эффекты при изменении суперпонированных полей 434
200. Н о 1 b or n L., Zs. Metallkunde, 8, 58 (1921).
Температурная зависимость электросопротивления чистых металлов 210
201. Honda К., MatumuraT., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 10, 417 (1921).
О зависимости температурного коэффициента постоянного магнита от его размеров 283 *
202. Murakami Т., Sci. Rep. Tohoku Imp., Univ., 10, 79 (1921).
Диаграмма равновесия системы Fe—Si 64
203. S p e e d В., El men G. W., Journ. Am. Inst. Electr. Eng., 40, 596 (1921).
Магнитные свойства прессованного железного порошка 616
204. Vogel R., Zs. anorg. allgem. Chem., 116, 231 (1921).
Сплавы Ni—W 258
205. Введенский Б., Ann. d. Phys., [4] 64, 609 (1921).
Вихревые токи при резком изменении намагниченности 618, 622
206. A n d е г s о n N. L., L a n с е Т. М. С., Engineering, 114, 351 (1922).
Соотношение между потерями на гистерезис и коэрцитивной силой 409
207. С h a t t о с k А. Р., В a t е s L. F., Trans. Roy. Soc., 223A, 257 (1922).
О гиромагнитном эффекте Ричардсона 362, 364
208. Che ney W. L., Nat. Bur. Standards (U. S.) Sci. Pap., 18, 609, (1922).
Магнитные свойства сплавов Fe—С в зависимости от термообработки и содержания
углерода 293
209. С 1 a a s е и Н., Диссертация, Hamburg, S. 1 [см. Phys. Вег., 4, 359 (1922)].
Использование эффекта Эйнштейна—де Гааза для обнаружения молекулярных
токов Ампера 364
210. Е 1 m е n G. W., Canadian Pat. 221 525 (Appl. 5/30/21), 1922
Загрузка линий телефонной связи 94
211. Ewing J. A., Phil. Mag., [6] 43, 493 (1922).
Новое модельное представление ферромагнитной индукции 340
ЛИТЕРАТУРА
707
212. G u m 1 i с h E., Stahl u. Eisen, 42, 41, 97 (1922).
Исследование Cr—С стали для постоянных магнитов 297, 299
213. Matsushita Т., Sci., Rep. TOhoku Imp. Univ., 11, 471 (1922).
О магнитной твердости закаленных сталей 293
214. Theodor ides Р., Journ. phys rad., [6] 3, 1 (1922).
Безводные парамагнитные соединения 680
215. А г п о 1 d Н. D., Е 1 m е n G. W., Journ. Frankl. Inst., 195, 621 (1923).
Пермаллой, сплав с интересными магнитными свойствами 93, 97
216. Fr у A., Stahl u. Eisen, 43, 1039 (1923).
Диффузия элементов, присутствующих в техническом железе в твердом состоянии 58
217. G u m 1 i с h Е., Elektrotechn. Zs., 44, 147 (1923).
Новый материал для постоянных магнитов 274, 302
218. Hunter М. A., S е b a s t Е. М., Jones A., Trans. Am. Inst. Mining Met.
Eng., 68, 750 (1923).
Некоторые электрические свойства проволок из никеля и монель-металла 216
219. Н е а р s С. W., Phys. Rev., 22, 486 (1923).
Влияние кристаллической структуры на магнитострикцию 515
220. J a h n k е Е., Е m d е F., Funktionentafeln mit Formeln und Kurven, Leipzig,
1923. (Имеется русский перевод: Я н к е Е. и Эмде Ф., Таблицы функций
с формулами и кривыми, М.—Л., 1948.) 339, 408 , 618
221. Kaiser J. F., Engineering, 135, 57 (1923).
Кобальтовые стали для постоянных магнитов 302
222. Р i 1 1 i ng N. В., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 69, 780 (1923).
Хрупкость кремнистых сталей при низких температурах 69
223. Richardson О. W., Inst. Intern, de phys. Solvay (1921 meeting) 216 (1923).
Обсуждение доклада, представленного де Гаазом 361
224. Smithsonian Institution, Smithsonian Physical Tables, Washington, 1923, 679
225. Sucksmith W., Bates L. F., Proc. Roy. Soc., 104A, 499 (1923).
О нулевом методе определения гиромагнитного отношения 362, 364
226. Spooner Т., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 42, 340 (1923).
Проницаемость 439
227. W a t s о n E. A., Journ. Inst. Electr. Eng., 61, 641 (1923).
Постоянные магниты и связь их свойств со структурой магнитных сталей 276
228. W h i t е 1 е у J. Н., Braithwaite A,, Journ. IronSteel Inst., 107, 161 (1923).
Некоторые данные о действии небольших количеств Sn в стали 205
229. W о 1 t j е г Н. R., О n n е s Н. К., Proc. Acad. Sci. Amsterdam., 26, 626 (1923).
Намагниченность сульфата гадолиния при температурах жидкого гелия 374
230. D г е i b h о 1 z, Zs. phys. Chem., 108, 1 (1924).
Исследования бинарных и тройных сплавов Мо 248, 254, 334
231. Е d w а г d s С. А., Р f е i 1 L. В., Journ. Iron. Steel Inst.» 109, 129 (1924).
Изготовление крупных кристаллов путем отжига деформированного железа 446
232. G о е г е n s Р., Stahl u. Eisen, 44, 1645 (1924).
Свойство высококачественных сталей 67
233. G е г 1 а с h W., S t е г п О., Ann. d. Phys,, [4] 74, 673 (1924).
Пространственное квантование в магнитном поле 376
234. Н е а р s С. W., Phys. Rev., 24, 60 (1924).
Магнитострикция кристаллов магнетита 515, 537
235. Н a n п а с k G., Stahl u. Eisen, 44, 1237 (1924).
О магнитных сталях. Влияние углерода на магнитные свойства 273, 274, 294, 298
236. Jordan Н., Elek. Nachr. Techn., 1, 7 (1924).
Ферромагнитные константы для слабых полей 62, 392, 616, 629
237. К е 1 s а 1 1 G. A., Journ. Opt. Soc. Am., 8, 699 (1924).
Пермеаметр на переменном токе для высокотемпературных измерений в слабых
полях 137, 158, 676
238. К е 1 s а 1 1 G. A., Journ. Opt. Soc. Am., 8, 329 (1924).
Пермеаметр для малых потерь на переменном токе в слабых полях 676
239. N i w a Y., Res. Electrotechn. Lab. (Tokyo), No. 142, 1 (1924).
Нулевой метод исследования магнитных свойств материалов 674
240. OberhofferP., DaevesK., RapatzF., Stahl u. Eisen, 44, 432 (1924).
О кривой растворимости углерода в хромистых и вольфрамовых сталях 295
241. Р а г k i n А. М., Iron Steel Inst., Carneg. Schol. Mem. 13, 1 (1924).
Зависимость свойств вольфрамовой магнитной стали с постоянным содержанием W
от термообработки и содержания С 300
242. S m i t h W. S., Garnett H. J., British Pat. 224 972 (Appl. 8/25/23), 1924.
Никелевые сплавы с высокой магнитной проницаемостью 94, 126, 129
243. S m i t h S. W. J., D e e A. A., M а у n e о r d W. V., Proc. Phys. Soc., 37,
1 (1924).
Магнитные свойства отожженных углеродистых сталей 294
244. Т у n d а 1 1 Е. Р. Т., Phys. Rev., 24, 439 (1924).
Эффект Баркгаузена 420
45*
708
ЛИТЕРАТУРА
245. Watson Е. A., JoUrn. Inst. Electr. Eng., 63, 822 (1924).
Экономическое рассмотрение применения постоянных магнитов в электрических
машинах.
246. Watson Е. A., Engineering, 118, 274, 302 (1924).
Кобальтовая магнитная сталь 301
247. Weiss Р., Forrer R., Compt. Rend., 178, 1670 (1924).
Самопроизвольная намагниченность никеля 566
248. Weiss Р., Forrer R., Compt. Rend., 178, 1347 (1924).
Магнетокалорический эффект и удельная теплоемкость Ni. 586
249. W i 1 1 s А. Р., Н е с t о г L. G., Phys. Rev., 23, 209 (1924).
Магнитная восприимчивость О, Н и Не. 681
250. Wedek i nd Е., Zs. angew. Chem., 37, 87 (1924).
Магнетохимические исследования 264
251. Yensen Т. D., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 43, 145 (1924).
Магнитные свойства тройного сплава Fe—Si—С 62, 68,- 74, 76, 292
1925 — 1927
252. A n d r e w J. H., Fisher M. S., Robertson J. M., Journ. Roy. Tech.
Coll. (Glasgow), 2, 70 (1925).
Определение удельного объема углеродистых и хромистых сталей 299
253. BarnettS. J., Barnett L. J. H., Proc. Amer. Acad. Arts Sci., 60, 127 (1925).
Намагничивание при вращении 364
254. Buckley О. E., McKeehanL. W., Phys. Rev., 26, 261 (1925).
Влияние напряжений на намагниченность и магнитный гистерезис пермаллоя 477
255. В о z о г t h R. М., Journ. Opt. Soc., Am., 10, 591 (1925).
Астатический магнетометр с нулевым отсчетом 679
256. Bridgman Р. W., Proc. Amer. Acad. Arts Sci., 60, 305 (1925).
Физические свойства монокристаллов W, Sb, Bi, Те, Cd, Zn, Sn 446
257. Cauer W., Arch. Elektrotechn., 15, 308 (1925).
Эффективная проницаемость и потери на гистерезис в слабых магнитных полях
в материале в виде полос и проволок 607, 616
258. Evershed S., Journ. Inst. Electr. Eng., 63, 725 (1925).
Постоянные магниты. Теория и применение 295, 297
259. Forest ier Н., ChaudronG., Compt. Rend., 181, 509 (1925).
Точки магнитных превращений в системе Fe2O8—MgO 195, 197, 208
260. Gerlach W., Ann. d. Phys., [4] 76, 163 (1925).
Пространственное квантование в магнитном поле 376
261. Hund F., Zs. f. Phys., 33, 855 (1925).
Теоретическое рассмотрение магнитных свойств редких земель 373
262. I s i ng Е., Zs. f. Phys.,. 31, 253 (1925).
К теории ферромагнетизма 358
263. Maurer Е., Stahl u. Eisen, 45, 1629 (1925).
О ванадиевых сталях 207
264. М е г i с а Р. D., W а 1 t е n b u г g R. G., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng.,
71, 709 (1925).
Ковкость и структура Ni 256
265. OberhofferP., Emicke O., Stahl u. Eisen, 45, 537 (1925).
О хромистой стали для постоянных магнитов 298
266. Р е s с h а г d М., Compt. Rend., 180, 1475, 1836; 181, 99, 854 (1925).
Магнитные свойства ферроникеля 89, 353
267. Ruder W. Е., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 8, 23 (1925).
Намагничивание и ориентация кристаллов 460
268. Sucksmith W., ‘ Proc. Roy. Soc., 108A, 638 (1925).
Гиромагнитное отношение для магнетита и кобальта 362, 364
269. Schonert К-, Н a n n а с k G., Ber. d. Werkstoffausschusses des Vereins deut.
Eisenhiittenleute, No. 73, 1 (1925).
Углерод и марганец в вольфрамовых магнитных сталях 295
270. Schlumberger Е., Chem. Ztg., 49, 913 (1925).
Физико-химические методы экспресс-контроля плавки в электрических печах 66
271. Webster W. L., Proc. Roy. Soc., 109A, 570 (1925).
Магнитострикция в кристаллах железа 503, 519
272. WeverF., Reinecken W., Mitt. Kaiser-Wilhelm Inst. Eisenforsch. Dussel-
dorf, 7, 69 (1925).
Система Fe—Sn 204
273. Webster W. L., Proc. Roy. Soc., 107A, 496 (1925).
Магнитные свойства кристаллов железа 456, 513, 518
274. Y е n s е n Т. D., Journ. Frankl. Inst., 199, 333 (1925).
Магнитные свойства железо-никелевого сплава, содержащего 50% Ni 94, 102, 107
ЛИТЕРАТУРА
709'
275. Adams J. R., G о e с к 1 e г F. E., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 10, 173 (1926).
Некоторые факторы, влияющие на коэрцитивную силу и остаточную индукцию ряда
магнитных сталей 295
276. Campbell Е. D., Journ. Iron Steel Inst., 113, 375 (1926).
Электросопротивление и термоэлектрические потенциалы ряда сталей, различаю-
щихся только содержанием углерода 292
277. Е 1 m е n G. W., U. S. Pat. 1 586 884 (Appl. 7/24/16 and 5/31/21), 1926.
Магнитный материал 94
278. For г er R., Journ. phys. rad., [6] 7, 109 (1926).
Искусственная магнитная анизотропия никеля 219, 397, 404, 426, 486, 487
279. G о u d s m i t S., Uhlenbeck G. E., Nature, 117, 264 (1926).
Спин электрона и структура спектров 361
280. G е г 1 а с h W., Zs. f. Phys., 38, 828 (1926).
Монокристаллы железа 456
281. Hadfield R. A., Mettalurgy and its influence on modern progress, New York,
1926, 61
282. Ho nd a K., RayaS., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 15, 721 (1926).
О намагничивании монокристаллов железа 456, 468
283. Honda R., Masiyama Y., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 15, 755 (1926).
Магнитострикция кристаллов железа 513
284. Masumoto H., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., Sendai, 449 (1926).
О новом превращении в кобальте и диаграммах фазового равновесия систем
никель—кобальт и железо—кобальт 210, 212, 220, 221
285. McReehanL. W., Journ. Frankl. Inst., 202, 737 (1926).
Магнитострикция 500, 508, 510
286. McKeenan L. W., Phys. Rev., 28, 158 (1926).
Значение магнитострикции пермаллоя 500
287. McKeehanL. W., Cioffi P. P., Phys. Rev., 28, 146 (1926).
Магнитострикция пермаллоя 527
288. Mahajani G. S., Proc. Cambr. Phil. Soc., 23, 136 (1926).
К теории ферромагнетизма 475
289. Phragmen G., Journ. Iron Steel Inst., 114, 397 (1926).
Структура сплавов Fe—Si 66
290. Pauli W., Zs. f. Phys., 41, 81 (1926).
Парамагнетизм вырожденного газа 375
291. R i b b e c k F., Zs. f. Phys., 38, 772, 887; 39, 787 (1926).
Зависимость электросопротивления никелевых сталей от состава, температуры
и термообработки 50
292. S с h u 1 z Е. Н., J е n g е W., Stahl u. Eisen, 46, 11 (1926).
К вопросу о термообработке и испытании хромистых магнитных сталей 298
293. Schulz Е. Н., J е ng е W., В a ue г f е 1 d F., Zs.Metallkunde, 18, 155 (1926).
Новые достижения в области создания высоколегированных материалов 302, 303
294. S и с k s m i t h W., P о t t e r H. H., Proc. Roy. Soc., 112, 157 (1926).
Об удельной теплоемкости ферромагнетиков 582
295. W е i s s Р., FoexG., Le Magnetisme, Paris, 1926, p. 215, 396
296. W e b b С. E., Journ. Inst. Electr. Eng., 64, 409 (1926).
Потери в магнитном листовом материале в высоких полях 408
297. Webster W. L., Proc. Roy. Soc., ИЗ, 196 (1926).
Изменение электросопротивления монокристаллов Fe при продольном намагничи-
вании 602
298. W е i s s Р., F о г г е г R., Ann. d. Phys., [10] 5, 153 (1926).
Намагничивание Ni и магнетокалорический эффект 512, 584
299. WildG., Perrier A., Arch. sci. phys. nat., 7, 209 (1926).
Закон магнитного старения и восстановление магнитных свойств железа, применя-
емого в телефонии 627
300. Adelsberger U., Ann. de phys., 83, 184 (1927).
Выделение тепла при гистерезисе и магнитная энергия ферромагнетиков ,415
301. Dickie Н. A., Journ. Iron Steel Inst., 116, 223 (1927).
Изменение магнитных и других свойств, связанное с хрупкостью при отпуске
хромо-никелевых сталей 121
302. D и р о и у G., Compt. Rend., 184, 375 (1927).
Показывающий прибор для непосредственного измерения напряженности маг-
нитного поля 679
303. Е 1 1 i s W. С., Rensselaer Polytech. Inst. Bull., Eng. Sci. Ser., 16, 1 (1927).
Исследование физических свойств электролитического Со и его сплавов с Fe 135,
154, 156.
304. Е i 1 е n d е г W., О е г t е 1 W., Stahl u. Eisen, 47, 1558 (1927).
Влияние кислорода на свойства стали 75, 295
305. Giauque W. F., Journ. Am. Chem. Soc., 49, 1870 (1927).
Магнитная восприимчивость сульфата гадолиния при низких температурах 374
710
ЛИТЕРАТУРА
306. Goldschmidt V. М., Вег. deut. chem. Ges., 60, 1263 (1927).
Кристаллическая структура и химический состав 270
307. Gumlich Е., Handb. d. Phys., 15 (1927), S. 222.
Ферромагнитные материалы 259, 261
308. Hadfield R. A., Journ. Iron. Steel Inst., 115, 297 (1927).
Сплавы железо—марганец с низким содержанием углерода 189
309. Haught on J. L., Journ. Iron Steel Inst., 115, 417 (1927).
Структура сплавов Fe—P 202
310. I s h i g a k i T., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 16, 295 (1927).
Определение плотности цементита 291
311. J о ng W. F., W i 1 1 e m s H. W. V., Physica, 7, 74 (1927).
Соединения с кристаллической решеткой типа пирротита 227, 234
312. Kase Т., Sci. Rep. Tohoku Imp., Univ., 16, 491 (1927).
О диаграмме фазового равновесия системы Fe—Со—Ni. 132, 221
313. К 1 i n k h а г d t H., Ann. d. Phys., [4] 84, 167 (1927).
Измерение истинной удельной теплоемкости при высоких температурах путем на-
грева с помощью тепловых электронов 579, 580
314. Капица П. Л., Proc. Roy. Soc., 115А, 658 (1927).
Способ получения сильных магнитных полей 679
315. Leu A., Zs. f. Phys., 41, 551 (1927).
Отклонение молекулярных пучков в магнитном поле 376
316. Masumoto Н., NaraS., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 16, 333 (1927).
О коэффициенте термического расширения сплавов никель—кобальт и железо—
кобальт и магнитострикции сплавов железо—никель 524
317. Masumoto Н., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 16, 321 (1927).
О магнитных, электрических и термических свойствах сплавов Ni—Со 222, 532
318. О f t е d а 1 L, Zs. phys. Chem., 128, 135 (1927).
Некоторые кристаллические структуры типа NiAs 235, 256, 270
319. Schulze A., Phys. Zs., 28, 669 (1927).
Термическое расширение сплавов кобальт—никель, кобальт—железо и железо—
никель 222
320. Schulze A., Zs. techn. Phys., 8, 365 (1927).
Некоторые физические свойства кобальта 210
321. S с h ufl z е A., Zs. techn. Phys., 8, 495 (1927).
Измерение магнитострикции некоторых сплавов 526, 532
322. Spooner Т., Properties and testing of magnetic materials, New York, 1927,
p. 385, 674, 683
323. Sanford R. L., Nat. Bur. Standards (U. S.) Sci. Pap., 22, 557 (1927).
Некоторые положения, определяющие выбор и применение сталей для постоянных
магнитов 278
324. Strutt М. J. О., Ann. d. Phys., [4] 84, 485 (1927).
Вихревые токи в цилиндрах эллиптического сечения 612
325. Т a m m a n n G., К о 1 1 m a n п К., Zs. anorg. allgem. Chem., 160, 242 (1927).
Растворимость меди и металлов группы железа в ртути 232
326. U m i no S., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 16, 593 (1927).
О теплоте превращения никеля и кобальта 582
327. Williams S. R., Journ. Opt. Soc. Am., 14, 383 (1927).
Некоторые экспериментальные методы исследования магнитострикции 500
328. Williams S. R., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 11, 885 (1927).
Связь между магнитными свойствами холоднокатанных металлов и их механической
твердостью 220
329. Webster W. L., Proc. Roy. Soc., 114A, 611 (1927).
Изменение электросопротивления монокристалла железа в поперечном магнитном
поле 602, 603
1928
330. Auwers О., Zs. techn. Phys., 9, 475 (1928).
Влияние размеров зерен на магнитные свойства 76
331. А г n f е 1 t Н., Iron Steel Inst. Carnegie Schol. Mem., 17, 221 (1928).
О структуре сплавов Fe—W и Fe—Mo. 190
332. Акулов H. C., Zs. f. Phys., 52, 389 (1928).
Магнитострикция кристаллов железа 500, 516, 520
333. Elektrotechn. Zs. , 49, 828 (1928).
Свойства различных магнитных сплавов 126, 246
334. А 1 1 i b о n е Т. Е., Sykes С., Journ. Inst. Metals., 39, 173 (1928).
Сплавы циркония 259
335. Boz or th R. M., Phys. Rev., 32, 124 (1928).
Магнитная вязкость при намагничивании 621, 622
336. Bloch F., Zs. f. Phys., 52, 555 (1928).
Квантовая механика электронов в кристаллической решетке 349
ЛИТЕРАТУРА
711
337. Babbitt В. J., Journ. Opt. Soc. Am., 17, 47 (1928).
Усовершенствованный пермеаметр для испытания магнитных материалов 674
338. Bates L. F., Brown R. С., Nature, 122, 240 (1Й28).
Применение монель-металла в лабораторной практике 246
339. Bates L. F., Phil. Mag., [7] 6, 593 (1928).
Опыты с ферромагнитными соединениями Мп и As 265
340. Cotton A., Compt. Rend., 177, 77 (1928).
Большой электромагнит Академии наук 678
341. Chevenard Р., Rev. de met. Mem., 25, 14 (1928).
Сплавы с высоким содержанием Ni и Сг 123, 124, 222
342. Constant F. W., Phys. Rev., 32, 486 (1928).
Выделение тепла на различных участках петли гистерезиса 89, 419
343. С г о s s Н. С., Hill Е. Е., Nat. Bur. Standards (U. S.) Sci. Pap., 22, 451 (1928).
Плотность горячекатанных и термообработанных углеродистых сталей 291
344. С о г s о n М. G., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 80, 249 (1928).
Структура сплавов Fe—Si. 68, 69
345. D u s s 1 e r E., Zs. f. Phys., 50, 195 (1928).
Влияние температуры на намагниченность монокристалла железа 456
346. Е 1 m е n G. W., Journ. Frankl. Inst., 206, 317 (1928).
Магнитные свойства перминвара 94, 131, 135, 145, 399
347. G u m 1 i с h Е., Steinhaus W., Kussmann A., Scharnow В.»
Elek. Nachr.-Techn., 5, 83 (1928).
Материалы с высокой начальной проницаемостью 147
348. G e w e c k e H., Zs. techn. Phys., 9, 57 (1928).
Температурная зависимость остаточной намагниченности 282, 283
349. Gerlach W., Atti congr. intern, fisici, Como,’l, 77 (1928).
Магнитные свойства газов и паров 375
350. Heisenberg W., Zs. f. Phys., 49, 619 (1928).
К теории ферромагнетизма 354, 358
351. Honda К., Magnetic properties of matter, Tokyo, 1928, 502, 521
352. Honda К.» Masumoto H., Kaya S., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 17, 111
Намагничивание монокристалла Fe при высоких температурах 456
353. Heusler О., Zs. anorg. allgem. Chem., 171, 126 (1928).
О гейслеровых сплавах 260
354. Kaya S., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 17, 1027 (1928).
Влияние магнитного поля на электросопротивление монокристалла Ni. 602.
355. Kaya S., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 17, 639 (1928).
О намагничивании монокристалла Ni. 456, 457
356. Kaya S., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 17, 1157 (1928).
О намагничивании монокристалла Co 456
357. Kussmann A., Zs. Metallkunde, 20, 406 (1928).
Кривые намагничивания монель-металла 246
358. M-ittasch A., Zs. anorg. allgem. Chem., 41, 827 (1928).
Карбонил железа и карбонильное железо 49
359. Mames Е., Nienhaus Н., Stahl u. Eisen, 48, 996 (1928).
Структура хромистых сталей 297
360. М a s i n g G., Zs. Metallkunde, 20, 19 (1928).
Сплавы Be с Cu, Ni, Со и Fe 180, 228
361. М a s i у a m a Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 17, 945 (1928).
Магнитострикция монокристалла никеля 514, 516
362. Millar R. W., Journ. Am. Chem. Soc., 50, 1875 (1928).
Удельная теплоемкость МпО, MnO2 и Mn3O4 при низких температурах 378
363. Polzguter F., Stahl u. Eisen, 48, 1100 (1928).
Влияние Si на свойства вольфрамовой магнитной стали 296
364. Partridge J. Н., Iron Steel Inst. Carnegie Schol Mem., 17, 157 (1928).
Магнитные и электрические свойства чугуна 83
365. Persson Е., Naturwiss., 16, 613 (1928).
Рентгеновское исследование гейслеровых сплавов и их теория 260
366. S h а с k е 1 t о n W. J., Barber I. G., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 47, 429
(1928).
Пресспорошковый пермаллой 105, 109
367. Samuel M., Ann. d. Phys., [4] 86, 798 (1928).
Магнитные свойства кобальта 213, 214
368. Schulze A., Zs. f. Phys., 50, 448 (1928).
Магнитострикция. I, 527, 529, 534, 535, 562
369. Schulze A., .Zs. Metallkunde, 20, 403 (1928).
О монель-металле. I. Электрические и термические свойства и магнитострикция 535
370. Stablein F., S ch гое t ег К., Zs. anorg. allgem. Chem., 174, 193 (1928).
Определение магнитного насыщения карбида железа 292
712
ЛИТЕРАТУРА
371. Swan J., Journ. Iron Steel Inst., 117, 369 (1928).
Влияние Si на свойства вольфрамовой магнитной стали 295
372. Стогов А. Ф., Меськин В. С., Arch. Elektrotechn., 2, 321 (1928).
Меднистые стали с большим содержанием карбидов 303
373. Schulze A., Zs. techn. Phys., 9, 338 (1928).
Термическое расширение сплавов железа 67, 171, 207
374. Slater J. С., Phys. Rev., 32, 349 (1928).
Нормальное состояние гелия 369
375. Sucksmith W., Potter Н. Н., Broadway L., Proc. Roy. Soc., 117A, 471
(1928).
Магнитные свойства монокристалла Ni. 456, 457
376. Т a ke i Т., Kinzoku no Kenkyu, 5, 79, 364 (1928).
Диаграмма фазового равновесия системы Со—Мо 233
377. Westgre n A., Phragmen G., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 13, 539
(1928).
О двойных карбидах в быстрорежущей стали 294, 295
378. Westgren A., Phragmen G., Negresco Т., Journ. Iron Steel Inst.,
117, 383 (1928).
Структура сплавов системы Fe—Cr—С 297
379. Webster W. L., Proc. Roy. Soc., 114, 611 (1928).
Влияние поперечного магнитного поля на электросопротивление монокристалла
железа 603
380. Wait G. R., В г i с k w е d d е F. G., Hall Е. L., Phys. Rev., 32, 967 (1928).
Электросопротивление и магнитная проницаемость железных проволок при радио-
частотах 634
1929
381. Auwers О., Wiss. Veroffentl. Siemens-Konzern, 8, 236 (1929).
Магнитные измерения сплавов Fe—Be 180
382. Акулов Н. С., Zs. f. Phys., 54, 582 (1929).
Атомная теория ферромагнетизма 452
383. В о z о г t h R. М., Phys. Rev., 34, 772 (1929).
Эффект Баркгаузена в железе, никеле и пермаллое 420, 421
384. Brace Р. Н., Elec. Journ., 26, 111 (1929).
‘ Кобальтовая магнитная сталь 302
385. Buchholz Н., Arch. Elektrotechn., 22, ЗбО (1929).
Экранирующее действие вихревых токов и потери на вихревые токи в полом цилин-
дрическом проводнике в переменном магнитном поле 612
386. Bates L. F., Phil. Mag., 17] 8, 714 (1929).
Магнитные свойства некоторых соединений Мп 264, 265, 268
387. Deutschmann W., Zs. techn. Phys., 10, 511 (1929).
«Звуковая рябь» в пупиновских катушках 434
388. Dwight Н. В., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 48, 812 (1929).
Функции Бесселя в задачах переменного тока 611
389. D а е v е s К., Zs. techn. Phys., 10, 67 (1929).
Влияние размеров зерна на магнитные свойства 76
390. Е 1 m е и G. W., Journ. Frankl. Inst., 207, 583 (1929).
Магнитные сплавы железа, никеля и кобальта 9о, 97, 99, 100, 135
391. Е 1 m е n G. W., U. S. Pat. 1 739 752(Арр1. 12/28/27), 1929
Магнитный материал и его применение 154, 160
392. Foster D. D., Phys. Rev., 33, 1071 (1929).
Магнитные свойства кристаллов Fe 456
393. Gould J. Е., Proc. World Eng. Cong. Tokyo, 34, 273 (1929).
Старение сталей для постоянных магнитов 296, 303
394. G г i е s Н., Esser Н., Arch. Eisenhiittenw., 2, 749 (1929).
Монокристаллы железа 456
395. Hagg G., Zs. Krist., 71, 134 (1929).
Рентгенографическое исследование системы Fe—As 178
396. Howey J. H., Phys. Rev., 34, 1440 (1929).
Магнитные свойства пленок никеля и железа 680
397. Hagg G., Zs. phys. Chem., [8] 4, 346 (1929).
Рентгенографическое исследование нитридов Мп 267
398. Honda К., О k u b о J., Н i г о п i Т., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 18, 409
(1929).
Выделение тепла при намагничивании сталей 419
399. Inglis D. R., Instruments, 2, 129 (1929).
Некоторые магнитные свойства монель-металла 246
400. Kussmann A., S с h а г и о w В., Zs. f. Phys., 54, 1 (1929).
Коэрцитивная сила и механическая твердость 129, 185, 186, 315
ЛИТЕРАТОРА
713
401. Kroll W., Wiss. Veroffentl. Siemens-Ko nzern, 8, (1) 220 (1929).
Сплавы Be c Fe 153, 180, 304, 333
402. Koster W., Zs. anorg. allgem. Chem., 179, 297 (1929).
Влияние мелко-дисперсных выделений на коэрцитивную силу 293
403. Krupkowski A., Rev. de met., 26, 131, 193 (1929).
Сплавы никель—медь 245, 461
404. Lapp Е., Ann. de phys., [10] 12, 442 (1929).
Определение истинной удельной теплоемкости никеля электрическим методом. 579,.
580
405. Masumoto Н., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 18, 195 (1929).
О намагниченности железо-никель-кобальтовых сплавов 97, 135, 157, 158, 223
406. М a h a j a n i G., Trans. Roy. Soc., 228A, 63 (1929).
Теория ферромагнитных кристаллов 339, 341, 452, 475
407. М е с ь к и н В. С., Arch. Eisenhuttenw., 3, 417 (1929).
Влияние холодной обработки на магнитные свойства углеродистой стали 294
408. McKeehan L. W., Journ. Opt. Soc. Am., 19, 213 (1929).
Измерение магнитных величин 683
409. М a s i ng G., Dahl О., Wiss. Veroffentl. Siemens-Konzern, 8, (1), 211 (1929).
Сплавы Be—Ni 240
410. Millar R. W., Journ. Am. Chem. Soc., 51, 215 (1929).
Теплоемкость при низких температурах FeO, Fe3O4, Cu2O и CuO 378
411. N i s h i у a m a Z., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 18, 341 (1929).
О магнитострикции монокристалла Co 514, 522
412. N i s h i у a m a Z., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 18, 359 (1929).
Измерение упругих свойств, постоянных решетки и плотности бинарных сплавов
в области твердых растворов 206, 207
413. Onnes Н. К., Tuyn W., Inti. Crit. Tables, 6, 124 (1929).
Электросопротивление элементов при температуре ниже —80° С 50
414. Oberhoffer Р., Kreutzer С., Arch. Eisenhuttenw., 2, 449 (1929).
О системах Fe—Si, Fe—Cr, Fe—P 64
415. О s a w а А., О у a S., Sci. Rept. Tdhoku Imp. Univ., 18, 727 (1929).
Рентгенографический анализ сплава Fe—V 206
416. О e r t e 1 W., Stahl u. Eisen, 49, 1449 (1929).
Исследование стали для постоянных магнитов 676
417. Р г е i s а с h F., Ann. d. Phys., [5] 3, 737 (1929).
Исследования эффекта Баркгаузена 397, 420, 487
418. Pierce G. W., Proc. Inst. Radio Engr., 17, 42 (1929).
Магнитострикционные осцилляторы 500, 542, 551
419. Potter H. H., Proc. Phys. Soc., 41, 135 (1929).
Рентгеновские исследования структуры монокристаллов гейслеровых сплавов
и связь структуры с магнитными свойствами 260, 461
420. Persson Е., Zs. f. Phys., 57, 115 (1929).
О структуре гейслеровых сплавов 260
421. Rogers В. A., Trans. Am. Electrochem. Soc., 56, 225 (1929).
Замечания по статье Йенсена [441] 55
422. Rankin J. S., Journ. Roy. Techn. Coll. (Glasgow), 2, 12 (1929).
Магнитострикция различных сталей 529, 534
423. S i z о о J. G., Ann. d. Phys., [5] 3, 270 (1929).
Об эффективной и обратимой проницаемостях 436
424. Стогов А. Ф., М е с ь к и н В. С., Н. Т. У. В.Н.Х. М., 1929
Исследование температурной зависимости постоянного магнетизма 296
425. Стогов А. Ф., М е с ь к и н В. С., Arch. Eisenhuttenw., 2, 595 (1929).
Молибденовые стали и их использование в качестве материала для постоянных маг-
нитов 300
426. S t a b 1 е i n F., Arch. Elektrotechn., 3, 301 (1929).
Физические* свойства чистых хромистых и вольфрамовых сталей 183, 206, 207.
427. Schmidt W., Arch. Eisenhuttenw., 3, 293 (1929).
Рентгенографическое исследование сплавов системы Fe—Мп. 189
428. Stoner Е. С., Proc. Leeds Phil. Lit. Soc., Sci. Sect., 1, 484 (1929).
Диамагнетизм и пространственное распределение заряда в атомах и ионах 369
429. S i z о о J. G., Zs. f. Phys., 56, 649 (1929).
Кривые намагничивания монокристаллов железа 456
430. Sieverts A., Zs. Metallkunde, 21, 37 (1929).
Абсорбция газов металлами 26, 249
431. Sykes С., Journ. Inst. Metals, 41, 179 (1929).
Сплавы циркония 259
432. Т a ke i Т., Murakami Т., Sci. Rept. Tdhoku Imp. Univ., 18, 135 (1929).
Диаграмма фазового равновесия системы Fe—Мо 34, 190
433. Van V 1 е с k J. Н., Frank A., Proc. Natl. Acad. Sci. (U. S.), 15, 539 (1929).
Диамагнетизм нормальной молекулы H2 370
714
ЛИТЕРАТУРА
434. Weiss Р., Forrer R., Ann. phys., [10] 12, 279 (1929).
Абсолютное насыщение ферромагнетиков и закон приближения к насыщению, выра-
женный через Н и Т 154, 157, 158, 181, 194, 195
435. Weiss Р., F оё х G., Inti. Grit. Tables, 6, 366 (1929).
Ферромагнетизм 158, 194, 203, 217, 223,. 266, 461
436. Weiss Р., Forrer М., Birch F., Compt. Rend., 189, 789 (1929).
Намагниченность насыщения Co—Ni и атомные моменты Co и Ni 212, 223, 353, 375
437. W e v e r F., Naturwiss., 17, 304 (1929).
Влияние элементов на полиморфизм железа и их положение в периодической
системе 187, 358
438. W о 1 t j е г Н. R., Coppoolse С. W., Wiersma Е. С., Proc. Acad.
Sci., Amsterdam, 32, 1329 (1929).
Зависимость магнитной восприимчивости 0*2 от температуры и плотности.
439. We v er F., Hashimoto U., Mitt. Kaiser-Wilhelm Inst. Eisenforsch. (Dussel-
dorf), 11, 293 (1929).
Система Co—Cr 230
440. Wise E? M., Trans. Am. Inst.^Mining Met. Eng., 384 (1929).
Сплавы золота, имеющие повышенную прочность 248
441. Y е n s е n Т. D., Trans. Am. Electrochem. Soc., 56, 215 (1929).
Способы получения чистого железа и некоторые свойства последнего 54, 55
442. Yensen Т. D., Journ. Iron Steel Inst., 120, 187 (1929).
Система Fe—Si—С: структура и магнитные свойства 65
1930
443. Акулов Н. С., Zs. f. Phys., 59, 254 (1930).
О законе, связывающем различные свойства ферромагнитных кристаллов 516, 602
444. Ageew N. W., Vher О. I., Journ. Inst. Metals, 44, 83 (1930).
Диффузия алюминия в железо 170
445. В о z о г t h R. М., Dillinger J. F., Phys. Rev., 35, 733 (1930).
Эффект Баркгаузена. II. Определение среднего размера скачков при намагничива-
нии 422, 561
446. Брицке Э. В., Капустинский А. Ф., Zs. anorg. allgem. Chem., 194,
323 (1930).
Сродство различных металлов к сере 59, 203
447. Bloch F., Zs. f. Phys., 61, 206 (1930).
К теории ферромагнетизма 358, 359, 568
448. Becker R., Kersten M., Zs. f. Phys., 64, 660 (1930).
Намагничивание никелевых проволок при сильном растяжении 487, 650, 682
449. Bitter F., Phys. Rev., 33, 389 (1930).
Магнитная восприимчивость некоторых органических газов 682
450. Becker R., Zs. f. Phys., 62/ 253 (1930).
Теория кривой намагничивания 520
451. Burgers W. G., Basart J. M., Zs. Krist., 75, 155 (1930).
Период решетки ряда твердых растворов Си—Ni. 245
452. Bates L. F., Proc. Phys. Soc., 42, 441 (1930).
Удельные теплоемкости ферромагнитных веществ 265
453. Cioffi Р. Р., Nature, 126, 200 (1930).
Железо, отожженное в водороде 55
454. Constant F. W., Phys. Rev., 36, 1654 (1930).
Магнитные свойства сплавов Pt—Со и Pd—Со. 330
455. Dean W. A., Rensselaer Polytechn. Inst. Bull., Eng. Sci. Ser., 26, 31 (1930).
• Исследование некоторых физических свойств системы железо—никель—хром 123,
124 421 534.
456. Eucken A., Werth Н., Zs. anorg. allgem. Chem., 188, 152X1930).
Удельная теплоемкость некоторых металлов и сплавов при низкой температуре.
457. Е 1 m е n G. W., U. S. Pat. 1 768 443 (Appl. 8/5/25) (1930).
Магнитный материал и егр применение 94
458. Е b i n g е г A., Zs. techn. Phys., 11, 221 (1930).
Исследование проницаемости Fe в переменном магнитном поле 439
459. Е 1 1 w о о d W. В., Phys. Rev., 36, 1066 (1930).
Изменение температуры, сопровождающее изменение намагниченности железа 419
460. Fischer F. К., Rensselaer Polytech. Inst. Bull., Eng. Sci. Ser., 28, 1 (1930).
Исследование магнитных и электрических свойств некоторых железо-хромистых
сплавов 184
461. Forrer F., Journ. phys. rad., [7] 1, 49 (1930).
Проблема двух точек Кюри 154, 158
462. Foster D., В о z о г t h R. М., Nature, 125, 525 (1930).
Природа кривой намагничивания монокристаллов Fe 456
ЛИТЕРАТУРА
715
463. Forrer R., Journ. phys. rad., [7] 1, 325 (1930).
Атомные моменты в ферромагнитных сплавах 353, 359
464. Френкель Я. И., Дорфман Я. Г., Nature, 126, 274 (1930).
Самопроизвольная и индуцированная намагниченность в ферромагнитных кристал-
лах 656
465. Gum 1 i ch Е., Steinhaus W., Kussmann A., Sch ar no w B.t
Elek. Nachr. Techn., 7, 231 (1930).
Материалы с высокой начальной проницаемостью 148, 153, 333
466. Goldschmidt R., Zs. techn. Phys., 11, 8 (1930).
Суперпозиция сильных и слабых полей в магнитных материалах 434
467. Gier J. R., Elec. Journ., 27,236 (1930).
Магниты из кобальтовой стали для компасных стрелок 303
468. Gerlach W., Schneiderhan К., Ann. d. Phys., [5] 6, 772 (1930).
Электросопротивление, его изменение в магнитном поле и истинная намагниченность
вблизи точки Кюри 598, 600
469. Gerlach W., Zs. f. Phys., 59, 847 (1930).
Магнитное изменение электросопротивления и самопроизвольная намагниченность 600
470. Gerlach W., Zs. f. Phys., 64, 502 (1930).
Магнитные характеристики кристаллов железа 456
471. Heisenberg W., Metallwirtschaft, 9, 843 (1930).
Успехи теории ферромагнетизма 476
472. I s h i w а г а Т., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 19, 499 (1930).
Диаграммы фазового равновесия систем Al—Мп и Fe—Mn 189
473. Jordan L., Swanger W. H., Journ. Res. Nat. Bur. Standards (U. S.),
5, 1291 (1930).
Свойства чистого никеля 216, 217
474 Kost i ng P. R., Rensselaer Polytech. Inst. Bull. Eng., Sci. Ser., 26, 1 (1930).
Система никель—железо—медь 128
475. Ku h 1 ewe in H., Phys. Zs., 31, 626 (1930).
Тройные сплавы железо—никель—медь 222
476. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 3, 637 (1930).
К вопросу об азоте в техническом железе 54, 630
477. Kussm a nn A., S с h а г п о w В., М es s k i n W. S., Stahl u. Eisen, 50,1194(1930).
Динамная и трансформаторная тонколистовая меднистая сталь 77
478. Koster W., Stahl u. Eisen, 50, 687 (1930).
О твердении сталей, легированных медью 185
479. Koster W., Zs. Metallkunde, 22, 289 (1930).
О возврате в сплавах железа 187
480. Koster W., Arch. Eisenhiittenw., 4, 289 (1930).
Влияние холодной деформации и содержания азота на магнитные свойства 192, 653
481. Kinnard I. F., Faus Н. Т., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 49,949(1930).
Самокомпенсирующийся индикатор температуры 247
482. McKeehan L. W., Phys. Rev., 36, 948 (1930).
Влияние продольного намагничивания и растяжения на электросопротивление ни-
келевых и пермаллоевых проволок 587, 596
483. О s a w a A., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 19, 109 (1930).
Рентгенографическое исследование сплавов систем Ni—Со и Fe—Со 221, 222
484. О у а М., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 19, 235 (1930).
Диаграмма фазового равновесия системы Fe—V 207
485. Р г о с о р i u S., Journ. phys. rad., [7] 1, 365 (1930).
Намагничивание ферромагнетиков при воздействии переменного поля 440
486. Powell F. С., Proc. Roy. Soc., 130А, 167 (1930).
Направление намагничивания ферромагнитных монокристаллов 476
487. Rankin J. S., Journ. Roy. Tech. Coll. (Glasgow), 2, 173 (1930).
Влияние очень больших напряжений при растяжении на магнитострикцию стали
488. Scott Н., Trans. Am. Inst. Mining. Met. Eng., 89, 506 (1930).
Термическое расширение сплавов Fe—Co—Ni с малым ’коэффициентом расши-
рения 132
489. Stoner E. C., Phil. Mag., [7] 10, 27 (1930).
Магнитные и термомагнитные свойства ферромагнетиков 356, 358
490. Slater J. С., Phys. Rev., 36, 57 (1930).
Атомные характеристики экранирования 262, 356
491. St ierst adt О., Phys. Zs., 31, 561 (1930).
Изменение электропроводности ферромагнетиков в продольных полях 587
492. Scott К. L., Proc. Inst. Radio Eng., 18, 1750 (1930). '
Изменение индуктивности катушек, обусловленное экранирующим действием ви-
хревых токов в сердечниках 607
493. S a d г о n С., Compt. Rend., 190, 1339 (1930).
О ферромагнетизме сплавов Ni и Сг. 244
716
ЛИТЕРАТУРА
494. Tammann G., Oel sen W., Zs. anorg. allgem. Chem., 186, 257 (1930).
Температурная зависимость концентрации насыщенных твердых растворов 186,
228, 231, 232, 235, 256
495. We v er F., Jellinghaus W., Mitt. Kaiser-Wilhelm Inst. Eisenforsch.
(Dusseldorf), 12, 317 (1930).
Бинарная система железо—ванадий 152, 207
496. Wood W. A., Phil. Mag., [7] 10, 659 (1930).
Рентгенографическое исследование осадков, выделенных из некоторых вольфрамо-
вых магнитных сталей 295, 296
497. Webster W. L., Proc. Phys. Soc., 42, 431 (1930).
Магнитострикция и изменение сопротивления монокристаллов Fe и Ni 462, 602
498. W е v е г F., Muller A., Zs. anorg. allgem. Chem., 192, 337 (1930).
Структура твердых растворов Fe с Be и Al 179
499. W е v е г F., Muller A., Zs. anorg. allgem. Chem., 192, 317 (1930).
Двухкомпонентная система Fe—В и структура борида железа Fe4B2 180
500. Wever F., Lange H., Mitt. Kaiser-Wilhelm Inst. Eisenforsch. (Dusseldorf)^
12, 353 (1930).
Температурная зависимость магнитных свойств твердых растворов Со—Сг 230
501. Westgren A., Ekman W., Arkiv. Kemi/ Miner. Geol. (В), 10 (11), 1 (1930)..
Структурные аналоги интерметаллических соединений 248
1931
502. Акулов Н. С., Zs. f. Phys., 69, 78 (1931).
Теория кривой намагничивания монокристаллов 463, 464, 518
503. Акулов Н. С., Zs. f. Phys., 69, 822 (1931).
Ход кривой намагничивания-в сильных полях 390, 467
504. Adcock F., Journ. Iron Steel Inst., 124, 99 (1931).
Диаграмма фазового равновесия системы Сг—Fe 18о
505. Bredig G., Schwartz von Bergkampf E., Zs. f. phys. Chem-
(Bodenstein), 172 (1931).
О никеле гексагональной структуры 249, 254
506. Barnett S. J., Proc. Am. Acad. Arts Sci., 66, 274 (1931).
Вращение пермаллоя и мягкого железа при намагничивании 364
507. Brunauer S., Jefferson М. Е., Emmett Р. Н., Hendricks
S. В., Journ. Am. Chem. Soc., 53, 1778 (1931).
Равновесие в системе Fe—N 59, 193
508. В о z о г t h R. М., Dillinger J. F., Nature, 127, 777 (1931).
Распространение магнитных возмущений вдоль проволок 397, 426
509. Bitter F., Phys. Rev., 38, 1903 (1931).
О неоднородностях намагничивания ферромагнитных материалов 427
510. Bloch F., Gentile G., Zs. f. Phys., 70, 395 (1931).
Магнитная анизотропия монокристаллов ферромагнетиков 476
511. Dietsch G., Zs. techn. Phys., 12, 380 (1931).
Магнитострикция ферромагнетиков 521, 522, 524, 534
512. Dietsch G., Fricke W., Phys. Zs., 32, 640 (1931).
О поперечной магнитострикции 522
513. Dahl О., Pf a f f en ber ger J., Zs. f.. Phys., 71, 93 (1931).
Анизотропия магнитных материалов 471
514. Elmen G. W., Bell Lab. Record, 10, 2 (1931).
Новые виды пермаллоя 112
515. Forrer R., Journ. phys. rad., [7] 2, 312 (1931).
Некоторые экспериментальные подтверждения предположения о наличии двух точек
Кюри 158, 197
516. Fowler R. Н., Powell F. С., Proc. Camb. Phil. Soc., 27, 280 (1931).
Заметки о ферромагнетизме 476
517. Ger old Е., Stahl u. Eisen, 51, 613 (1931).
Зависимость магнитной индукции конструкционной стали от химического состава 83
518. Giebe Е. Blechschmidt Е., Ann. d. Phys., [5] 11, 905 (1931).
Исследования влияния намагничивания на модуль упругости при крутильных колеба-
ниях ферромагнетиков 552
519. Guthrie A. N., Bourland L. Т., Phys. Rev. 37, 303 (1931).
Магнитная восприимчивость элементов группы Pd—Pt 680
520. Heraeus-Vacuumschmelze A. G,. Archn. techn. Messen, 1, 913 (1931).
Сильно магнитные железо-никелевые сплавы для трансформаторов и измерительных
приборов 130
521. Honda К., Masumoto Н., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 20, 323 (1931).
О намагничивании монокристаллов Со при высоких температурах 212, 456
522. Hamos L., Thiessen Р. A., Zs. f. Phys., 71, 442 (1931).
Обнаружение в твердых телах областей с разным магнитным состоянием 427
ЛИТЕРАТУРА
717
523» Hougardy Н., Arch. Eisenhuttenw., 4, 497 (1931).
О системе Fe—С—V 207
524. Haworth F. Е.» Bell System Techn. Journ., 10, 20 (1931).
Самописец для записи кривой намагничивания 683
525. Heisenberg W., Zs. f. Phys., 69, 287 (1931).
Теория магнитострикции ,и кривой намагничивания 462, 468, 518, 650
526. I d е J. М., Proc. Inst. Radio Eng., 19, 1216 (1931).
Измерения на магнитострикционных вибраторах 552, 562
527. Kersten М., Zs. techn. Phys., 12, 665 (1931).
Влияние упругого растяжения на величину начальной проницаемости 496, 499,
561, 650
528. Ku h 1 ewe i n Н., Wiss. Veroffentl. Siemens-Konzern, 10, No. 2, 72 (1931).
Магнитные свойства перминваров 139, 141
529. Keinath G., Arch, techn. messen, 1, 913 (1931).
Сплавы железо —никель с высокой проницаемостью 148
530. К е г s t е n М., Zs. f. Phys., 71, 553 (1931).
О влиянии упругого натяжения на магнитные свойства никеля 404, 480, 484, 488,
650
531. Kaya S., Kussmann A., Zs. f. Phys., 72, 293 (1931).
Ферромагнетизм и фазовое состояние двухкомпонентной системы Ni—Мп 250, 605
532. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 4, 609 (1931).
Дисперсионное твердение в сплавах Fe—Р. 203
4533. М a s i у a m a Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 20, 574 (1931).
О магнитострикции железо-никелевых сплавов 502, 510, 522, 524, 527, 533
534. Ma sum о to Н., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 20, 101 (1931).
О термическом расширении сплавов железа, никеля и кобальта 132, 135, 222, 511
535. Michels R., Ann. d. Phys., [5] 8, 877 (1931).
О зависимости проницаемости от частоты 634
536. М a t s u n a g a Y., Kinzoku no Kenkyu, 8, 549 (1931).
Диаграмма фазового равновесия системы Со—Сг 230
537. Mishima Т., Proc. World Eng. Cong. (Tokyo), 36, 215 (1931).
Влияние углерода на хрупкость после отжига Ni и его сплавов 248
538. Potter Н. Н., Phil. Mag., [7] 12, 255 (1931).
Некоторые магнитные сплавы и их свойства 263, 268, 331, 334, 468
539. Potter Н. * Н., Proc. Roy. Soc., 132А, 560 (1931).
Об изменении электросопротивления Ni в магнитном поле 600
540. Preston G. D., Journ. Iron Steel Inst., 124, 139 (1931).
Рентгенографическое исследование сплавов Cr—Fe 183
541. Powell F. C., Proc. Cambr. Phil. Soc., 27, 561 (1931).
Магнитострикция монокристаллов Fe и Ni 520
542. Rankin J. S., Journ. Roy. Tech. Coll. (Glasgow), 2, 385 (1931).
Дальнейшие опыты по магнитострикции перенапряженных материалов 521, 525, 534
543. Sohnchen Е., Piwowarsky Е., Arch. Eisenhuttenw., 5, 111 (1931).
Влияние легирующих элементов: никеля, кремния, алюминия и фосфора на раство-
римость углерода в железе.
544. Sucksmith W., Proc. Roy. Soc., 133A, 179 (1931).
Гиромагнитный эффект в парамагнетиках. II, 365
545. .Schulze A., Ann. d. Phys., [5] И, 937 (1931).
Гистерезисные явления при магнитострикции 524
546. Sixtus К. J., Т о n k s L., Phys. Rev., 37, 930 (1931).
Распространение больших скачков Баркгаузена 397, 650
547. S u g i u г a J. Res. Electrotechn. Lab. (Tokyo), No. 300,- 1 (1931).
О магнитных свойствах текстурованного железа 443
548. Sato Т., Techn. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 9, 515 (1931).
Металлографическое исследование сплавов Fe—Si—C 65
549. S t 6 sse 1 R., Ann. d. Phys., [5] 10, 393 (1931).
Магнитный момент молекул NO 375
550. T r a u t m а и и В., Zs. Metallkunde, 23, 86 (1931).
Новый жаростойкий металл 132
551. Takeda S., Techn. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 9, 483, 627; 10, 42 (1931).
Металлографическое исследование тройных сплавов системы Fe—W—С 295
552. Wever F., Heinzel A., Mitt. Kaiser-Wilhelm Inst. Eisenforsch. (Dussel-
dorf), 13, 193 (1931).
Два примера трехкомпонентных систем Fe с замкнутой -у-областью 333
553. Wever F., Hindricks J., Mitt. Kaiser-Wilhelm Inst. Eisenforsch. (Dussel-
dorf), 13, 273 (1931).
Выплавка динамной и трансформаторной Si—Al стали в высокочастотной индук-
ционной печи 76
554. Webb С. Е., Journ. Iron Steel Inst., 124, 141 (1931).
Исследования магнитных свойств сплавов Сг—Fe 184
718
ЛИТЕРАТУРА
555. Wartenburg Н., Gurr W., Zs. anorg. allgem. Chem., 196, 374 (1931)>
Диаграммы плавкости оксидов, устойчивых при высоких температурах 233
556. Y е n s е n Т. D., Elec. Journ. 28, 386 (1931).
Гиперник с проницаемостью, равной 167 000 94, 102, 109
557. Y е n s е n Т. D., U. S. Pat. 1 807 021 (АррЕ 3/29/24), 1931
Магнитный материал и способ его изготовления 75, 102
1932
558. Акулов Н. С., Д е х т я р М. В., Ann. d. Phys., 15, 750 (1932).
О сложном строении ферромагнитных монокристаллов 247, 427
559. A t о г f Н., Zs. f. Phys., 76, 513 (1932).
Несовпадение малых симметричных и асимметричных петель гистерезиса 627
560. Акулов Н. С., Брюхатов Н. Л., Ann. d. Phys., 15, 741 (1932).
Метод количественного определения текстуры проката 471
561. Bloch F., Zs. f. Phys., 74, 295 (1932).
Обменное взаимодействие и остаточная намагниченность 384, 643, 650
562. Bitter F., Phys. Rev., 41, 507 (1932).
Опыты по выяснению природы ферромагнетизма 430
563. Bozorth R. М., Dillinger J., Phys. Rev., 41, 345 (1932).
Эффект Баркгаузена. III. 424
564. Beck F. J., McKeehan L. W., Phys. Rev., 2, 42, 714 (1932).
Эффект Баркгаузена на монокристаллах во вращающихся полях 425
565. Barth Т. F. W., Р о s n j a k Е., Zs. Krist., 82, 325 (1932).
Структуры типа шпинели 196
566. Bradley A. J., J a v А. Н., Journ. Iron Steel Inst., 125, 3390 (1932); Proc»
Roy. Soc., 136A, 210 (1932).
Образование сверхструктур в сплавах 170
567. Becker R., Phys. Zs., 33, 905 (1932).
Упругие напряжения и магнитные свойства 384, 650
568. Bozorth R. М., Phys. Rev., 42, 882 (1932).
Теория ферромагнитной анизотропии монокристаллов 468
569. Brill R., Haag W., Zs. Elektrochem., 38, 211 (1932).
~ О системах Fe—Hg и Ni—Hg 253
570. Cioffi P. P., Phys. Rev., 39, 363 (1932).
Железо, отожженное в водороде 38, 102
571. Coeterier F., Scherrer P., Helv. Phys. Acta, 5, 217 (1932).
Измерение гиромагнитного отношения в пирротите 364
572. Czerlinsky Е., Ann. d. Phys., [5] 13, 80 (1932).
О магнитном насыщении 391, 456, 467
573. Cioffi Р. Р., U. S. Pat. 1 866 925 (Appl. 7/31/30), 1932
Магнитный материал 62
574. Dahl О., Zs. Metallkunde, 24, 107 (1932).
Переохлаждение и превращение в железо-никелевых сплавах 135, 147, 151, 333
575. Englert Е., Ann. d. Phys., [5] 14, 589 (1932).
Изменение электросопротивления в продольном и поперечном магнитных полях 600
576. Е 1 е n b a a s W., Physica, 12, 125 (1932).
Связь между петлей гистерезиса и девственной кривой намагничивания ферромаг-
нитных веществ 409
577. Е 1 е n b a a s W., Elec. Eng., 51, 668 (1932).
Магнитные стали и постоянные магниты 279
578. Englert Е., Zs. f. Phys., 74, 748 (1932).
Изменение электросопротивления и намагниченности в точке Кюри 600
579. F о г г е г R., М а г t a k J., Journ. phys. rad., [7] 3, 408 (1932).
Магнитные мультиплеты, их природа и экспериментальное определение 426
580. Gregg J. L., The alloys of iron and molybdenum, New York, 1932.
581. Gans R., Ann. d. Phys., [5] 15, 28 (1932).
О магнитных свойствах изотропных магнитных материалов 390, 452, 456, 463, 467
582. Gerlach W., Ann. d. Phys., [5] 12, 849 (1932).
Ферромагнетизм и электрические свойства. IV. 589, 596
583. Gray F. W., Farquharson J., Journ. Sci. Instr., 9, 1 (1932).
Усовершенствование весов Кюри—Шевено 680
584. Hashimoto U., Kinzoku no Kenkyu, 9, 57 (1932).
Сплавы Co—Ni. 212, 221
585. Harlem J., Ann. d. Phys., [5] 14, 667 (1932).
О гистерезисе во вращающемся поле.
586. Hamos L., Thiessen P. A., Zs. f. Phys., 75, 562 (1932).
Наблюдение ферромагнитных областей, находящихся в различном магнитном,
состоянии 427
587. Hoag J. В., Jones Н., Phys. Rev., 42, 571 (1932).
Проницаемость железа при сверхвысоких частотах 613, 632
ЛИТЕРАТУРА
719
588. Kroll W., Metallwirtschaft, И, 435 (1932).
Сплавы галлия 247
589. Kiihlewein Н.» Wiss. Veroffentl. Siemens-Konzern, 11, 124 (1932).
Магнитные свойства железа, никеля, кобальта и некоторых сплавов при повышенных
температурах 53, 139, 141, 160, 213, 218, 402, 564
590. Kussmann A., S ch а г now В., Schulze A., Zs. tech. Phys., 13, 449
(1932).
Физические свойства и структура сплавов бинарной системы Fe—Со 156, 157
591. Koster W., Т о n n W., Arch. Eisenhuttenw., 5, 627 (1932).
Система Fe—Со—Мо 165,304, 332
592. Koster W., Т о nn W Arch. Eisenhuttenw., 5, 431 (1932).
Система Fe—Со—W 165, 168, 304, 332
593. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 6, 113 (1932).
Система Fe—Co—Cr 165, 166, 332
594. К u h 1 e w e i n H., Phys. Zs., 33, 348 (1932).
Соотношение между девственным и остаточным намагничиванием 409
595. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 6, 17 (1932).
Механическое и магнитное дисперсионное твердение в сплавах Fe—Со—W и Fe—
—Со—Мо 165, 168, 274, 303, 304, 334
596. Koster W., Zs. Elektrochem., 38, 549 (1932).
Связь между магнитными свойствами и структурой сплавов 334
597. К г i z А., Р о b о г i 1 F., Journ. Iron Steel Inst., 126, 323 (1932).
Дальнейшее исследование структуры сплавов Fe—С—Si 65
598. Kersten М., Zs. f. Phys., 76, 505 (1932).
Магнитный анализ внутренних напряжений 496, 499
599. Koster W., Т о n n W., Zs. Metallkunde, 24, 296 (1932).
Бинарные системы Co—W и Co—Mo 232, 236
600. Lichtenberger F., Ann. d. Phys., [5] 15, 45 (1932).
Магнитострикция и намагничивание монокристаллов железо-никелевых сплавов
457, 514, 592, 603
601. М i s h i m a T., Ohm, 19, 353 (1932).
Никель-алюминиевая сталь для постоянных магнитов 148, 274, 275, 306
602. / М a s i у a m a Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 21, 394 (1932).
О магнитострикции сплавов Fe—Со 508, 522, 526, 537, 533
603. Messkin W. S., Kussmann A., Die Ferromagnetischen Legierungen,
Berlin, 1932, 204, 245 , 255 , 264, 295 , 296, 300, 303
604. Mobius W., Phys. Zs., 33, 411 (1932).
Модуль кручения никеля при высоких температурах и одновременном намагничива-
нии 552
605. Немилов В. A., Zs. anorg. allgem. Chem., 204, 49 (1932).
Твердость, микроструктура и температурный коэффициент электросопротивления
сплавов Fe—Pt 327
606. Neel L., Ann. de phys., [10] 17, 5 (1932).
Влияние флуктуаций молекулярного поля на магнитные свойства вещества 378
607. О с h s е и f е 1 d R., Ann. d. Phys., [5] 12, 353 (1932).
Явление ферромагнетизма в системе Мп—N 266
608. Р г е i s а с h F., Phys. Zs., 33, 913 (1932).
Проницаемость и гистерезис в направлении легкого намагничивания 397, 487
609. Potter Н. Н., Phil. Mag., [7] 13, 233 (1932).
Гальваномагнитный и магнетокалорический эффекты в Fe и гейслеровых сплавах 600
610. Rankin J. S., Journ. Roy. Tech. Coll. (Glasgow), 2, 587 (1932).
Дальнейшие опыты по магнитострикции холоднотянутой проволоки 534
611. S a d г о n С., Ann. de phys., [10] 17, 371 (1932).
Ферромагнитные моменты элементов и периодическая система 189, 232, 239, 249, 259,
351 353
612. Su’cksm i t h W., Proc. Roy. Soc., 135A, 276 (1932).
Гиромагнитное отношение парамагнитных веществ. Ill 365
613. ShubrooksG. E., Metal Progr., 21, No 2, 58 (1932).
Эл инварная пружина для часовых волосков 121, 333, 551
614. Seljesater К. S., Rogers В. A., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 19,553 (1932).
Магнитная жесткость и механическая твердость сплавов железа после дисперсион-
ного твердения 34, 180, 191, 206, 274, 303, 304, 306, 331, 332, 383, 334
615. Scott К. L., Elec. Eng., 51, 320 (1932).
Связь между магнитными свойствами магнитной стали и постоянных магнитов 278
616. Schwarz Н., Hochfrequ. u. Elektroakust., 39, 160 (1932).
Измерение силы тока при весьма высоких частотах 632
617. Т a m а г и К., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 21, 344 (1932).
Диаграмма фазового равновесия системы Ni—Zn 259
618. Vogel R., Sun d erm a nn W., Arch. Eisenhuttenw., 6, 35 (1932).
Система Fe—Co—C 301
720
ЛИТЕРАТУРА
619. Vogel R., T о n n W., Arch. Eisenhuttenw., 5, 387 (1932).
Структурная диаграмма сплавов Fe—Zr
620. Van Vleck J. H., Theory of electric and magnetic susceptibilities, Oxford, 1932,
344, 369, 373, 374
621. Winkler O., Vogel R., Arch. Eisenhuttenw., 6, 165 (1932).
Диаграмма железо—никель—вольфрам 151, 333
622. White J. H., Wahl С. V., U. S. Pat. 1 862 559 (Appl. 8/14/31), 1932.
Деформируемые магнитные сплавы на основе железа и кобальта 154,163, 168
623. Williams S. R., Rev. Sci. Instr., 3, 675 (1932).
Магнитострикция в группе сплавов Fe—Со 526
624. Wood W. A., W a i n г i g h t C., Phil. Mag., [7] 14, 191 (1932).
Искажение решетки и образование карбидов в вольфрамовых магнитных сталях 296
625. Wolman W., Ка den Н., Zs. techn. Phys., 13, 330 (1932).
О тормозящем действии вихревых токов при внезапных изменениях магнитного со-
стояния 621.
626. Wien М., Phys. Zs., 33, 173 (1932).
Зависимость проницаемости железных проволок от поля при высоких частотах 635
•627. Ziegler N. A., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 100, 267 (1932).
Антикоррозионная стойкость Fe—Al сплавов при высоких температурах 170
628. Ziegler N. A., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 20, 73 (1932).
Растворимость кислорода в железе 193
1933
629. A u w е г s О., Phys. Zs., 34, 824 (1933).
Объемная магнитострикция в поли- и монокристаллах 533
630. A u w е г s О., К u h 1 е w е i n Н., Ann. d. Phys., [5] 17, 121 (1933).
О стереомагнетизме. II. Проблема перминвара 139
631. Акулов Н. С., Кондор скй й Е. И., Zs. f. Phys., 78, 801 (1933).
Механострикция и ДЕ-эффект 500, 540
632. A u w е г s О., Ann. d. Phys., [5] 17, 83 (1933).
Зависимость Е и S ферромагнетиков от намагничивания 542, 553, 558
633. A u е г Н., Ann. f. Phys., [5] 18, 593 (1933).
Абсолютная магнитная восприимчивость Н2О и ее зависимость от температуры 371
634. В е t h е Н., Handb. d. Phys., 24, Т. 2, 595 (1933).
(Имеется русский перевод:' Бете Г. иЗоммерфельд А., Электронная тео-
рия металлов, М.—Л., 1938.) 355
635. Becker R., Magnetismus, Leipzig, 1933, S. 82—90.
Техническая кривая намагничивания 384, 650
636. Bjurstrom Т., Arkiv Kemi, Miner. Geol., 11А, No. 5, 1 (1933).
Рентгенографический анализ системы Ffe—В, Co—В и Ni—В 229, 242
637. В u ssem W., Gross F., Zs. f. Phys., 86, 135 (1933).
Структура и газосодержание никеля, разбрызганного в расплавленном состоянии
249
638. Dahl О., Pfaffenberger J., Sprung Н., Elek. Nachr. Techn., 10,
317 (1933).
Новые магнитные материалы для пупиновских катушек 129, 148, 150, 151, 498
639. Dean R. S., U. S. Pat. 1 904 859 (Appl. 3/24/30), 1933.
Сплав двухвалентного железа 204, 274, 303
640. Fricke W., Zs. f. Phys., 80, 324 (1933).
О поперечной магнитострикции 522, 524
641'. Forrer R., Journ. phys. rad., [7] 4, 427, 501 (1933).
Ферромагнитные точки Кюри 570
642. Gerlach W., Phys. Zs., 33, 953 (1933).
Изменение электросопротивления при намагничивании 598, 602
643. Gans R., Harlem J., Ann. d. Phys., 15, 516 (1933).
Изменение электросопротивления в ферромагнитных кристаллах 602
644. Go г ter С. J., Nature, 132, 517 (1933).
Остаточная намагниченность в монокристаллах железа 451
645. G a n s R., Czerl insky Е., Ann. d. Phys., [5] 16, 625 (1933),
Теория кривой намагничивания ферромагнитных монокристаллов 456 463
646. Gans R., Harlem J., Ann. d. Phys., [5] 16, 162 (1933).
Магнитострикция ферромагнитных кристаллов 516
647. Hagemann H., Hiemenz H., Heraeus Vacuumschmelze, Hanau, S. 181 —
200 (1933).
Влияние толщины ленты, атмосферы отжига и т. п. на начальную и максимальную
проницаемость железо-никелевых сплавов 99
648. Houdremont Е., Schrader Н., Arch. Eisenhuttenw., 7, 49 (1933).
О хрупкости при отпуске 121
ЛИТЕРАТУРА
721
649. Hermann Р. С., Zs. f. Phys., 84, 565 (1933).
О магнитной вязкости 626
650. Havens С. G., Phys. Rev., 43, 992 (1933).
Магнитная восприимчивость некоторых простых газов 369, 370
651. Heusler О., Zs. Metallkunde, 25, 274 (1933).
Кристаллическая структура и ферромагнетизм сплавов Mn—А1—Си 260
652. Jette Е. R., С г е i п е г Е. S., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 105, 259
(1933).
Рентгенографическое исследование сплавов Fe—Si. содержащих от 0 до 15% Si 66
653. Kersten M., Zs. f. Phys., 85, 708 (1933).
Температурный коэффициент модуля упругости ферромагнитных веществ 540,
654. К 6 s t е г W., Stahl u. Eisen, 53, 849 (1933).
Дисперсионно-твердеющие сплавы для постоянных магнитов 307,' 333
655. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 7, 257 (1933).
Система сплавов железо—никель—алюминий 306
656. Kussmann A., Scharnow В., Steinhaus W., Heraeus Vacuum-
schmelze, Hanau, 1933, S. 310—338. Проблема пермаллоя 129, 147, 333
657. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 7, 263 (1933).
Система Fe—Co—Al 165, 167, 309, 332
658. Koster W., Schmidt W., Arch. Eisenhuttenw., 7, 121 (1933);
Система Fe—Co—Mn 165, 168
659. Kato Y., Takei T., Journ. Inst. Elec. Eng. (Japan), 53, 408 (1933).
Постоянные магниты из оксидов и их характеристики 336, 337
660. Koster W., Т о n n W., Arch. Eisenhuttenw., 7, 365 (1933).
Диаграмма фазового равновесия системы Fe—Mn—Al 333
661. Kreielsheimer К-, Ann. d. Phys., [5] 17, 293 (1933).
Магнитная проницаемость железных проволок в переменных полях с длинами волн
от 46 до 1000 м 621, 634
662. К а у a S., Zs. f. Phys., 84, 705 (1933).
Об остаточной намагниченности монокристаллов железа 651, 652
663. Kersten М., Zs. f. Phys., 82, 723 (1933).
Магнитный анализ внутренних напряжений 496, 498
664. М a s i у a m a Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 22, 338 (1933).
О магнитострикции сплавов Ni—Со 532, 533
665. Moeller С., Zs. f. Phys., 82, 559 (1933).
Теория обменных сил и намагниченность ферромагнетиков при низких температу-
рах 360
666. Mishima Т., British Pat. 392 661 (Appl. 8/27/31), 1933.
Сталь для постоянных магнитов 275
667. Potapenko G., Sanger R., Naturwissenschaften, 21, 818 (1933).
Магнитная проницаемость ферромагнитных металлов при очень высоких частотах
632
668. Pfaffenberger J., Arch. Eisenhuttenw., 7, 117 (1933).
Магнитные свойства малых образцов листового материала 151
669. Rogers В. A., Metals a. Alloys, 4, 69 (1933).
Магнитные свойства сплавов Fe—Со—W 168, 304, 306
670. R о h n W., Heraeus Vacuumschmelze, Hanau, 1933, S. 381—387.
Прокатка материалов на тонколистовых станах 28
671. R ohn W., Heraeus Vacuumschmelze, Hanau, 1933, S. 356—380.
Индукционная печь на. переменном токе промышленной частоты 26
672. Schulze A., Zs. f. Phys., 82, 674 (1933).
Магнитострикция. Ill 537
673. Steinberger R. L., Physics, 4, 153 (1933).
Магнитные свойства железо-никелевых сплавов под гидростатическим давлением
357 572 573
674. Stoner Е. С., Phil. Mag., [7] 15, 1018 (1933).
Атомные моменты ферромагнетиков и сплавы с неферромагнитными компонентами
351, 354
675. Sykes W. Р., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 21, 385 (1933).
Система Co—W 237
676. Schmidt W., Ergeb. techn. Rontgenkunde, III, 194 (1933).
Измерение термического расширения методом рентгенографии 51
677. Sixtus К. J., Phys. Rev., 44, 46 (1933).
О скачках при намагничивании 427
678. Sidhu S. S., Elec. Eng., 52, 625 (1933).
Формула для выражения потерь на гистерезис 408, 441, 443
679. Smith W. S., Garnett Н. J., Randall W. F., U. S. Pat. 1 915 766
(Appl. 10/31/30), 1933.
Производство магнитных сплавов 78
6 p. Бозорт
722
ЛИТЕРАТУРА
680. Schenck R., Kortengraber A., Zs. anorg. allgem. Chem., 210,273 (1933).
Система Mn—N 267
681. T a m m a n n G., Rocha H. J., Ann. d. Phys., [5] 16, 861 (1933).
Изменение магнитной индукции в заданном поле при холодной обработке и ее вос-
становление после отжига 54
682. Therkelsen Е., Metals a. Alloys, 4, 105 (1933).
Свойства сплавов никеля и тантала 256
683. V а 1 е n t i п е г S., Becker G., Zs. f. Phys., 83, 371 (1933).
Исследование гейслеровых сплавов 259
684. Williams S. R., Trans. Am. Soc. Steel Treating, 21, 741 (1933).
Влияние намагничивания на механическую твердость* и измерение последней с по-
мощью магнитострикционных эффектов 525, 534, 537
1934
685. Ahrens Е., Ann. d. Phys., 21, 169 (1934).
Влияние температуры на истинную удельную теплоемкость никеля 580
686. Au wers О., Gmelin’s Handbook anorg. Chem., 8th, Fe, Pt.A, No. 7 (1934),
S. 1421—1634.
Магнитные и электрические свойства чистого железа и железа, содержащего угле-
род 392
687. Антик И., Кубышкина Т., Ученые записки МГУ, вып. И, 143 (1934).
О потерях на гистерезис в жидких ферромагнетиках (амальгамах) 190, 656
688. Bozorth R. М., Dillinger J. F., Kelsall G. A., Phys. Rev., 45,
742 (1934).
Теория термообработки магнитных материалов 99, 275, 398
689. Barnett S. J., Proc. Am. Acad. Arts Sci., 69, 119 (1934).
Исследование вращения пермаллоя и мягкого железа при намагничивании и при-
рода элементарных магнитов 364
690. Becker R., Kornetski М., Zs. f. Phys., 88, 634 (1934).
Некоторые исследования магнитоупругих эффектов при кручении 542, 543, 552
691. В о г ё п В., Arkiv Kemi, Miner. Geol., 11A, No. 10, 1 (1934).
Рентгенографическое исследование сплавов Si с Сг, Мп, Со и Ni 234
692. В a t е s L. F., Phil. Mag., (7) 17, 783 (1934).
Электросопротивление арсенида марганца 265, 266
693. Bradley A. J., Rodgers J. W., Proc. Roy. Soc., 144A, 340 (1934).
Структура гейслеровых сплавов 260, 262, 264
694. Cioffi Р. Р„ Phys. Rev., 45, 742 (1934).
Новые высокие значения проницаемости железа после отжига в водороде 55,
57 60 75
695. Dahl О., Pfaffenberger J., Metallwirtschaft, 13, 527, 543, 559 (1934).
Специфические магнитные свойства холоднокатанных железо-никелевых спла-
вов 129, 152, 153
696. Dahl О., Pfaffenberger J., Zs. techn. Phys., 15, 99 (1934).
Материал с малыми потерями на гистерезис и стабильными магнитными свой-
ствами 629
697. Dowdell R. L., Trans. Am. Soc. Metals, 22, 19 (1934).
Исследование обработки стали для постоянных магнитов 296
698. Ellis W. С., Schumacher Е. Е., Metals a. Alloys, 5, 269 (1934).
Обзор структуры магнитных материалов 118
699. Е 1 1 w о о d W. В., Rev. Sci. Instr., 5, 300 (1934).
Новый баллистический гальванометр, работающий в высоком вакууме 395
700. Е i 1 е n d е г W., О е г t е 1 W., Stahl u. Eisen, 54, 409 (1934).
Состояние производства динамной и трансформаторной листовой стали 74
701. Е 1 1 е f s о п В. S., Taylor N. W., Journ. Chem. Phys., 2, 58 (1934).
Кристаллическая структура и аномалии расширения MnO, MnS, FeO, Fe3O4 при
температурах между 100 и 200° К 378
702. Fallot М., Compt. Rend., 199, 128 (1934).
Сплавы Fe—Pt. Точки Кюри и магнитные моменты 327
703. Gregg J. L., The alloys of iron and tungesten, New York, 1934, 295
704. Grew К. E., Proc. Roy. Soc., 145A, 509 (1934).
Удельная теплоемкость никеля и некоторых сплавов никель—медь 580, 582
705. Goss N. Р., U. S. Pat. 1 965 559 (Appl. 8/7/33), 1934.
Электротехническая листовая сталь, способы и оборудование для ее производства
и испытания 62, 64, 77
706. Honda К. Н., Masumoto Н., Shirakawa Y., Sci. Rep. Tdhoku
Imp. Univ., 23, 365 (1934).
«Новая KS» сталь для постоянных магнитов 314, 337
707. Hull A. W., Burger Е. E., Physics, 5, 384 (1934).
Стекло для металлических впаев 132
ЛИТЕРАТУРА
72а
708. Haughton J. L., Р а у n е R. J. М., Journ. Inst. Metals, 54, 275 (1934)..
Структура сплавов Mg—Ni, богатых Mg 249
709. Haraldsen H., Klemm W., Zs. anorg. allgem. Chem., 220, 183 (1934).
Сульфид марганца и родственные ему соединения 267
710. Heusler О., Ann. d. Phys., [5] 19, 155 (1934).
Кристаллическая структура и ферромагнетизм сплавов Мп—А1—Си 259, 260, 261
711. I de J. М., Proc. Inst. Radio Eng., 22, 177 (1934).
Магнитострикционные сплавы с малым температурным коэффициентом изменения
частоты 533, 534, 537
712. Inglis D. R., Phys. Rev., 45, 118 (1934).
Магнитные и гиромагнитные свойства пирротита 363
713. Jette Е. R., Bruner W. L., Foote F., Trans. Am. Inst. Elec. Eng.,
Ill, 354 (1934).
Рентгенографическое исследование сплавов Au—Fe 329
714. Jette E. R., Nordstrom V. H., Q u e n a u B., Foote F., Trans. Am.
Inst. Mining Met. Eng., Ill, 361 (1934).
Рентгенографическое исследование сплавов системы Ni—Cr 244
715. К e 1 s a 1 1 G. A., Physics, 5, 169 (1934).
Изменения проницаемости ферромагнетиков после термообработки в магнитном поле
99, 101, 142, 275
716. Kersten М., Zs. techn. Phys., 15, 249 (1934).
Физическое исследование новых магнитных материалов 404
717. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 8, 169 (1934).
Сплавы системы железо—никель—молибден 111, 333
718. К u h 1 е w е i n Н., Zs. anorg. allgem. Chem., 218, 65 (1934).
Свойства ферромагнитных сплавов тройной системы железо—никель—ванадий
152, 153, 333
719. Kersten М., Zs. techn. Phys., 15, 463 (1934).
Роль внутреннего трения в ферромагнетиках при намагничивании 540, 552, 554
720. Kersten М., Wiss. Veroffentl. Siemens-Konzern, 13, (3), 1 (1934).
Некоторые аномальные свойства новых магнитных материалов 129
721. Kornetzki М., Zs. f. Phys., 87, 560 (1934).
О магнитострикции ферромагнитных эллипсоидов 522’
722. Kam и га Н., British Pat. 420543 (Appl. 9/5/32), 1934.
Достижения в области магнитных сплавов железа 202
723. К а у a S., Zs. f. Phys., 90, 551 (1934).
Порошковые фигуры на намагниченных кристаллах железа 427
724. Klemm W., Hass К., Zs. anorg. allgem. Chem., 219, 82 (1934).
О свойствах окиси никеля 255
725. Kramers Н. A., Physica, 1, 182 (1934).
Взаимодействие магнитных атомов в парамагнитных кристаллах 381
726. McKeehan L. W., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., Ill, 11 (1934).
Ферромагнетизм кристаллов различных металлов 455, 456
727. McKeehan L. W., Elmore W. C., Phys. Rev., 46, 226 (1934).
Поверхностное намагничивание в ферромагнитных кристаллах 427
728. Masumoto Н., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 23, 265 (1934).
Термическое расширение сплавов Co, Fe и Cr и нового сплава «нержавеющий ин-
вар» 166, 511, 533
729. McKeehan L. W., Clash R. F., Phys. Rev., 45, 839 (1934).
Направления скачков намагниченности при вращении монокристаллов Si—Fe425
730. Мюллер Н., Штейнберг Д., Techn. Phys. (СССР), 1, 205 (1934).
О слоистом намагничивании кристаллов магнетита 427
731. McKeehan L. W., Elmore W. С., Phys. Rev., 46, 529 (1934).
Поверхностное намагничивание ферромагнитных кристаллов 427
732. Morral F. R., Journ. Iron Steel Inst., 130, 419 (1934).
Структура сплавов Fe—Al—С с высоким содержанием железа 170
733. Mobius W., Phys. Zs., 35, 806 (1934).
Модуль кручения Ni при высоких температурах и одновременном намагничивании
552
734. McKeehan L. W., Rev. Sci. Instr., 5, 265 (1934).
Маятниковый магнетометр для кристаллических ферромагнетиков 683
735. Matuyama Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 23, 537 (1934).
Сопротивление Bi, Ni, Fe и гейслеровых сплавов в магнитном поле 598, 683
736. Neumann Н., Arch, techn; Messen, 4, Z913-5, Т168 (1934).
Новый магнитный сплав «1040» с высокой начальной проницаемостью 130
737. Neumann Н., Arch, techn. Messen, J66-2; Т151 (1934).
Прибор для испытания сталей для постоянных магнитов и готовых магнитов
675
738. О г о w a n Е., Zs. f. Phys., 89, 605 (1934).
Пластичность кристаллов 494
46*
724
ЛИТЕРАТУРА
739. Owen Е. A., Pickup L., Zs. Krist., 88, 116 (1934).
Значения параметров сплавов Cu—Ni 245
740. Polanyi M., Zs. f. Phys., 89, 660 (1934).
Искажения решетки, дающие начало пластическому течению 494
741. Potter Н. Н., Proc. Roy. Soc., 146, 362 (1934).
Магнетокалорический эффект и другие магнитные явления в Fe 346, 584, 646
742. Ruder W. Е., U. S. Pat. 1 968 569 (Appl. 6/3/33), 1934.
Постоянный магнит и способ его изготовления 275, 308
743. Ruder W. Е., U. S. Pat. 1 947 274 (Appl. 2/1/33), 1934.
Постоянный магнит и способ его изготовления 306
744. Ruder W. Е., Trans. Am. Soc. Metals, 22, 1120 (1934).
Влияние величины зерна на магнитные свойства 62, 76
745. S t a b 1 е i n F., Techn. Mitt. Krupp, 2, 127 (1934).
Термоперм—материал, намагниченность которого зависит от температуры 95, 111
746. S i х W., Snoek J. L., Burgers W. G., De Ingenieur, 49, E195 (1934).
Новый магнитный материал для пупиновских катушек 473
747. Scheil Е., Bischoff К., Schulz Е. Н., Arch. Eisenhuttenw., 7, 637
(1934).
Дисперсионное твердение в сплавах Fe—Сг—Мо и Fe—Сг—W 333, 334
748. Sanger R., Helv. Phys. Acta, 7, 478 (1934).
Зависимость проницаемости Fe, Со и Ni от частоты 632
749. Sanford R. L., Journ. Research, Nat. Bur. Standards (V. S.) Bull., 13, 371 (1934).
Изменение проницаемости при низких индукциях после размагничивания 627
750. Sykes С., Evans Н., Proc. Roy. Soc., 145А, 529 (1934).
Некоторые особенности физических свойств сплавов Fe—Al 170, 171
751. Sykes С., Bampfylde J. W., Journ. Iron Steel Inst., 130, 389 (1934).
Физические свойства сплавов Fe—Al 171, 172
752. Shih J. W., Phys. Rev., 46, 139 (1934).
Магнитные свойства монокристаллов Fe—Co 458
753. Sieverts A., Hagen H., Zs. Phys. Chem., 169A, 237 (1934).
Абсорбция водорода и азота в кобальте 232
754. Taylor G. I., Proc. Roy. Soc, 145A, 362 (1934).
Механизм пластической деформации в кристаллах 494
755. Thai W., Zs. techn. Phys., 15, 469 (1934).
Новый прибор для магнитных измерений мягкого железа 677, 683
766. Williams С., Phys. Rev., 46, 1011 (1934).
Термическое расширение и ферромагнитное изменение объема никеля 512
757. Weiss Р., Compt. Rend., 198, 1893 (1934).
Изменение намагниченности насыщения при низких температурах 94, 525
758. Webb С. Е.» Ford L. Н., Journ. Inst. Elec. Eng., 75, 787 (1934).
Уменьшение проницаемости со временем в слабых магнитных полях 627
759. W i t t k e H., Ann. d. Phys., [5] 20, 106 (1934).
Квазистатические петли гистерезиса в весьма слабых полях 629
1935
760. Auwers О., Neumann Н., Wiss. Veroffentl. Siemens-Werken, 14, 93 (1935).
Сплав железо—никель—медь с высокой начальной проницаемостью 128, 534
761. Bozorth R. М., Elec. Eng., 54, 1251 (1935).
Современное состояние теории ферромагнетизма 97, 500, 650
762. Bozorth R. М., Dillinger J. F., Physics, 6, 285 (1935).
Термообработка магнитных материалов в магнитном поле 101, 142
763. Barnett S. J., Rev. Mod. Phys., 7, 129 (1935).
Инерция электронов и гиромагнитный эффект 362
764. В о z о г t h R. М., Dillinger J. F., U. S. Pat. 2 002 689 (Appl. 3/2/34),
1935.
Магнитный материал и метод обработки магнитных материалов 100
765. Broniewski W., Р i е t г е k W., Compt. Rend., 201, 206 (1935).
О структуре сплавов Ni—Со 221, 222
766. В ram ley A., Haywood F. W., Cooper A. T., Watts J. T.,
Trans. Farad. Soc., 31, 707 (1935).
Диффузия неметаллических элементов в железе и стали 58
767. Bozorth R. М., Trans. Am. Soc. Metals, 23, 1107 (1935).
Ориентация кристаллитов в кремнистом железе 77, 78, 472
768. С о е t е г i е г F., Helv. Phys. Acta, 8, 522 (1935).
Измерение гиромагнитного эффекта в пирротите 364
769. Crawford С. Н., Thomas Е. J., Elec. Eng., 54, 1348 (1935).
Кремнистая сталь в аппаратуре связи 61
ЛИТЕРАТУРА
725
770. Cleaves Н. Е., Thompson J. G., The metal-iron, New York, 1935,
p. 574, 48, 50.
771. Clash R. F., Beck F. J., Phys. Rev., 47, 158 (1935).
Направление скачков намагниченности в монокристаллах Si—Fe, вырезанных в
форме стержней и дисков 425
772. Cone Е. F., Steel, 96, 48 (1935).
Изготовление, свойства, анализ и применения кобальтовой магнитной стали 302
773. Dahl О., Р a w 1 е k F., Zs. f. Phys., 94, 504 (1935).
Влияние текстуры и охлаждения в магнитном поле на намагниченность 100
774. Dahl О., Pawlek F., Pfaffenberger J., Arch. Eisenhuttenw., 9, 103
(1935).
Магнитные свойства листового электролитического железа 177, 178, 205, 208
775. Dahl О., Pfaffenberger J., Schwartz N., Metallwirtschaft, 14,
665 (1935).
О железо-никелевых сплавах 128, 317
776. Dillinger J. F., Bozorth R. M., Physics, 6, 279 (1935).
Термообработка магнитных материалов в магнитном поле 100, 142, 144
777. Д р о ж ж и н а В., Янус Р., Nature, 135, 36 (1935).
Новый магнитный высококоэрцитивный сплав 191
778. Dahl О., Pfaffenberger J., Metallwirtschaft, 14, 25 (1935).
Особые магнитные свойства холоднокатанного сплава Fe—Ni (изоперм) 105, 110
779. Davenport Е. S., Bain Е. С., Trans. Am. Soc. Metals, 23, 1047 (1935).
Старение стали 75
780. Dreyfus L., ASEA Journ., 12, 8 (1935).
Электромагнит университета в Упсале 678
781. Е I m е n G. W., Elect. Eng., 54, 1292 (1935).
Магнитные сплавы железа, никеля и кобальта 94, 146, 160, 399
782. Е 1 1 w о о d W. В., Physics, 6, 215 (1935).
Магнитный гистерезис при малых индукциях 395, 629, 630
783. Edgar R. F., Gen. Elec. Rev., 38, 466 (1935).
Постоянные магниты 289
784. Friederick Е., Kussmann A., Phys. Zs., 36, 185 (1935).
О ферромагнетизме сплавов Pt—Cr 331
785. Fetz E., Jette E. R., Journ. Chem. Phys., 4, 537 (1935).
Замечание о фазовых соотношениях в системе Ni—Sn 256
786. Graf L., Kussmann A., Phys. Zs., 36, 544 (1935).
Диаграмма фазового равновесия и магнитные свойства сплавов Pt—Fe 326, 327
787. Grube G., Winkler О., Zs. Elektrochem., 41, 52 (1935).
Магнитные исследования сплавов системы Со—Pd 330
788. Горский В. С., Sow. Phys. (СССР), 8, 457 (1935). >
Теория упругого последействия в неупорядоченных твердых растворах 628
789. Goss N. Р., Trans. Am. Soc. Metals, 23, 515 (1935).
Успехи в области создания электролитической ленточной стали, характеризую-
щейся мелкозернистой структурой и свойствами, приближающимися к свойствам
монокристаллов 77, 472
790. Gottschalk V . Н., Physics, 6, 127 (1935).
Коэрцитивная сила порошкового магнетита 196, ^75, 656
791. Haynes J. R., Bell Lab. Record, 13, 377 (1935).
Измерение смещения микрофонных контактов 501
792. Н о г s b u г g h С . D. L., Т e.t 1 е у F. W., British Pat. 431 660 (Appl. 5/23/34),
1935.
Улучшение свойств сплавов для постоянных магнитов 274, 275, 309
793. Honda К., Masumoto Н., Shirakawa Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp.
Univ., 24, 391 (1935).
О намагниченности монокристалла Ni при различных температурах 456, 457
794. Haraldsen Н., Kowalski Е., Zs. anorg. allgem. Chem., 224, 329 (1935).
Магнитные свойства CrS, CrSe и CrTe 270
795. Haraldsen H., Klemm W., Zs. anorg. allgem. Chem., 223, 409 (1935).
Магнитные свойства некоторых сульфидов типа FeS2 235, 268
796. Jette Е. Т., Foote F., Journ. Chem. Phys., 3, 605 (1935).
Прецизионное определение постоянных решетки 49
797. J ellinghaus W., Zs. anorg. allgem. Chem., 223, 362 (1935).
Об изучении двух компонентной системы Fe—Та 204
798. К о г n е t z k i M., Zs. f. Phys., 97, 662 (1935).
Объемная магнитострикция никеля и магнетита 525, 537
799. К о г n е t z k i M., Zs. f. Phys., 98, 289 (1935).
Зависимость объемной магнитострикции и постоянной Вейсса от температуры я по-
стоянной решетки 358, 359, 522, 537,571, 572, 586
800. Raster W., D anno hl W., Zs. Metallkunde, 27, 220 (1935).
Система сплавов медь—железо—никель 128, 316
726
ЛИТЕРАТУРА
. 801. Krutter Н., Phys. Rev., 48, 664 1935).
Энергетические полосы в меди 351
802. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 8, 491 (1935).
Изменения свойств необратимых тройных сплавов железа после термической обра-
ботки 165, 166, 168, 332
803. Kinzoku Z a i г у о Kenkyusho, British Pat. 428 288 (Appl. 5/1/33), 1935.
Улучшение свойств сплавов для постоянных магнитов 314
804. Koster W., Geller W., Arch. Eisenhuttenw., 8, 471 (1935).
Система Fe—Co—Ti 314, 332
805. Koster W., Geller W., Arch. Eisenhuttenw., 8, 557 (1935).
Система спддврв Fe—Co—Sn 332
806. Keesom W. H., Clark C. W., Physica, 2, 513 (1935).
Атомная теплоемкость Ni в интервале от 1,1 до 19,0° К 582
807. К a m и г а Н., Metals a. Alloys, 6, М-А 502 (1935).
Влияние Р на магнитные свойства Fe 202
808. Каши га Н., British Pat. 431 975 (Appl. 9/24/33), 1935.
Улучшения свойств магнитных сплавов железа 202
809. Klemm W., Sodomann Н., Zs. anorg. allgem. Chem., 255, 273 (1935).
Магнитные свойства полиоксида и сульфида калия 270
810. Kohlrausch F., Praktische Physik, Leipzig, 1935, 683.
811. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Sow. Phys. (СССР), 8, 153 (1935).
Теория дисперсии магнитной проницаемости в ферромагнетиках 634, 645
812. Laves F., Witte Н., Metallwirtschaft, 14, 645, 1002 (1935).
Кристаллическая структура MgNi2 249
813. Mott N. F., Proc. Phys. Soc., 47, 571 (1935).
Рассмотрение переходных металлов на основе квантовой механики 354
814. М i s с h, Lore, Zs. phys. Chem., 29B, 42 (1935).
Структура интерметаллических соединений Be с Cu, Ni и Fe 179, 462
815. Nakamura K-, Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., Sendai, 24, 303 (1935).
Влияние намагничивания на модуль упругости ряда ферромагнитных веществ
816. Norton J. Т., Am. Inst. Mining Met. Eng. Techn. Pub., 586, 1 (1935)
Растворимость Cu в Fe и изменения решетки в процессе старения 185
817. Nakamura К., Zs. f. Phys., 94, 707 (1935).
Изменение модуля упругости сплавов Fe—Ni при намагничивании 552
818. Р г е i s а с h F., Zs. f. Phys., 94, 277 (1935).
О магнитной вязкости 396, 629, 630
819. Р a w 1 е k F., Zs. Metallkunde, 27, 160 (1935).
Структура прокатанных и рекристаллизованных железо-никелевых сплавов и ее
связь с магнитными свойствами 97, 472
820. Р г е i s а с h F., Zs. f. Phys., 93, 245 (1935).
Магнитные исследования дисперсионно-твердеющих сплавов Fe—Ni 153
821. Ray-Chaudhuri D. Р., Ind. Journ. Phys., 9, 383 (1935).
Исследование гиромагнитного эффекта в ряде ферромагнитных соединений 364
822. S п о е k J. L., Physica, 2, 403 (1935).
Магнитные испытания пупиновских катушек современной конструкции 404
823. Sucksmith W., Helv. Phys. Acta, 8, 205 (1935).
Гиромагнитный эффект в ферромагнетиках выше точки Кюри 364, 365
824. S е у b о 1 t A. U., Mathewson С. Н., Trans. Ani. Inst. Mining Met. Eng.,
117, 156 (1935).
Растворимость кислорода в твердом кобальте и верхняя аллотропическая точка
825. Steinwehr Н. Е., Schulze A., Phys. Zs., 36, 307 (1935).
Тепловой эффект при превращениях в металлах. Кобальт 211
826. Sixtus К. J., Phys. Rev., 48, 425 (1935).
Распространение больших скачков Баркгаузена 398
827. S е q u е n z Н., Arch. Elektrotechn., 29, 387 (1935).
О формуле, описывающей петлю гистерезиса. 409.
828. S у.k е s С., Evans Н., Journ. Iron Steel Inst., 131, 225 (1935).
Превращения в сплавах Fe—Al 170, 171
829. Scharff G., Zs. f. Phys., 97, 73 (1935).
Формула Беккера для p-0 сильно растянутой никелевой проволоки 489, 651
830. Sykes W. Р., Graff Н. F., Am. Soc. Metals, 23, 249 (1935).
Система Со—Мо 233
831. Sixtus К. J., Physics, 6, 105 (1935).
Магнитная анизотропия кремнистой стали 471
832. S п о е k J. L., Physica, 2, 403 (1935).
Магнитные испытания нового вида пупиновских катушек 472
833. Townsend A., Phys. Rev., 47, 306 (1935).
Изменение тепловой энергии, сопровождающее изменение намагниченности Ni 416
ЛИТЕРАТУРА
727
834. U г b a i n G., Weiss Р.» T г о m b e F., Compt. Rend., 200, 2132 (1935).
Гадолиний—новый ферромагнитный металл 270
835. Vogel R., Rosenthal К., Arch. Eisenhuttenw., 9, 293 (1935).
Система железо—кобальт, силицид кобальта и силицид железа 332
836. V а 1 е n t i n е г S., Becker G., Zs. f. Phys., 93, 795 (1935).
Система Ni—Mn 253
837. V e r w e у, E. J. W., Journ. Chem. Phys., 3, 592 (1935).
Неполное упорядочение атомов в кристаллах 194
838. Wood А. В., Smith F. D., McGeachy J. A., Journ. Inst. Electr. Eng.,
76, 550 (1935).
Самопишущий прибор для регистрации величины магнитострикции 500
839. Walters F. М., Wells С., Trans. Am. Soc. Metals, 23, 727 (1935).
Сплавы Fe и Mn (ч. 13) 189
840. Wegel R. L., Walther H., Physics, 6, 141 (1935).
Внутреннее рассеяние в твердых телах 542
841. Zumbusch W., Stahl u. Eisen, 55, 860 (1935).
Обсуждение статьи Пельцгутера 329
1936
842. Auwers О., Gmelin’s Handb. Anorg. Chem. Iron Part. D., Berlin, 1936, 8 ed,
p. 1—466. Магнитные и электрические свойства сплавов 147, 169, 500
843. Electronics, 9 (May), 30, 35 (1936).
Новые сплавы для постоянных магнитов 315
844. Aschenb г enner Н., G о u b а и G., Hochfrequ. и. Elektroakust., 47, 177
(1936).
Установка для регистрации быстрых магнитных возмущений 683
845. В о z о г t h R. М., Phys. Rev., 50, 1076 (1936).
Определение магнитной анизотропии в монокристаллах и поликристаллических
листах 457, 465, 467, 471, 521
846. Brown W. Е., Jr., Phys. Rev., 50, 1165 (1936).
Изменение внутреннего трения и констант упругости железа при намагничивании
555 5«э6
847. С o’oke W. Т., Phys. Rev., 50, 1158 (1936).
Изменение внутреннего трения и констант упругости железа при намагничивании
848. С at he г а 1 1 А. С., U. S. Pat. 2 096 670 (Appl. 10/17/35), 1936.
Постоянный магнит 314, 315
849. С 1 u s i u s К., G о 1 d m a n n J., Zs. phys. Chem., 31В, 256 (1936).
Атомная теплоемкость никеля при низких температурах 582
850. Dahl О., Zs. Metallkunde, 28, 133 (1936).
Холодная деформация и возврат в сплавах с упорядоченной структурой 88,
153, 251
851. Dahl О., Pawlek F., Zs. Metallkunde, 28, 230 (1936).
Структура прокатанных и рекристаллизованных железо-никелевых сплавов и ее
связь с магнитными свойствами 42
852. Dahl О., Pfaffenberger J., Jahrb. Forsch.-Inst. А. Е. G., 4, 1 (1936).
Улучшение изоперма 105, ПО
853. D 6 г i n g W., Zs. f. Phys., 103, 560 (1936).
О температурной зависимости магнитострикции никеля 489,502, 511, 524, 548, 572
854. D a n n a t t С., Journ. Inst. Elec. Eng., 79, 667 (1936).
Частотная зависимость свойств ферромагнитных пластин 621
855. D е h 1 i n g e r U., Zs. Metallkunde, 28, 194 (1936).
Изменение объема при намагничивании и сплавы типа инвара 358
856. Е w er t М., Proc. Roy. Acad. Sci. Amsterdam, 39, 833 (1936).
Удельная теплоемкость и аллотропия никеля при температурах от Одо 1000° С 580
857. Elmore W. С., McKeehan L. W., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 120,
236 (1936).
Поверхностная намагниченность и блок-структура феррита 427
858. Fallot М., Ann. phys., [11] 6, 305 (1936).
Ферромагнетизм сплавов железа 64, 69, 169, 174, 183, ’207, 329, 353, 568, 570
859. Gerlach W., Zs. Metallkunde, 28, 80 (1936).
Магнитное исследование твердения сплавов Ni—Be 242
860. Grube G., Kastner H., Zs. Elektrochem., 42, 156 (1936).
Электропроводность и диаграммы фазового равновесия двойных сплавов 330
861. Genders R., Harrison R., Journ. Iron Steel Inst, 134, 173 (1936).
Сплавы Ta—Fe и танталовая сталь 204, 333
862. Hansen M., Der Aufbau der Zweistofflegierungen, Berlin, 1936.
(Имеется русский перевод: Хансен М., Структуры бинарных сплавов, Метал-
лургиздат, 1941.) 89, 147, 152, 154, 177, 188, 192, 203, 212, 227, 231, 232, 234, 235,
240, 242, 245, 253, 256, 264, 265, 266, 267, 327.
728
ЛИТЕРАТУРА
863. Haberland G., Haberland F., Arch. Elektrotechn., 30, 126 (1936).
Вихревые токи в сплошном железе 621
864. Hiilsmann О., W е i b k е F., Zs. anorg. allgem. Chem., 227, 113 (1936).
Диаграмма равновесия системы Со—CoS 235
865. Halla F., Nowotny H., Zs. phys. Chem., 34B, 141 (1936).
Рентгенографическое исследование системы Mn—Sb 264
866. Honda К.» N i s h i n a T., Zs. f. Phys., 103, 728 (1936).
Температурная зависимость намагниченности в весьма малых полях 450
867. I w a s ё К., Okamoto М., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ. (Honda), 777 (1936).
Диаграмма равновесия системы Ni—Si 255
868. Jette E., Foote F., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 120, 259 (1936).
Рентгенографическое исследование железо-никелевых сплавов 89
869. Jellinghaus W., Zs. techn. Phys., 17, 33 (1936).
Новые высококоэрцитивные сплавы 274, 327, 329
870. Jellinghaus W., Hochfrequ. u. Elektroakust., 48, 58 (1936).
Оксидный магнит Като и Таке 337
871. Jellinghaus W., Arch. Eisenhuttenw., 10, 115 (1936).
Система Fe—Co—Cu 332
872. Kirchner H., Ann. d. Phys., [5] 27, 49 (1936).
Влияние растяжения, сжатия и кручения на продольную магнитострикцию 506,
524, 531
873. Kleis J. D., Phys. Rev., 50, 1178 (1936).
Магнитная анизотропия кристаллов никель—железо при различных темпера-
турах 457, 458, 467
874. Kinzoku Zairyo Kenkyusho, British Pat. 450 619 (Appl. 8/12/35), 1936.
Улучшение свойств сплавов для постоянных магнитов 314
875. Klemm W., Magnetochemie, Leipzig, 1936.
(Имеется русский перевод: Клемм, Магнетохимия, М.—Л., 1939) 264
876. Kindler Н., Thoma A., Arch. Elektrotechn., 30, 514 (1936).
О магнитной вязкости 630
877. Kroll W., Metals a. Alloys, 7, 24 (1936).
Сплавы Be—Fe 180
878. Kaya S., Takaki H., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ. (Honda), 314 (1936).
Петли гистерезиса и магнитострикция кристаллов железа 456, 513, 518, 520
879. Koster W., Dannohl W., Zs. Metallkunde, 28, 248 (1936).
Твердение сплавов Ni—Au 249, 331
880. Legg V. E., Bell System Techn. Journ., 16, 39 (1936).
Магнитные измерения при низких индукциях с помощью моста переменного тока
106, 616, 676
881. Lapp Е., Ann. de phys., 6, 826 (1936).
Удельная теплоемкость железа 581
882. Lorig С. Н., Krause D. Е., Metals a. Alloys, 7, 9, 51, 69 (1936).
Фосфор как легирующий элемент в малоуглеродистых сталях 202
883. Moser Н., Phys. Zs., 37, 737 (1936).
Усовершенствованный метод измерения истинной теплоемкости серебра, никеля,
^-латуни и Кристаллического и плавленого кварца 580
884. М а г i с k L., Phys. Rev., 49, 831 (1936).
Температурная зависимость электросопротивления и структуры Со и рассмотрение
фотоэлектронной эмиссии этого металла 210, 211, 222
885. Mishima Т., U. S. Pat. 2 027 996 (Appl. 8/27/31), 1936.
Сильный постоянный магнит из сплава с кобальтом 275, 308
886. Mishima Т., U. S. Pat. 2 027 994 (Appl. 3/9/31), 1936.
Магнитная сталь, содержащая Ni и А1 275, 306
887. Masumoto Н., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ.'(Honda), 388 (1936).
О новом магнитном материале «Сендаст» и его магнитных и электрических свойствах
83, 333
888. Maddocks W. R., Claussen G. Е., Iron Steel Inst. Rep., No. 14, 97 (1936).
Сплавц Fe—Cu—Co 184, 332
889. M e с ь к и н В. С., Сомин Б. Е., Zs. f. Phys., 98, 610 (1936).
Экспериментальная проверка теории коэрцитивной силы Акулова 191,205,333, 461
890. Mott N. F., Proc. Roy. Soc., 156A, 368 (1936).
Сопротивление и термоэлектрические свойства переходных элементов 601
891. Masumoto Н., Shirakawa Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 25, 104
(1936).
О продольном гальваномагнитном эффекте в сплавах Ni—Си при различных тем-
пературах 596
892. Mott N. F., Jones Н., Theory of the properties of metals and alloys, Oxford,
1936; 346, 349, 354, 580
893. Mitkevitch A., Journ. phys. rad., [7] 7, 133 (1936).
Аномальная магнитная вязкость 625
ЛИТЕРАТУРА
729
894. Morse Р. М., Vibration and Sound, New York, 1936.
(Имеется русский перевод: M о p з Ф., Колебания и звук, М.—Л., 1949) 553
895. N i s h i n a T., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ. (Honda), 344 (1936).
Исследование некоторых магнитных сплавов 124, 142, 151
896. Nakamura К.» Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 25, 415 (1936).
Влияние температуры на модуль упругости сплавов Cu—Ni 327, 552
897. Neel L., Ann. de phys., [11] 5, 232 (1936).
Магнитные свойства металлического состояния и энергия взаимодействия между
ионами 378
898. Owen Е. A., Yates Е. L., Phil. Mag., [7] 21, 809 (1936).
Рентгенографическое измерение термического расширения чистого никеля 216, 222
899. О k a m u г а Т., Sci. Rep. TohoKu Imp. Univ., 24, 745 (1936).
Изменение тепловой энергии вследствие намагничивания 416, 418
900. Peterson Е., W г a t h а 1 1 L. R., Proc. Inst. Radio Eng., 24, 275 (1936).
Вихревые токи в наборе пластин 612, 633
901. Piety R. J., Phys. Rev., 50, 1173 (1936).
Магнитная анизотропия кристаллов Fe при различных температурах 456
902. Stoner Е. С., Phil. Mag., [7] 22, 81 (1936).
Удельная теплоемкость никеля 580
903. Slater J. С., Phys. Rev., 49, 537 (1936).
Ферромагнетизм никеля 351, 354
904. S п о е k J. L., Physica, 3, 463 (1936).
Магнитные и электрические свойства ферритов 195, 337
905. Simpson К. М., Bannister R. J., Metals a. Alloys, 7, 88 (1936).
Сплавы меди и железа 185
906. Schumacher Е. Е., Sou den A. G., Metals a. Alloys, 7, 95 (1936).
Некоторые сплавы меди и железа 185
907. Schramm J., Zs. Metallkunde, 28, 203 (1936).
Система Fe—Zn 208
908. Siegel S., Quimby S. L., Phys. Rev., 49, 663 (1936).
Зависимость модуля Юнга никеля от температуры и намагничивания 542, 543г
553, 558
909. Slater J. С., Phys. Rev., 49, 931 (1936).
Ферромагнетизм никеля. II 354
910. S h о е n b е г g D., Uddin М. Z., Proc. Roy. Soc., 156A, 701 (1936).
Магнитные свойства висмута 366
911. S h i h J. W., Phys. Rev., 50, 376 (1936).
Магнитная анизотропия монокристаллов Ni—Co 458
912. Schlechtweg H., Ann. d. Phys., [5] 27, 573 (1936).
Магнитная анизотропия монокристаллов Fe и Ni 455, 460, 465
913. Svensson В., Ann. d. Phys., [5] 25, 263 (1936).
Ферромагнитное изменение сопротивления сплавов Ni—Cu 245
914. S e у b о 1 t A. U., Диссертация, Yale, 1936.
Система Ni—О 254
915. Shirakawa Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ. (Honda), 1 (1936).
Гальваномагнитный эффект в сплавах Со—Ni 596
916. Van Arkel A. E., Verwey E. J. W., V a n В r u g g en M. G., Rec.
trav. chim. pays-bas, 55, 331 (1936).
Ферриты. I 197
917. Verwey E. J. W., Van Arkel A. E., Van Bruggen M. G., Rec.
trav. chim. pays-bas, 55, 340 (1936).
Ферриты. II 197
918. Verwey E. J.,W., de Boer J., Rec. trav. chim. pays-bas, 55, 531 (1936).
Расположение катионов в некоторых окислах, имеющих структуру типа шпинели
194
919. Y е п s е n Т. D., Stahl u. Eisen, 56, 1545 (1936).
Развитие трансформаторной стали в Северной Америке 61, 62, 74
920. Y е п s е п Т. D., U. S. Pat. 2 050 408 (Appl. 10/23/35), .1936.
Процесс обработки магнитного материала 75
921. Y е n s е n Т. D., Z i е g 1 е г N. A., Trans. Am. Soc. Metals, 24, 337 (1936).
Влияние С, О и размеров зерна на магнитные свойства Si—Fe 38
1937
922. Alex а'п der W. О., Vaughan N. В., Journ. Inst. Metals, 61, 247 Q937)3
Строение системы Ni—Al 238
923. Bozorth R. M., Journ. Appl. Phys., 8, 575 (1937).
Анизотропные ферромагнитные свойства металлов 55, 449, 456, 471
730
ЛИТЕРАТУРА
924. Bradley A. J., Jay A. H., T а у 1 о r A., Phil. Mag., [7] 23, 545 (1937).
Строение решетки железо-никелевых сплавов 89
925. Bitter F., Introduction to ferromagnetism, New Vork, 1937 467.
926. Брюхатов H. Л., Киренский Л. В., Sow. Phys., 12, 602 (1937).
Анизотропия магнитной энергии в монокристалле Ni как функция температуры
456, 457, 586
927. Bitter F., Phys. Rev., 54, 79 (1937).
Обобщение теории ферромагнетизма 378.
928. Brown W. F., Phys. Rev., 52, 325 (1937).
Теория доменной структуры ферромагнетиков, находящихся в напряженном состоя-
нии 520
929. Bozorth R. М., McKeehan L. W., Phys. Rev., 51, 216 (1937).
Объяснение направлений легкого намагничивания в кубических кристаллах фер-
ромагнетиков 476
930. Bradley A. J., Taylor A., Proc. Roy. Soc., 159А, 56 (1937).
Рентгеноструктурный анализ системы Ni—Al 238
931. Bates L. F., I 1 1 s 1 e у P. F., Proc. Phys. Soc., 49, 611 (1937).
Магнитные свойства амальгам железа 189
932. Cioffi Р. Р., W i 1 1 i a m s H. J., Bozorth R. M., Phys. Rev., 51, 1009
(1937).
Монокристаллы с исключительно высокой магнитной проницаемостью 55, 446, 447
933. С h i р m a n J., Li T., Trans. Am. Soc. Metals, 25, 435 (1937).
Равновесие при реакции между Н и FeS в жидком железе и термодинамика процесса
десульфуризации 59
934. Chegwidden R. А., Диссертация, Polytechn. Inst. Brooklyn, 1937.
Старение магнитов 283
935. Conybeare J. G. G., Proc. Phys. Soc., 49, 29 (1937).
Электросопротивление Pd и сплавов Pd—Au 600
936. Ebert H., Kussmann A.< Phys. Zs., 38, 437 (1937).
Изменение намагниченности насыщения при одностороннем сжатии 512
937. Ell wood W. В., Legg V. Е., Journ. Appl. Phys., 8, 351 (1937).
Изучение магнитных потерь в слабых полях в листовом 35-пермаллое 616, 629
938. Elmore W. С., Phys. Rev., 51, 982 (1937).
Особенности поверхностной намагниченности ферромагнитных кристаллов 427
939. Edgar R. F., Elec. Eng., 56, 805 (1937).
Новый фотоэлектрический самопишущий прибор для регистрации петель гистере-
зиса 683
940. Fallot М., Ann. de phys., [11] 7, 420 (1937).
Магнитные свойства сплавов Fe и Zn. 208
941. Forster F., Koster W., Naturwissenschaften, 25, 436 (1937).
Зависимость от амплитуды модуля Юнга и внутреннего трения при поперечных
колебаниях металлических язычков 543, 548, 559, 560
942. Forster F., Zs. Metallkunde, 29, 109 (1937).
Новый метод определения модуля упругости и относительного затухания 542
943. F areas Т., Ann. de phys., [11] 8, 146 (1937).
Магнитные моменты некоторых сплавов Со с Cr, Al, W, Мо 226, 227, 230, 233,
236, 353
944. Goss N. Р., U.S.Pat. 2 084 336-7 (Appl. 1/30/34 and 12/1/34), 1937.
Магнитный материал и способ его производства 77, 78
945. Gerlach W., Zs. Metallkunde, 29, 124 (1937).
Твердение сплавов Ni—Be 240, 242
946. Greiner E. S., Jette E. R., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 125,
437 (1937).
Рентгенографическое исследование структуры сплавов Fe—Si 64
947. Gruner E., Klemm W., Naturwiss., 25, 59 (1937).
Магнитные свойства AgF2 270
948. Haworth F. E., Phys. Rev., 52, 613 (1937).
Энергия искажения решетки в холоднодеформированном пермаллое 494, 497
949. Hashimoto U., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 1, 135 (1937).
Диаграмма равновесия системы Со—Si 226, 234
950. Hashimoto Y., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 1, 19 (1937).
Диаграмма равновесия системы Co—Cu 226, 231
951. Hashimoto U., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 1, 177 (1937).
Влияние присадок к кобальту на его аллотропические превращения 226, 228,230,
941 94А 94Я
952. Я н у с’р., Ш у р Я. С., Sow. Phys., 12, 383 (1937).
О магнитном гистерезисе монокристаллов 452
953. J е n k i n s С. Н. М., В и с к n а 1 1 Е. Н., А и s t i n C. R., Mellor G.A.,
Journ. Iron Steel Inst., 136, 187 (1937).
Структура сплавов Ni, Cr и Fe 244
ЛИТЕРАТУРА
731
954. Kirkham D., Phys. Rev.., 52, 1162 .(1937).
Зависимость восприимчивости и магнитострикции никеля от температуры и нама-
гниченности 217, 526
955. Kinzel А. В., Crafts W., Alloys of Fe and Cr, Vol. I, New York, 1937, 297
956. Kussmann A., Phys. Zs., 38, 41 (1937).
Аномалия расширения сплавов Fe—Pt 327, 511
957. Kindler H., Ann. d. phys., [5] 28, 375 (1937).
Зависимость магнитной вязкости от внутренних напряжений 630
958. Кондорский Е. И., Sow. Phys., И, 597 (1937).
О природе коэрцитивной силы и необратимых изменений намагниченности 651
959. К о h a u t A., Zs. techn. Phys., 18, 198 (1937).
Прибор для измерения магнитных полей 679
960. Koster W., Wagner Е., Zs. Metallkunde, 29, 230 (1937).
Влияние Al, Cu, Sb, Sn, Ti, V, Zn на превращения в Co 226, 227, 231, 235, 238
•961. Koster W., Schmid E., Zs. Metallkunde, 29, 232 (1937).
Влияние Be, С и Si на превращения в Co 226, 229, 234
962. Kelley К. К., U.S. Bur. of Mines, Bull., No. 407, 1 (1937).
Термодинамические характеристики карбидов и нитридов металлов 193, 229
963. L е g a t Н., Metallwirtschaft, 16, 743 (1937).
Магнитные свойства сплавов Ni—Си—Fe 318
964. McKeehan L. W., Phys. Rev., 51, 136 (1937).
Магниткая анизотропия кристаллов никель—кобальт—железо при различных тем-
пературах 135, 456, 458
965. Marian V., Ann. de phys., [11] 7, 459 (1937).
Ферромагнитные точки Кюри и абсолютное насыщение некоторых сплавов никеля
217, 239, 244, 249, 254, 255, 257, 259, 331, 351, 353, 568, 570
966. Miner D. F., S е a s t о n е J. В., Metal Progr., 31, 611 (1937).
Выплавка и отжиг электротехнических сплавов 107
967. Meyer W. F., Zs. Krist., 97, 145 (1937).
Кобальт и система Со—С 222, 229
968. М a s i у a m a Y., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 26, 1 (1937).
О гистерезисе магнитострикции Fe, Ni и Co и монокристаллов Fe 210, 522, 524
969. М a s i у a m a Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 26, 65 (1937).
О гистерезисе магнитострикции сплавов систем Fe—Ni, Ni—Co, Fe—Co 529
970. Michels A., J a s p e r s, A., de Boer J., Strijland J., Physica
4, 1007 (1937).
Влияние давления на точку Кюри сплава никель—медь 572, 574
971. М с К е е h a n L. W., Phys. Rev., 52, 18 (1937).
Магнитное взаимодействие и анизотропия в ферромагнитных кристаллах 476
972. М i k u 1 a s W., Thomassen L., Upthegrove С., Trans. Am. Inst.
Mining Met. Eng., 124, 111 (1937).
Фазовое равновесие в системе Ni—Sn 256
973. Neumann H., Arch, techn. Messen, Z912-1, T38-43 (1937).
Материалы для постоянных магнитов 314, 315, 327, 330.
974. Neumann Н., Buchner A., R е i n b о t h H., Zs. Metallkunde, 29,
173 (1937).
Механически мягкий сплав железо—никель—медь для постоянных магнитов 274,
275, 318
975. Neel L., Ann. de phys., [11] 8, 237 (1937).
Момент и молекулярное поле ферромагнитных веществ 347, 356
976. Nowotny Н., Arstad F., Zs. phys. Chem., 38В, 461 (1937).
Рентгенографическое исследование системы Сг—CrAs 269
977. О w е n Е. A., Y a t е s Е. L., S u 1 1 у А. Н., Proc. Phys. Soc., 49, 315 (1937).
Рентгенографическое исследование чистых железо-никелевых сплавов. IV. Зави-
симость постоянной решетки от состава 51, 88, 89
978. Opechowski W., Physica, 4, 715 (1937).
Температурная зависимость намагниченности ферромагнетиков при низких тем-
пературах 359, 568
979. Potter Н. Н., Proc. Phys. Soc., 49, 671 (1937).
Электросопротивление ферромагнетиков 216, 600
980. Р г о с о р i u S., d’A 1 bon G., Compt. Rend., 205, 1373 (1937).
Магнитная проницаемость при высоких частотах тонких железных пленок, полу-
ченных электролитическим осаждением 632
981. Potapenko G., Sanger R., Zs. f. Phys., 104, 779 (1937).
Новый метод измерения ферромагнитных свойств металлов в области весьма высо-
ких частот 613
982. Randall W. F., Journ. Inst. Electr. Eng., 80, 647 (1937).
Железо-никелевые сплавы высокой проницаемости, в частности муметалл 130
983. Richter G., Ann. d. Phys., [5] 29, 605 (1937).
Магнитное последействие в карбонильном железе 622 , 625
732
ЛИТЕРАТУРА
984. Steinhaus W., Kussmann A., Schoen E., Phys. Zs., 38, 777 (1937)
Намагниченность насыщения железа и закон приближения к насыщению 52г
202 389
985. S ol 1е г Т., Zs. f. Phys., 106, 485 (1937).
Свойства полос Биттера при действии упругих напряжений 427
986. S п о е k J. L., Physica, 4, 853 (1937).
Объемная магнитострикция железа и никеля 502, 572
987. Свешников В. Н., Гриднев В. Н., Металлург, 12, 35 (1937).
Аллотропические превращения Fe в сплавах Fe—Zn 208
988. Slater J. C., Journ. Appl. Phys., 8, 385 (1937).
Электронные структуры в сплавах' 352
989. Sixtus К. J., Phys. Rev., 52, 347 (1937).
Коэрцитивная сила монокристаллов 452
990. Tarasov L. P., Bitter F., Phys. Rev., 52, 353 (1937).
Точные магнитные крутильные измерения на монокристаллах железа 460, 465*
991. Т h u г a s A. L., Journ. Acoust. Soc. Am., 9, 74 (1937).
Чувствительный метод измерения магнитного потока в образцах небольшого сече-
ния 679
992. Т а к а к i Н., Zs. f. Phys., 105, 92 (1937).
Магнитострикция кристаллов Fe при высоких температурах 518
993. Т г о m b е F., Ann. de phys., [11] 7, 385 (1937).
Магнитные свойства редких металлов 269
994. Van V 1 е с k J. Н., Phys. Rev., 52, 1178 (1937).
Об анизотропии кубических ферромагнитных кристаллов 461, 476, 520
995. Williams Н. J., Phys. Rev., 52, 1004 (1937).
Зависимость начальной проницаемости монокристаллов Si—Fe от направления 81
996. W i s е Е. М., Proc. Inst. Radio Eng., 25, 714 (1937).
Никель в радиотехнической промышленности 216
997. Williams Н. J., Rev. Sci. Instr., 8, 56 (1937).
Некоторые применения крутильного магнетометра 413, 448, 474, 683
998. Weiss Р., Extr. Actes VII Congr. Int. Froid, 1, 508 (1937).
Закон приближения к насыщению и определение атомных моментов 52, 217, 567
999. Williams Н. J., P{iys. Rev., 52, 747 (1937).
Магнитные свойства монокристаллов Si—Fe.23, 62, 78, 447, 449, 452, 460, 464
1000. Y е n s е n T. D., глава о магнитных материалах и их изготовлении в книге В i t-
ter F., Ferromagnetism, New York, 1937, 49
1938
1001. Ashworth J. R., Ferromagnetism, London, 1938, 281, 440.
1002. Bradley A. J., Taylor A., Proc. Roy. Soc., 166A, 353 (1938).
Рентгенографическое исследование тройной равновесной системы железо—никель—
алюминий 35, 148, 170, 306
1003. В i t t е 1 Н., Ann. d. Phys., [5] 32, 608 (1938).
Действие холодной и горячей обработки на электрические и магнитные свойства
чистого Ni 206
1004. Brailsford F., Journ. Inst. Electr. Eng., 83, 566 (1938).
Потери на гистерезис во вращающемся поле в электротехнической листовой стали
413, 414
1005. Brown W. F., Phys. Rev., 54, 279 (1938).
Теория доменной структуры ферромагнетиков, находящихся под действием меха-
нических напряжений. III. Обратимая восприимчивость 439, 520
1006. В u m m Н., М й 1 I е г Н. С., Wiss. Veroffentl. Siemens-Werke, 17 (2), 63(1938).
Связь дисперсионного твердения с магнитной твердостью сплавов для постоян-
ных магнитов Fe—Ni—Al и Fe—Ni—Cu 307
1007. Becker R., Zs. techn. Phys., 19, 542 (1938).
Ферромагнетизм в высокочастотных переменных полях 633
1008. Б р ю х а т о в Н. Л., К и р е н с к и й Л., ЖТФ, 5, 171 (1938).
Влияние температуры на энергию магнитной анизотропии ферромагнитных
кристаллов 457
1009. Brown W. F., Phys. Rev., 53, 482 (1938).
Теория доменной структуры ферромагнетиков, находящихся под действием меха-
нических напряжений. II 520
J010. В i 1 t z W., Heimbrecht M., Zs. anorg. allgem. Chem., 237, 132 (1938V
Фосфиды никеля 255
1011. C i о f f i P. P., U.S. Pat. 2 110 569 (Appl. 8/19/32), 1938.
Магнитный материал 75, 81, 115
1012. Cole R. H., Rev. Sci. Instr., 9, 215 (1938).
Прибор для измерения напряженности магнитного поля 679
ЛИТЕР АТ УРА
733
.1013. D a nnohl W., Neumann H., Zs. Metallkunde, 30, 217 (1938).
О магнито-жестком сплаве Co, Cu и Ni 223, 225, 320, 321
1014. Doring W., Статья в сборнике «Probleme der Technischen Magnetizierungskurve»,
Berlin, 1938, S. 26—41.
Рост зародышей перемагничивания при больших скачках Баркгаузена 398
1015. D a n no h 1 W., Zs. Metallkunde, 30, 95 (1938).
Магнитные свойства дисперсионо-твердеющих ферритных сплавов Fe—Ni—Cu
318
.1016. D a n nd h 1 W., Wiss. Veroffentl. Siemens-Werke, 17, (2), 1 (1938).
Сплавы Fe, Cu и Mo 333
1017. Doring W., Ann. d. Phys., 32, 259 (1938).
Зависимость сопротивления кристаллов Ni от направления вектора самопроизволь-
ной намагниченности 602
11018. De Boer J., Michels A., Physica, 5, 775 (1938).
Ферромагнитная точка Кюри, как фазовый переход второго рода 570, 572
1019. Doring W., Ann. d. Phys., 32, 465 (1938).
Температурная зависимость модуля Юнга ферромагнитных веществ 540, 544,
550
1020. Engler О., Ann. d. Phys., [5] 31, 145 (1938).
Влияние температуры и магнитного поля на модуль упругости ферромагнетиков
541, 543, 544, 550, 552
1021. Esser Н., Ei lender W., Bungardt К., Arch. Eisenhuttenw., 12,
157 (1938).
Рентгенографическое исследование металлов при высоких температурах 51, 216
1022. Elmore W. С., Phys. Rev., 53, 757 (1938).
Магнитная структура кобальта 430
.1023. Elmore W. С., Phys. Rev., 54, 309 (1938).
Ферромагнитный коллоид для изучения магнитных структур 427
1024. Ebert Н., Kussmann A., Phys. Zs., 39, 598 (1938).
Влияние гидростатического давления на точку Кюри 572
4025. Eggers Н., Peter W., Mitt. Kaiser-Wilhelm Inst. Eisenforsch. (Dussel-
dorf), 20, 199 (1938).
Двойная система Fe—Nb 191
4026. Elmore W. C., Phys. Rev., 53, 933 (1938).
Перемещение порошковых фигур, образуемых магнитным коллоидом, на кристал-
лах кобальта 430
1027. Fallot М., Ann. de phys., [11] 10,291 (1938).
Сплавы железа с металлами группы платины 201, 327, 328, 353
1028. F г е у А. А., В i t t е г F., U. S. Pat. 2 112 084 (Appl. 11/1/34), 1938.
Магнитный материал и метод его изготовления 78
4029. Gerlach W., Статья в сборнике «Probleme der Technischen Magnetizierungs-
kurve», Berlin, 1938, S. 141—156.
Анализ дисперсионного твердения с помощью ферромагнитных измерений 242,
249, 570
1030. Qrube G., S с h 1 ес h t Н., Zs. Electrochem., 44, 413 (1938).
Система сплавов Ni—Мо 253, 254
1031. Grube G., Winkler О., Zs. Elektrochem., 44, 423 (1938).
Магнитные свойства сплавов Ni—Мо 254
1032. Hardy Т. С., Quimby S. L., Phys. Rev., 54, 217 (1938).
Изменение тепловой энергии при адиабатическом перемагничивании железа,
никеля и углеродистой стали 418, 420
.1033. Н е i m е n z Н., U.S. Pat. 2 113 537 (Appl. 7/2/36), 1938.
Способ проката и обработки кремнистой стали 78
4034. Hashimoto U., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 2, 67 (1938).
Влияние различных элементов на точку a-p-превращения в кобальте 226, 234,
236, 238
1035. Hashimoto V., К a w a i N., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 2, 26 (1938);
Metals a. Alloys, 5, 475 (1938).
Диаграмма фазового равновесия системы Со—С 229
1036. Н i 1 р е г t R. S., М a i е г К. Н., Hoffmann А., Вег. deut. chem. Ges.,
71, 2682 (1938).
Сульфо-магнетит 204
1037. I n g е г s о n W. E., Beck Fl J., Rev. Sci. Instrum., 9, 31 (1938).
Магнитная анизотропия листовой стали 413, 474
1038. I w a s ё К., Okamoto М., A m е m i у а Т., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ.,
26, 618 (1938).
Образование двух жидких слоев в сплавах Си—Fe 184
4039. Jackson L. R., Russell H. W., Instruments, 11, 280 (1938).
Температурочувствительные магнитные сплавы и их применения 123, 125,
734
ЛИТЕРАТУРА
1040. Jaeger F. M., Rosenbohm E., Zuithoff A. J., Rec. trav. china,
pays.-bas., 57, 1313 (1938).
Удельная теплоемкость, электросопротивление, термоэлектрические свойства и
термическое расширение электротехнического железа 582
1041. Kersten М., Статья в сборнике «Probleme der Technischen Magnetizierungs-
kurve», Berlin, 1938, S. 42—72.
О значении коэрцитивной силы 645 , 651, 652
Ю42. Kaya S., Journ. Faculty Sci. Hokkaido Imp. Univ., 2, 29 (1938).
Образование сверхструктуры в сплавах Ni—Fe и проблема пермаллоя 88 *89,
529 605
1043. К б s t е г W., Lang К., Zs. Metallkunde, 30, 350 (1938).
Часть фазовой диаграммы системы Fe—Со—V, соответствующая малому содержа-
нию Fe и V 161, 332
1044. Kersten М., Phys. Zs., 39, 860 (1938).
Исследование обратимых и необратимых смещений границ между антипараллель-
ными доменами 404
1045. Kussmann A., N i t k а Н., Phys. Zs., 39, 373 (1938).
Сплавы Pt—Ni 331
1046. Kussmann A., Nitka H., Phys. Zs., 39, 208 (1938).
Ферромагнетизм и структура феррита марганца 337
1047. Koster W., Gebhardt E., Zs. Metallkunde, 30, 281 (1938).
Система Co—Mn—Al 232, 334
1048. Koster W., Wagner E., Zs. Metallkunde, 30, 352 (1938).
Тройная система Co—Mn—Cu 232, 334
1049. Koster W., Gebhardt E., Zs. Metallkunde, 30, 291 (1938).
Система Ni—Mn—Al 334
1050. Kornetski M., Wiss. Veroffentl. Siemens-Werken, 17 (4), 48 (1938).
Связь между модулем Юнга и затуханием в ферромагнитных материалах 543,
559 560
1051. Koster W., Gebhardt Е., Zs. Metallkunde, 30, 286 (1938).
Магнитные свойства сплавов Со—Мп—А1 232, 334
1052. Ковдорский Е. И., Phys. Rev., 53, 319 (1938).
Магнитная анизотропия ферромагнитных кристаллов в слабых полях 449
1053. Koster W., М u 1 f i n g e r W., Zs. Metallkunde, 30, 348 (1938).
Системы сплавов Co c As, B, Cb, Ta, Zr 226, 228, 233, 235, 238
1054. К a h a n T., Ann. de phys., [11] 9, 105 (1938).
Исследование начальной намагниченности 39o
1055. Лейпунский О. И., ЖЭТФ, 8, 1026 (1938).
О смещении точки Кюри с давлением 571
1056. L i n d m a n D. F., Zs. techn. Phys., 19, 323 (1938).
О магнитной проницаемости Ni при радиочастотных полях 632
1057. Lohberg К., Schmidt W., Arch. Eisenhuttenw., 11, 607 (1938).
Часть фазовой диаграммы системы Fe—Al—С, соответствующая малому содержанию
А1 и С 170
1058. Lonsdale D., Sci. Progr., 32, 677 (1938).
Магнитная анизотропия кристаллов 476
1059. Lange Н., Статья в сборнике «Probleme der Technischen Magnetizierungskurve»,
Berlin, 1938, S. 157—170.
Магнитные методы для металлургических исследований 243
1060. Lundquist D., W е s t g г е n A., Zs. anorg. allgem. Chem., 239, 85 (1938).
Рентгенографическое исследование системы Co—S 235
1061. L eg a t H., Metallwirtschaft, 17, 277 (1938).
Магнитные исследования сплавов Fe—Ni—Sn 333
1062. Marsh J. S., Alloys of iron and nickel, New York, 1938, 89, 95, 152, 562
1063. Manning M. F., Goldberg L., Phys. Rev., 53, 662 (1938).
Самосогласованное поле в железе 356
1064. Neumann Н., Arch. Eisenhiittenw., 11, 483 (1938).
Методы испытаний материалов для постоянных магнитов 683
1065. Немилов В. А., Воронов Н. М., Изв. АН СССР, сер. химич., 21, 905
(1938).
О сплавах железа с танталом 204
1066. N о w о t п у Н., Н е g 1 е i n Е., Zs. phys. Chem., 40В, 281 (1938).
Рентгенографическое исследование системы Ni—Р 255
1067. N i а 1 О., Zs. anorg. allgem. Chem., 238, 287 (1938).
Рентгенографическое исследование сплавов Со—Sn и сравнение с Fe—Sn и
Ni—Sn 235, 236
1068. Oliver D. A., Magnetism, London, 1938, p. 69—88. Постоянные магниты 301
1069. Oliver D. A., S h e d d e n J. W., Nature, 142, 209 (1938).
Охлаждение сплавов для постоянных магнитов в постоянном магнитном поле
275, 309
ЛИТЕРАТУРА
735
1070. Pauling L., Phys. Rev., 54, 899 (1938).
Природа межатомных сил в металлах 354
1071. Van Р е у р е W. F., Physica, 5, 465 (1938).
О теории магнитной анизотропии кубических кристаллов при абсолютном нуле 476
1072. Price G. Н. S., S m i t h e 1 1 s C. J., W i 1 1 i a m s S. V., Journ. Inst.
Metals, 62, 239 (1938).
Сплав Ni—Cu—W, полученный путем спекания 248
1073. Richter G., Статья в сборнике «Probleme der Technischen Magnet izierungs-
kurve», Berlin, 1938, S. 93—113.
О магнитной и механической вязкости 559, 622
*1074. Schulze Н., Wiss. Veroffentl. Siemans-Werke, 17 (2), 39 (1938).
Магнитная вязкость в слабых полях 626
1075. Schulze Н., Статья в борнике «Probleme der Technischen Magnet izierungs-
kurve», Berlin, 1938, S. 114—128.
Исследование магнитной вязкости с помощью переменного тока 626
1076. Sixtus К. J., Статья в сборнике «Probleme der Technischen Magnet izierungs-
kurve», Berlin, 1938, S. 9—25.
Большие скачки Баркгаузена 398, 399
1077. Snoek J. L., Статья в сборнике «Probleme der Technischen Magnet izierungs-
kurve,» Berlin, 1938, S. 73—92.
Механизм увеличения коэрцитивной силы в двух тройных сплавах 306
1078. Sykes С., Wilkinson Н., Proc. Phys. Soc., 50, 834 (1938).
Удельная теплоемкость никеля при температурах от 100 до 600° С 579
1079. Snoek J. L., Physica, 5, 663 (1938).
Временные эффекты при намагничивании 627
1080. Stoner Е. С., Proc. Roy. Soc., 165А, 372 (1938).
Ферромагнетизм коллективизированных электронов 354
1081. Squire С. F., Bizette Н., Tsai В., Compt. Rend., 207, 449 (1938).
Переходная (А) точка магнитной восприимчивости МпО 378
1082. Sucksmith W., Pearce R. R., Proc. Roy. Soc., 167A, 189 (1938).
Парамагнетизм ферромагнитных элементов 680
1083. Tarasov L. P., Journ. Appl. Phys., 9, 192 (1938).
Количественные измерения текстуры магнитным крутильным методом 471
1084. Т е n g е г S., Zs. anorg. allgem. Chem., 239, 126 (1938).
Диселениды и дителлуриды Fe, Со и Ni 255, 256
1085. Vogel R., Wallbaum H. J., Arch. Eisenhuttenw., 12, 299 (1938).
Система Fe—Ni—титанид никеля 314, 333
1086. Volk К. E., D a n n d h 1 W., M a s i n g G., Zs. Metallkunde, 30, 113 (1938).
Сегрегация в твердом состоянии в сплавах Со—Си—Ni 320
1087. Vogel R., Е г g a n g R., Arch. Eisenhuttenw., 12, 149 (1938).
Система Fe, Fe3W2, Fe2Ti 205
1088. Webb J. S., Nature, 142, 795 (1938).
Изменение продольной проницаемости на частном цикле под действием наложен-
ного циркулярного поля 445
1089. W i t t k e H., Ann. d. Phys., [5] 31, 97 (1938).
Изменение намагниченности во времени в слабых полях 622
1090. Yamamoto М., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 27, 115 (1938).
Изменение модуля Юнга в Fe и Fe—С при намагничивании 542
1091. Zuithoff A. J., Proc. Acad. Sci. Amsterdam, 41, 264 (1938).
Удельная теплоемкость чистого железа при температурах между 25 и 1500° С 582
1092. Zener С., Phys. Rev., 53, 1010 (1938).
Общая теория макроскопических вихревых токов 555
1939
1093. Alexander W. О., Journ. Inst. Metals, 64, 93 (1939).
Растворимость Си в сплавах, содержащих Сг 248
1094. American Society for Metals, Metals Handbook, Cleveland, Ohio, 1939, 89, 121,216
1095. Allegheny Ludlum Steel Corp., Techn. Bull. EM-1, Pittsburgh, 1939.
Магнитные материалы для сердечников фирмы «Аллегени лудлум» 109, 130
1096. Алавердов Г., Шавло С., ЖТФ, 9, 211 (1939).
Рентгенографическое исследование превращений в сплавах железо—палладий
в области концентраций 45—47 атомн. % 328
1097. Auer Н., Zs. Elektrochem., 45, 609 (1939).
Кинетика выделения фазы на основе магнитных измерений 242
1098. Bristow С. A., Iron a. Steel Inst., Spec. Rep., 24, 1 (1939).
Структурная диаграмма сплавов Fe и Ni. I. Область S-фазы 89
1099. Becker R., D б r i n g W., Ferromagnetismus, Berlin, 1939, 358, 389, 390,
449, 467 , 499, 500, 502, 516, 520 , 529, 540, 544, 546, 547, 552, 555 , 557, 600, 604,
630, 642, 645, 648
736
ЛИТЕРАТУРА
1100. Brailsford F., Journ. Inst. Elec. Eng., 84, 399 (1939).
Переменные потери на гистерезис в электролитической листовой стали 414
1101. Bullens D. К., Eng. and Spec. Purpose Alloys, Columbus, Ohio, 1939, p. 460—
469.
Сталь для постоянных магнитов и ее термообработка 300
1102. Betteridge W., Journ. Iron Steel Inst., 139, 187 (1939).
Никель-алюминиевые сплавы для постоянных магнитов 307, 309
1103. Bradley A. J., G о 1 d s с h m i d t H. J., Journ. Inst. Metals, 65, 389 (1939).
Рентгенографическое исследование медленноохлажденных сплавов Fe—Cu—Al 333
1104. Bitter F., Kaufmann A. R., Phys. Rev., 56, 1044 (1939).
Магнитные исследования твердых растворов 186
1105. Bitter F., Rev. Sci. Instr., 10, 373 (1939).
Конструкция мощных электромагнитов 678
1106. Bradley A. J., S e a g e r G. C., Journ. Inst. Metals, 64, 81 (1939).
Рентгенографическое исследование медленноохлажденных сплавов Со—Al 226
1107. Bates L. F., T а у 1 о r G. G., Proc. Phys. Soc., 51, 33 (1939).
Ферромагнитные соединения Cr 270
1108. Бабич M. M., Кислякова Е. Н., Уманский Я. С., ЖТФ, 9,
533 (1939).
Исследование структуры интерметаллических фаз в системах W—Со и Мо—Со (III)
237
1109. В u mm Н., Zs. Metallkunde, 31, 318 (1939).
Образование бинарных сверхструктур 88
1110. Cioffi Р. Р., Booth by О. L., Phys. Rev., 55, 673 (1939).
Приготовление монокристаллов Fe, Со, Ni и их сплавов 447
1111. С о 1 е G. Н., Davidson R. L., U. S. Pat. 2 158 065 (Appl. 1/9/35), 1939.
Способ изготовления магнитных материалов 75, 78
1112. D и у с k а е г t s G., Physica, 6, 401 (1939).
Удельная теплоемкость железа в интервале от 1,5 до 20° К 582
1113. Duyckaerts G., Physica, 6, 817 (1939).
Удельная теплоемкость кобальта в интервале температур от 2 до 18° К 582
1114. Doring W., Zs. f. Phys., 114, 579 (1939).
Обратимые процессы в магнитных материалах с малыми внутренними напряже-
ниями 546
1115. Forestier Н., Vetter М., Compt. Rend., 209, 164 (1939).
Исследование ферритных систем 197
hl 16. Роёх G., Graff М., Compt. Rend., 209, 160 (1939).
Экспериментальное исследование некоторых случаев антиферромагнетизма 378
1)117. F е t z El, Trans. Am. Soc. Metals, 27, 106 (1939).
Новый сплав 70/30 Ni—Си, обладающий способностью к дисперсионному тверде-
нию 248
11Т8. Kimura R., Proc. Math.-Phys. Soc. (Japan), 21, 686 (1939).
Модули упругости ферромагнитных материалов
1119. G а 1 a v i с s F., Helv. Phys. Acta, 12, 581 (1939).
Измерение гиромагнитного эффекта в сплавах Мп—Sb и Fe—Se 364
1120. Geller W., Arch. Eisenhuttenw., 13, 263 (1939).
Система сплавов Fe—Co—Sb 165, 168, 332
1121. G e r 1 a c h W., Zs. Elektrochem., 45, 151 (1939).
Ферромагнитные превращения. Проблема точки Кюри 574
1122. G 1 a t h а г t L., Phys. Rev., 55, 833 (1939).
Внутренняя начальная магнитная проницаемость Fe и Ni 613, 632
1123. G enders R., Harrison R., Journ. Iron Steel Inst. 140, 29 (1939).
Сплавы ниобий—железо 191
1124. H u 1 t g г e n R., Z a p f f e C. A., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 133, 58
(1939).
Рентгенографическое исследование сплавов Fe—PdnNi—Pd 327, 331
1125. Haworth F. E., Phys. Rev., 56, 289 (1939).
Сверхструктура в FeNi3 88
1126. Hoag J. B., Gottlieb N., Phys. Rev., 55, 410 (1939).
Внутренняя начальная проницаемость Fe и Ni при частоте от 98 до 410- 10б гц 632
1127. Н о с а г t R., G u i 1 1 а и d С., Compt. Rend., 209, 443 (1939).
Сплав MnBi 266
1128. Haraldsen Н., Nygaard Е., Zs. Elektrochem., 45, 686 (1939).
Магнитное исследование системы Сг—As 269
1129. Halpern О., Johnson М. Н., Phys. Rev., 55, 898 (1939).
Магнитное рассеяние нейтронов 380
ИЗО. К а у a S., М i у a h а г a S., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 27, 450 (1939).
Намагниченность кристалла пирротита 461
J131. Kaya S., Nakayama M., Zs. f. Phys., 112, 420 (1939).
Сверхструктура в сплавах Fe—Ni—Co и проблема перминвара 132, 582
ЛИТЕРАТУРА
737
1132. Koster W., Becker G., Arch. Einsenhuttenw., 13, 93 (1939).
Система Fe—Co—Ta 165, 168, 332
1133. Koster W., Arch. Eisenhuttenw., 13, 227 (1939).
Система Fe—Co—Be 165, 168, 332 =
1134. Keesom W. H., Kurrelmeyer B., Physica, 6, 633 (1939).
Атомная теплоемкость Fe в интервале температур от 1,1 до 20,4° К 582, 583
1135. Kimura R., Proc. Math.-Phys. Soc. (Japan), 21, 686, 786 (1939).
Модули упругости ферромагнитных материалов 549, 552, 554
1136. Kelley К. К., Journ. Am. Chem. Soc., 61, 203 (1939).
Удельная теплоемкость Mn, MnSe, MnTe при низких температурах 378
1137. К a n z 1 e r M., Ann. d. Phys., [5] 36, 38 (1939).
Справедливость закона Кюри для О2 при высоких плотностях 375
1138. Leech Р., Sykes С., Phil. Mag., [7] 27, 742 (1939).
Доказательство существования сверхструктуры в железо-никелевом сплаве Ni3Fe
88, 132, 150 -
1139. Legg V. Е., Bell Syst. Techn. Journ., 18, 438 (1939).
Исследование магнитных материалов и их применения в телефонии 332
1140. Laves F., Wallbaum Н. J., Naturwiss., 27, 674 (1939).
Кристаллохимия сплавов титана 236
1141. McKeehan L. W., Grabbe Е. М., Phys. Rev., 55, 505 (1939)
Магнитная анизотропия кристаллов Ni—Fe 88, 94, 458
1142. М о г i w a k i К., Tetsu to Hagane, 25, 396 (1939).
Структура тройной системы Fe—Cr—Cu 333
1143. Mo hr i ng D., Hochfrequ. u. Elektroakust., 53, 196 (1939).
Проницаемость магнитных металлов в области высоких частот 632
1144. Меськин В. Е., Марголин Ю. М., Metals a. Alloys, 10, 26 (1939).
Влияние весьма малых присадок к трансформаторной стали 77
1145. Owen Е. A., Sully А. Н., Phil. Mag., [7] 27, 614 (1939).
Диаграмма фазового равновесия сплавов Fe—Ni 88
1146. О k a m u г а Т., Н i г о n е Т., Phys. Rev., 55, 102 (1939).
Об изменении магнитных свойств монокристалла Ni при изменении температуры
450
1147. Okamoto М., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 3, 365 (1939).
Диаграмма фазового равновесия системы Ni—Си—Si. 248
1148. Osawa A., Okamoto М., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 27, 326
(1939).
Рентгеноструктурный анализ сплавов системы Ni—Si 255
1149. PanS. T., Phys. Rev., 56, 933 (1939).
Магнитный контроль образования сверхструктуры в пермаллое 88
1150. Powell R. W., Proc. Phys. Soc., 51, 407 (1939).
Дальнейшие измерения тепло- и электропроводности железа при высоких темпе-
ратурах 51
1151. Polley Н., Ann. d. Phys., [5] 36, 625 (1939).
Приближение к насыщению в никеле 389, 391, 456, 457, 467
1152. Rodgers J. W., М a d d о с k s W. R., Iron a. Steel Inst. Rep., No. 24, 167
(1939).
Влияние легирующих элементов на точку А3 в железо-кобальтовых и других спла-
вах 132, 154
1153. Rabi I. I., Millman S.,'Kusch Р., Phys. Rev., 55, 526 (1939).
Резонансный метод определения магнитных моментов ядер 376
1154. Shockley W., Bell Syst. Techn. Journ., 18, 645 (1939).
Квантовая теория твердых тел 352, 358
1155. Shirakawa Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 27, 485 (1939).
Изменение электросопротивления Fe—Ni при продольном намагничивании при
различных температурах 89, 596, 597, 600, 604, 605
1156. Shirakawa Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 27, 532 (1939).
Изменение электросопротивления Fe—Co при продольном намагничивании при раз-
личных температурах 156, 597
1157. Schafmeister Р., Ergang R., Arch. Eisenhuttenw., 12, 459 (1939).
Диаграмма фазового равновесия сплавов Fe—Ni—Cr 121, 333
1158. Scott К. L., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1939, p. 498—
503.
Сплавы для постоянных магнитов 274, 294, 302
1159. Snoek J. L., Physica, 6, 321 (1939).
Магнитные исследования тройных сплавов Fe—Ni—Al 307
1160. Schafmeister P., Ergang R., Arch. Eisenhuttenw., 13, 95 (1939).
Диаграмма фазового равновесия сплавов Fe—Ni—Sn 333
1161. Sanford R. L., Bennett E. G., Journ. Res. Nat. But. Standards (U. S.).
23, 415 (1939).
Аппарат для магнитных испытаний до 5000 эрстед 675
47 Бозорт
738
ЛИТЕРАТУРА
1162. Sh irakawa Y.. Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 27, 255 (1939).
Изменение электросопротивления сплавов Fe—Si при продольном намагничивании
при различных температурах 597
1163. Stoner Е. С., Proc. Roy. Soc., 169А, 339 (1939).
Ферромагнетизм коллективизированных электронов. II. Энергия и удельная теп-
лоемкость 580, 583
1164. Snoek J. L., Physica, 6, 161 (1939).
Магнитное последействие и химическая структура 622, 627
1165. Snoek J. L., Physica, 6, 797 (1939).
Магнитное последействие при высоких индукциях 627
1166. Sucksmith W., Proc. Roy. Soc., 171A, 525 (1939).
Магнитное исследование системы Fe—Ni—Al 174
1167. Sykes W. P., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1939, p. 401—402.
Структура сплавов Fe—W 206
1168. S q u i r e C. F., Phys. Rev., 56, 922 (1939).
Антиферромагнетизм некоторых соединений Mn 378
1169. S u c k s m i t h W., Proc. Roy. Soc., 170A, 551 (1939).
Измерение намагниченности насыщения при различных температурах 680
1170. SchaarwachterC., Ruppelt A., U.S.Pat. 2 167 188 (Appl. 2/26/37), 1939.
Звукозаписывающие и воспроизводящие элементы в магнитной звукозаписи 319
1171. Thompson J. G., Cleaves Н. Е., Journ. Res. Nat. Bur. Standards (U.S.),
23, 163 (1939).
Изготовление железа высокой чистоты 50
1172. Tarasov L. P., Phys. Rev., 56, 1231 (1939).
Магнитная анизотропия железа и богатых железом железо-кремнистых сплавов
404, 456, 460
1173. Takag i М., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 28, 20 (1939).
Статистическая теория доменной структуры ферромагнитных кристаллов 520, 547
1174. Tarasov L. Р., Phys. Rev., 56, 1224 (1939).
Зависимость магнитной анизотропии от напряженности магнитного поля 448, 455
1175. Tarasov L. Р., Phys. Rev., 56, 1245 (1939).
Магнитная анизотропия сплавов железа с малым содержанием никеля 459
1176. Taras о v L. Р., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 135, 353 (1939).
Изучение железо-кремнистых сплавов магнитным крутильным методом 471
1177. Ve«rwey Е. J. W., Nature, 144, 327 (1939).
Электронная проводимость и точка превращения магнетита 195
1178. Wells С., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1939, p. 409—415.
Структура сплавов железо—углерод—марганец 294
1179. W i 1 1 i a m s H. J., Bozorth R. M., Phys. Rev., 55, 673 (1939).
Магнитная анизотропия сплавов Fe—Ni и Cu—Ni 447, 456, 458, 460, 476
1180. Weiss P. R., Van Vleck J. H., Phys. Rev., 55, 673 (1939).
Теория ферромагнетизма 357
1181. Williams H. J., Bozorth R. M., Phys. Rev., 56, 837 (1939).
Магнитная анизотропия Ni при 20° К 457
1182. W e i b k e F., Zs. Metallkunde, 31, 228 (1939).
Сплавы Ga и In 249
1183. Y e n s e n T. D., Trans. Am. Soc. Metals, 27, 797 (1939).
Магнитомягкие материалы 94, 102, 109
1940
1184. Акулов H. С., К и р е н с к и й Л. В., Journ. of Phys. (СССР), 3, 31 (1940).
О новом магнетокалорическом эффекте 586
1185. Awberry J. Н., Griffiths Е., Proc. Roy. Soc., 174А, 1 (1940).
Теплоемкость чистого Fe 582
1186. Batelle Memorial Institute, Cleveland, Ohio, Project Comm. # 1 on Metallurgical
Applications of Electricity, Utilities Coordinated Research, Inc., 1940, 126
1187. В e c k e г R., P о 1 1 e у H., Ann. d. Phys., [5] 37, 534 (1940).
Влияние внутренних напряжений на закон приближения к насыщению в никеле 391
1188. Bozorth R. М., Bell Syst. Techn. Journ., 19, 1 (1940).
Физические основания теории ферромагнетизма 356
1189. Bozorth R. М., Williams Н. J., Morris R. J., Phys. Rev., 58,
203 (1940).
Магнитные свойства сплавов Fe—Al 174, 175
1190. Brooks Н., Phys. Rev., 58, 909 (1940).
Магнитная анизотропия и модель свободных электронов 363, 476
1191. Barnett S. J., Proc. Am. Acad. Arts Sci., 73, 401 (1940).
Гиромагнитные отношения в ферромагнетиках 364
1192. Bates L. F., В a k e г C. J. W., Proc. Phys. Soc., 52, 436 (1940).
Магнитные свойства амальгам Ni 253
ЛИТЕРАТУРА
739
1193. Camp J. M., FrancisC. В., Making, Shaping and Treating of Steel, 5 th ed.
Carneg.-Ill. Steel Corp., Pittsburgh, 1940, 48
1194. Carnegie Inst. Wash., Year Book, Annual Report of Director of Department of Ter-
restrial Magnetization, 1939 (1940) 572, 574
1195. ConradtH. W., Dahl O., Sixtus K. J., Zs. Metallkunde, 32, 231 (1940).
Магнитная анизотропия в сплавах Fe—Ni после прокатки 471, 473, 474
1196. Е IT i n g е г F. H., Sykes W. P., Trans. Am. Soc. Metals, 28, 619 (1940).
Система Ni—W 258
1197. Forsyth A. C., Dowdell R. L., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 137»,
373 (1940).
Система Co—Ni—Si с содержанием кремния от 0 до 20% 225, 333
1198. Grabbe Е. М., Phys. Rev., 57, 728 (1939).
Магнитная анизотропия, намагниченность насыщения и сверхструктура в Ni3Fe
и аналогичных соединениях 88, 458, 592
1199. Gebhardt Е., Koster W., Zs. Metallkunde, 32, 253 (1940).
Система Pt—Со и, в частности, фаза CoPt 329, 330, 331
1200. Gorden R. В., Cohen М., Symposium on Age-Hardening, Am. Soc. Metals,
Cleveland, 1940, p. 161 — 184.
Упрочнение при старении сплавов Со—Си и Си—Fe 185
1201. G or ter С. J., Kahn В., Physica, 7, 753 (1940).
К теории гиромагнитных эффектов 365
1202. Hougardy Н., Metals Progr., 37, 64, 68 (1940).
Хрупкая компонента в сплавах Сг—Ni—Fe 121
1203. Hornfeck A. J., Edgar R. F., Trans. Am. Inst. Elec. Eng., 59, 1017
(1940).
Полезная мощность и рациональная конструкция постоянных магнитов, подвер-
гаемых действию размагничивающих сил 288, 289
1204. Howe G. Н., U.S.Pat. 2 192 741 (Appl. 9/17/37), 1940.
Способ производства сплава путем спекания 332
1205. Howe G. Н., Iron Age, 145 (2), 27 (1940).
Спекание алйико 332
1206. Н endus Н., S с h е u f е 1 е Е., Zs. Metallkunde, 32, 275 (1940).
Скорость перехода от частичного к полному упорядочению в сплаве Fe2NiAl 307
1207. Н i b i Т., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 28, 435 (1940).
Зависимость модуля кручения некоторых ферромагнетиков от температуры и на-
магниченности 552
1208. Holstein Т., Primakoff Н., Phys. Rev., 58, 1098 (1940).
Спинволновая теория самопроизвольной намагниченности ферромагнетиков 390
1209. Johnson Н. L., М а г s h а 1 1 A. L., Journ. Am. Chem. Soc., 62, 1382(1940).
Давление паров Ni и NiO 255
1210. Kinzel A. В., Franks R., The alloys of iron and chromium, Vol. 2,
New York, 1940, 123
1211. Koster W., Mu If i ng er W., Zs. Elektrochem., 46, 135 (1940).
Системы Cu—Ni—S и Cu—Ni—As 240, 248, 256, 334
1212. Kimura R., Proc. Phys.-Math. Soc. (Japan.), 22, 45, 219, 233 (1940).
Модули упругости ферромагнитных материалов 632
1213. Kaya S., Nakayama M., Proc. Phys.-Math. Soc. (Japan), 22, 126 (1940).
Упорядочение в сплавах Ni—Mn 250, 251, 252, 549
1214. Кикоин И. К., Г у б a p ь С. В., Journ. of Phys. (СССР), 3, 333 (1940).
Гиромагнитный эффект в сверхпроводниках 364
1215. Kramers Н. A., Le Magnetisme (Strasbourg Conference, 1939), 3, 45 (1940).
Взаимодействие между магнитными ионами в кристаллах 381
1216. Legg V. Е., Given F. J., Bell Syst. Techn. Journ., 19, 385 (1940).
Прессованный порошковый молибденовый пермаллой для высококачественных ка-
тушек индуктивности 105, 118, 119, 200
1217. Mussmann Н., Schlechtweg Н., Ann. d. Phys., [5] 38, 215 (1940).
Крутящий момент текстурованных образцов в магнитном поле 471
1218. Nesbitt Е. А., К е 1 s а 1 1 G. A., Phys. Rev., 58, 203 (1940) (см. также U.S.Pat.
2 190 667).
Викаллой 274, 275, 322
1219. О s a w а А., М u г a t а Т., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 4, 228 (1940).
Диаграмма фазового равновесия системы Fe—Si 64
1220>. Okamoto М., Japan Nickel Rev., 8, 125 (1940).
Структура Ni—Be 241 •
1221. О s a w a A., S h i b a t a N., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 4, 362 (1940).
Рентгенографическое исследование сплавов Ni—Sb.
1222. Pickles A. T., Sucksmith W., Proc. Roy. Soc., 175, 331 (1940).
Магнитное исследование двухфазных сплавов Fe—Ni 88
1223. Philips Gloeilampenfabrieken, British Pat. 522 731 (Appl. 12/7/38), 1940.
Материал для постоянных магнитов 275, 309, 311, 314, 315
47*
740
ЛИТЕРАТУРА
£1224. Pilling N. В., Та 1 bot А. M., Age-hardening of metals, Am. Soc. Metals,
Cliveland, 1940, p. 231—261.
Дисперсионно-твердеющие сплавы Ni и Fe—Ni—Ti 314
Ц225. Parker E. R., Trans. Am. Soc. Metals, 28, 797 (1940).
Разработка сплавов для работы при температурах выше 1000° F 192
• 4226. Parker Е. R., Trans. Am. Soc. Metals, 28, 661 (1940).
Влияние магнитного поля на затухание 562
1227. Russell Н. W., J а с k s о п L. R., U.S.Pat. 2 207 685 (Appl. 7/17/39), 1940.
Магнитный материал и способ его изготовления 308
1228. R u t t е w i t К., M a s i n g G., Zs. Metallkunde, 32, 52 (1940).
Сплавы Ge c Bi, Sb, Fe и Ni 187 , 248
1229. Shirakawa Y., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 29, 152 (1940).
Об изменении электросопротивления монокристаллов Fe в продольном магнитном
поле при низких температурах 602, 603
1230. Shirakawa Y., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 29, 132 (1940).
Изменение электросопротивления монокристалла Fe в продольном магнитном поле
602, 603
1231. Slater J. С., Phys. Rev., 58, 54 (1940).
Замечание о влиянии давления на точку Кюри железо-никелевых сплавов
570 572
1232. Strutt М. J. О., Knol К. S., Physica, 7, 145, 635 (1940).
Измерения сопротивления железных проволок в области частот от 107 до 3 -108 ец
631
1*233. Sampson J. В., Seitz F., Phys. Rev., 58, 633 (1940).
Теоретическая магнитная восприимчивость металлических Li и Na 375
1234. Sachs G., Van Horn К. R., Practical metallurgy, Am. Soc. Metals, Cle-
veland, 1940 26
1235. Starr C., Bitter F., Kaufmann A. R., Phys. Rev., 58, 977 (1940).
Магнитные свойства хлоридов металлов группы железа при низких температурах 378
1236. Thompson N., Proc. Phys. Soc., 52, 217 (1940).
Процессы упорядочивания в сплаве Ni3Mn 147, 253, 582
1237. Т a k е i Т., Yasuda Т., I s h i h a r a S., Electrotechn. Journ. (Japan),
4, 75 (1940).
Намагничивание ферритов при высоких температурах 337
1238. Takeda S., Mutuzaki К., Journ. Iron Steel Inst. (Japan), 26, 335 (1940).
Диаграмма фазового равновесия системы Fe—Al—Si 333
1239. Thiessen G., Ann. d. Phys., [5] 38, 153 (1940).
Элементарные процессы намагничивания в области начальной проницаемости 499
1240. Т h i е 1 m a n п К., Ann. d. Phys., [5] 37, 41 (1940).
Ферромагнетизм и его носитель в системе сплавов Мп—Bi 266
1241 < Van U г k А. Т., Phil. Techn. Rev., 5, 29 (1940).
Применение современных сталей для постоянных магнитов 274, 275, 289
1242. Вонсовский С. В., Journ. of Phys. (СССР), 2, 11 (1940).
О теории технической кривой намагничивания ферромагнитных монокристаллов 452
1243. Вонсовский С. В., Journ. of Phys. (СССР), 3, 83 (1940).
Температурная зависимость магнитной анизотропии монокристаллов Со 476
1244. Вонсовский С. В., Journ. of Phys. (СССР), 3, 181 (1940).
О квантовой теории магнитострикции в ферромагнитных монокристаллах 520
1245. W е 1 1 s С., Mehl R. F., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 140, 279 (1940).
Скорость диффузии углерода в простой углеродистой, никелевой и марганцовистой
сталях 58, 59
1246. Yamanaka N., Sci. Rep. Tohoku Imp. Univ., 29, 36 (1940).
Изменение электросопротивления при упругой деформации Ni, Fe и некоторых
сплавов Ni—Fe 596, 604
1941
1247. Averbach В. L., Metals a. Alloys, 13, 730 (1941).
Сплавы электролитического марганца с медью и никелем 248
124$. Austin С. R., S a m a n s С. Н., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 143, 216
(1941).
Исследование металлографических и некоторых физических характеристик ряда
сплавов Со, Fe и Ti 314
1249. Barr er R. M., Diffusion in and through solids, Cambridge, 1941.
(Имеется русский перевод: Б э p e p P., Диффузия в твердых телах, ИЛ, 194’8.) 58, 59
1250. Brown W. F., Phys. Rev., 60, 139(1941).
Влияние дислокаций на намагниченность вблизи насыщения 496
1251. Bates L. F., Weston J. С., Proc. Phys. Soc., 53, 5 (1941).
Энергетические изменения, сопровождающие намагничивание 419
ЛИТЕРАТУРА
741
1252. Bradley A. J., Сох W. F., Goldschmidt H. J., Journ. Inst. Me-
tals, 67, 189 (1941).
Рентгенографическое исследование диаграммы равновесия Fe—Cu—Ni при различ-
ных температурах 126, 316
1253. Bozorth R. M., Williams H. J., Phys. Rev., 59, 827 (1941).
Расчет крутящего момента, действующего на ферромагнитный монокристалл в маг-
нитном поле 455, 467, 469
1254. Birge R. Т., Rev. Mod. Phys., 13, 233 (1941).
Новая таблица значений основных физических констант 691
1255. Bates L. F., Proc. Phys. Soc., 53, 113 (1941).
Замечание о концентрированных ферромагнитных амальгамах 253
1256. В о h 1 е n-H а 1 b а с h С. V., L е i t g е b е 1 W., Techn. Mitt. Krupp, 4,
37 (1941).
Действие Oa при плавке железо-никелевых и медно-никелевых сплавов 248
1257. Carpenter V. W., U.S.Pat. 2 236 519 (Appl. 1/22/36), 1941.
Метод производства листовой или ленточной кремнистой стали 75, 78
1258. Dean R. S., D a v i s С. W., U.S.Pat. 2 239 144 (Appl. 7/11/38), 1941.
Постоянный магнит 190, 275, 335, 656
1259. Ellis W. C., Greiner E. S., Trans. Am. Soc. Metals, 29, 415 (1941).
Равновесные соотношения в сплавах системы Fe—Со в твердом состоянии 132, 154
1260. Edwards О. S., Journ. Inst. Metals, 67, 67 (1941).
Рентгенографическое исследование системы А1—Со—Fe 154, 167, 309, 332
1261. Esser Н., Euster brock Н., Arch. Eisenhuttenw., 14, 341 (1941)..
Исследования термического расширения ряда металлов и сплавов с помощью усо-
вершенствованного дилатометра 51
1262. Forster F., Wetzel И., Zs. Metallkunde, 33, 115 (1941).
К вопросу о процессах перемагничивания в Fe и Ni 424, 425, 426
1263. Forster F., S t a m b k е К., Zs. Metallkunde, 33, 97 (1941).
Магнитные исследования внутренних напряжений 498
1264. G о г t е г С. J., Phys. Rev., 60, 836 (1941).
О гиромагнитных эффектах в ферромагнетиках
1265. Gottschalk V. Н., U. S. Bur. of Mines, Bull., No. 425, 88 (1941).
Коэрцитивная сила магнетитовых порошков 196
1266. Hull A. W., Burgess Е. Е., N a v i a s L., Journ. Appl. Phys., 12,
698 (1941).
Спаи стекла с металлом 132
1267. Holstein Т., Primakoff Н., Phys. Rev., 59, 388 (1941).
Намагниченность поликристаллических ферромагнетиков вблизи насыщения
1268. Howe G. Н., U.S.Pat. 2 264 038 (Appl. 6/14/40), 1941.
Постоянные магниты, содержащие Ti 315
1269. Н u 1 t g г е n R., Jaffee R. I., Journ. Appl. Phys., 12, 501 (1941).
Предварительное рентгенографическое исследование бинарных сплавов Pt с Со,
Мо и W 329
1270. Haraldsen Н., Zs. anorg. allgem. Chem., 246, 169, 195 (1941).
Смешанные кристаллы FeS и их высокотемпературное превращение 203
1271. I w a s ё К., Okamoto М., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 5, 82 (1941).
Диаграммы фазового равновесия систем Си—Be и Ni—Си—Be 248
1272. J о n a s В., Е m d е n Н. J. М., Phil. Techn. Rev., 6, 8 (1941).
Новые виды стали с высокими магнитными свойствами 274, 275, 309, 312
1273. Koster J., Davis Н. W., Rep. Nat. Acad. Sci., 1941, p. 1—33.
Применения кобальта и его возможные заменители 209
1274. Kiuti S., Japan Nickel Rev., 9, 78 (1941).
Рентгенографическое исследование новой а'-фазы в ферромагнитной системе
Fe—Ni—А1 306
1275. Kramers Н. A., W a n n i е г G. Н., Phys. Rev., 60, 252 (1941).
Статистическое рассмотрение двумерного ферромагнетика 358
1276. Лившиц Б. Г., Сталь, 1, 40 (1941).
Зависимость магнитных свойств сталей Ni—Al от их состава 309
1277. Lipson Н., Shoenberg D., Stupart G. V., Journ. Inst. Metals,
67, 333 (1941).
Соотношение между расположением атомов в решетке сплава Fe—Pt и его коэр-
цитивной силой 327
1278. Меськин В. С., Сомин Б. Е., Некамкин А. С., ЖТФ, 11, 918
(1941).
Магнитострикция сплавов 535, 537
1279. Masumoto Н., Shirakawa Y., Phys. Rev., 60, 835 (1941).
Изменение электросопротивления монокристалла Fe3O4 под действием магнитного
поля при низкой температуре 597
1280. Michels A., S t г i j 1 a n d J., Physica, 8, 53 (1941).
Влияние давления на точку Кюри монель-сплава 572
742
ЛИТЕРАТУРА
1281. Nix F. С., MacN a ir D., Phys. Rev., 60, 597 (1941).
Термическое расширение чистых металлов Cu, Au, Al, Ni и Fe 216
1282. Owen E. A., Sul ley A. H., Phil. Mag., [7] 31,314(1941).
Миграция атомов в сплавах Fe—Ni 88
1283. R о t e г s H. C., Electromagnetic devices, New York, 1941.
(Имеется русский перевод: P о т e p с Г. К., Электромагнитные механизмы,
Госэнергоиздат, 1949.) 276, 289, 668
1284. Rathenau G. W., Snoek J. L., Physica, 8, 555 (1941).
Явления магнитной анизотропии в холоднокатанном сплаве Ni—Fe 473
1285. R a d о G. Т., Kaufmann A. R., Phys. Rev., 60, 336 (1941).
Намагниченность насыщения в сплавах Ni—Sb и Ni—Та 239, 256
1286. Schramm J., Zs. Metallkunde, 33, 403 (1941).
Тройная система Co—Ni—Al 225, 333
1287. Sh i b a t a N., Nippon Kinzoku Gakkai-Si, 5 (2), 46 (1941).
Магнитное исследование тройных сплавов системы Си—Sb—Ni 334
1288. Smoluchowski R., Phys. Rev., 59, 309 (1941).
К теории объемной магнитострикции 347, 573
1289. Snoek J. L., Physica. 8, 711 (1941).
Влияние малых количеств С и N на упругие и пластические свойства Fe 562,
628 629
1290. С ел и с с к и й, И. П., Journ. of Phys. (СССР), 4, 567 (1941).
Высокая проницаемость и сверхструктура в сплавах Fe—Si—Al типа сендаст
83
1291. Smith Ch. S., Journ. Appl. Phys., 12, 817 (1941).
Дисперсионное твердение в системе Fe—W 206
1292. Snoek J. L., Physica, 8, 745 (1941).
Механическая аналогия закона Релея для магнитного гистерезиса 559, 560, 562
1293. Shimizu Y., Proc. Imp. Acad. (Tokyo), 17, 100 (1941).
Намагничивание монокристаллов Fe и поликристаллических Fe, Ni и их сплавов
в весьма слабых полях 450
1294. Шур Я. С., Journ. of Phys. (СССР), 4, 439 (1941).
Влияние термообработки в магнитном поле на характер анизотропии коэрцитивной
силы в ферромагнитных монокристаллах 452
1295. Schramm J., Zs. Metallkunde, 33, 381 (1941).
Неполная система Со—СоА1 226
1296. Schramm J., Zs. Metallkunde, 33, 46 (1941).
Система Со—Zn 237
1297. Schramm J., Zs. Metallkunde, 33, 347 (1941).
Неполная система Ni—NiAl 238, 239
1298. S h i b a t a N., Trans. Inst. Metals (Japan), 5, 46 (1941).
Магнитные исследования тройных сплавов системы Cu—Sb—Ni 248
1299. S h i b a t a N., Sci. Tdhoku Imp. Univ., 29, 697 (1941).
Фазовая диаграмма системы Ni—Sb 239
1300. T г e w V. C. G., Trans. Farad. Soc., 37, 476 (1941).
Ионная диамагнитная восприимчивость и диамагнитные поправочные кон-
станты 369
1301. Van Vleck J. Н., Journ. Chem. Phys., 9, 85 (1941).
Теория антиферромагнетизма 378
1302. Волькенщтейн Н., Комар А., ЖЭТФ, 11, 723 (1941).
Связь коэрцитивной силы и магнитного насыщения с упорядочением в Ni3Mn
1303. Verwey Е. J. W., Haayman Р. W., Physica, 8, 979 (1941).
Электронная проводимость и точка перехода в магнетите 195
1304. Williams Н. J., Bozorth R. М., Christensen Н., Phys. Rev.,
59, 1005 (1941).
Зависимость магнитострикции, модуля Юнга и затухания для 68-пермаллоя от на-
магниченности и термообработки 497, 542, 552, 554, 558
1305. W а 1 1 b a u m Н. J., Arch. Eisenhuttenw., 14, 521 (1941).
Сплавы Fe с Ti, Zr, Nb и Та 204, 205, 208, 257, 314
1306. Williams Н. J., Bozorth R. M., Phys. Rev., 59, 939 (1941).
Определение размеров доменов из измерений затухания в 08-пермаллое 561
1307. Yamamoto М., Phys. Rev., 59, 768 (1941).
Модуль упругости Юнга и его зависимость от намагниченности в сплавах Fe—Со
542, 549
1308. Займовский А. С., Journ. of Phys. (СССР), 4, 569 (1941).
(^температурной зависимости магнитной проницаемости в весьма слабых полях
1309. Займовский А. С., Селисский И. Р., Journ. of Phys. (СССР),
4, 563 (1941).
О причине высокой проницаемости сплавов Fe—Si—Al (сендаст) 87, 461
ЛИТЕРАТУРА
743
1942
1310. A u w е г s О., Elektrotechn. Zs., 63, 341 (1941).
Применение магнитомягких и жестких материалов в производстве средств связи
и измерительной аппаратуры.
1311. American Institute of Electrical Engineering (AIEE), New York, 1942.
Американский стандарт электротехнических терминов 9
1312. A u s t i n J. B., Day M. J., Controlled Atmospheres, Am. Soc. Metals, Cleve-
land, 1942.
Химическое равновесие и регулирование атмосферы печей 59
1313. Bozorth R. М., Chapin D. М., Journ. Appl. Phys., 13, 320 (1942).
Размагничивающие факторы для стержней 279, 671
1314. Bozorth R. М., Williams Н. J., U.S.Pat. 2 300 336 (Appl. 8/7/40),
1942.
Магнитный сплав железа и алюминия 175
1315. Brailsford F., Martindale R. G., Journ. Inst. Elec. Eng.,
89, 225 (1942).
Магнитострикция в электротехнической листовой стали 535
1316. Cleaves Н. Е., Hiegel J. М., Journ. Res. Nat. Bur. Standards (U.S.),
28, 643 (1942).
Свойства весьма чистого железа.
1317. Carpenter V. W., Jackson J. M., U.S.Pat. 2 287 467 (Appl. 1/3/40),
1942.
Процесс производства кремнистой стали 64, 75
1318. Carpenter V. W., U. S.Pat. 2 287 466 (Appl. 12/5/39), 1942.
Процесс производства кремнистой стали высокой проницаемости 78
1319. Conradt Н. W., Sixtus К., Zs. techn. Phys., 23, 39 (1942).
Магнитная анизотропия прокатанных сплавов Fe—Ni 475
1320. Carapella L. A., H u 1 tgre n R., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng.,
147, 232 (1942).
Природа ферромагнетизма £-фазы системы Cu—Mn—Sn 259, 260
1321. DehleT H., Stahl u. Eisen, 62, 983 (1942).
Пресс-магниты с искусственными связующими материалами 335
1322. Edwards О. S., Lipson H., Proc. Roy. Soc., 180A, 268 (1942).
Дефекты структуры кобальта 211
1323. Elmore W. C., Phys. Rev., 62, 486 (1942).
Магнитная структура кристаллов железа 427
1324. Е 1 1 i и g е г F. Н., Trans. Am. Soc. Metals, 30, 607 (1942).
Система Ni—Mo 253, 254
1325. G e r m e r L. H., Phys. Rev., 62, 295 (1942).
Магнитные поля рассеяния в кобальте 430
1326. Howe G. Н., Powder Metallurgy, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1942, p . 530.
Пресс-порошковый сплав алнико 332
1327. Haughton J. L., Institute of Metals, Monograph and Report Series, London,
No. 2, 1 (1942).
Библиография по вопросам, связанным co структурными диаграммами сплавов 169
1328. Н i г о n е Т., Н о г i N., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 30, 125 (1942).
Изменение электросопротивления монокристаллов железа и никеля при намагни-
чивании 603
1329. М a s о n W. Р., Electromechanical transducers and wave filters, New York, 1942 542
1330. Nesbitt E. A., U.S.Pat. 2 298 225 (Appl. 7/30/39), 1942.
Материал для постоянных магнитов и его изготовление 322
1331. Neel L., Cahiefs phys., 12, 1 (1942).
Теория закона Релея 396
1332. Р a n S. Т., Kaufmann A. R., Bitter F., Journ..Chem. Phys., 10, 318
(1942).
Ферромагнитные сплавы Au—Fe 329
1333. Ruder W. E., Proc. Inst. Radio Eng., 437 (1942).
Новые магнитные материалы 71
1334. Smith В. M., Gen. Elec. Rev., 45, 210 (1942).
Алнико, свойства и оборудование для намагничивания и испытаний 274, 308, 335
1335. Thompson М. К., Total and free energies of formation of oxides of 32 metals,
New York, 1942 233
1336. W i s e E. M., S h a e f e г R. H., Metals a. Alloys, 16, 424, 891, 1067 (1942).
Влияние различных легирующих элементов на свойства никеля 39
1337. Wilson A. J. С., Proc. Roy. Soc., 180, 177 (1942).
Дефекты в структуре кобальта. Математический анализ предполагаемой струк-
туры 211
1338. W е у g a n d t С. N., С h а г р S., Elec. Eng., 61, 387 (1942).
Приближенное аналитическое выражение, описывающее петлю гистерезиса 409
744
ЛИТЕРАТУРА
1339. Wever F., Peter W., Arch. Eisenhuttenw., 15, 357 H942).
Дисперсионное твердение и предел ползучести сплава Fe—No и сталей, легирован-
ных Nb 191
1340. Walters F. М., Kramer I. R., Loring В. M., Trans. Am. Soc. Mi-
ning Met. Eng., 150, 401 (1942).
Механические свойства сплавов Fe—Mn 188, 189
1341. Yamamoto M., Journ. Inst. Metals (Japan), 6, 249 (1942).
Модуль Юнга сплавов Ni—Cu и его изменение при намагничивании 552
1943
1342. Metal Progr., 43, 560(1943).
Свойства сварочных сплавов Сг—Fe 183
1343. Andersen A. G. Н., Kingsbury A. W., Trans. Am. Soc. Mining Met.
Eng., 152, 38 (1943).
Диаграмма фазового равновесия сплавов системы Си—Fe—Si с содержанием меди
от 90 до 100% 165
1344. Armco Steel Corp., Bull., 1 (1943).
Магнитное литое железо 53
1345. Armbruster М. Н., Journ. Am. Chem. Soc., 65, 1043 (1943).
Растворимость водорода в Fe, Ni и стали при температуре от 400 до 600° С 249
1346. Bates L. F., Н е а 1 е у D. R., Proc. Phys. Sod., 55, 188 (1943).
Адиабатическое изменение температуры, сопровождающее намагничивание железа
в слабых и средних полях 419
1347. Brailsford F., Journ. Inst. Electr. Eng., 90 (II), 307 (1943).
Исследование электротехнической листовой стали для силовых агрегатов и факто-
ры, влияющие на ее магнитные свойства 71
1348. Bowman F. Е., Parke R. М., Her zig A. J., Trans. Am. Soc. Me-
tals, 31, 487 (1943).
Влияние Mo на период решетки a-Fe 190
1349. В i z е t t е H., Tsai В., Compt. Rend., 217, 390 (1943).
Антиферромагнетизм двухвалентного железа. Восприимчивость FeO при низких
температурах 378
1350. Barrett С. S., Structure of metals, New York, 1943, p. 1—567.
(Имеется русский перевод: Барретт К. С., Структура металлов, М., 1946.) 41
1351. С 1 а г k J. R., Р a n S. Т., К a u f m a n n A. R., Phys. Rev., 63, 139 (1943).
Магнитные свойства сплавов Се—Fe 182
1352. Cook A. J., Jones F. W., Journ. Iron Steel Inst., 148, 217 (1943).
Хрупкая компонента в системе Fe—Cr I. 182
1353. Constant F. W., Faires R. E., Lenander H., Phys. Rev., 63, 441
(1943).
Исследование ферромагнитных примесей 186
1354. Daniel V., Lipson H., Proc. Roy. Soc., 181, 368 (1943).
Рентгенографическое исследование процесса распада в одном сплаве Fe, Ni и Си
126, 316
1355. Electrical Engineering Staff, Magnetic circuits and transformes, Mass. Inst, of Techn.,
New York, 1943 276, 288, 289, 617, 668
1356. Ehret W. F., G и r i n s k у D. C., Journ. Am. Chem. Soc., 65, 1226 (1943).
Температурная диаграмма системы Fe—Sn 204
1357. Edwards O. S., Lipson H., Journ. Inst. Metals, 69, 177 (1943).
Рентгенографическое исследование превращения в Со 211
1358. Greiner Е. S., Jette Е., Trans. Am. Soc. Mining Met. Eng., 152, 48 (1943).
Структура богатых железом сплавов Fe—Ni—Si при 600° С 150, 333
1359. G u i 1 1 a u d С., Диссертация, Strasbourg, 1943.
Ферромагнитные бинарные сплавы Mn 44, 264, 268, 269, 275, 336, 453, 461,641, 656
1360. Gerlach W., R e n n e n k a m p f f J., Zs. Electrochem., 49, 200 (1943).
Магнитное исследование некоторых сплавов Ni—С 243
1361. Н о s е 1 i t z К., S u с k s m i t h W., Proc. Roy. Soc., 171A, 303 (1943).
Магнитное исследование двухфазных сплавов железа и никеля 88
1362. Herroun Е. F., Proc. Phys. Soc., 55, 338 (1943).
Магнитные свойства сплошных и порошковых магнетитов 195
1363. Н е u m a n n Т., Zs. Metallkunde, 35, 206 (1943).
Равновесие в системе Ni—Sn 256
1364. Haraldsen Н., Rosenquist Т., Tidsskr. Kjemi, Bergvesen Met., 3,
81 (1943).
Магнитные соотношения и силы связи в Сг—Sb 269
1365. Н q w е G. Н., Частное сообщение (1943) 314
1366. Jellinghaus W., Arch. Eisenhuttenw., 16, 247 (1943).
Магнитный текстурованный сплав Fe—Ni—Al—Со—Cu 310
ЛИТЕРАТУРА
745
1367. J u z a R., Sachsze W., Zs. anorg. allgem. Chem., 251, 201 (1943).
О системе Ni—N 254
1368. К r a i n e r H., R a i d 1 F., Arch. Eisenhuttenw., 16, 253 (1943).
Германские магнитные стали 299
1369. Kornetzki M., Ann. d. Phys., [5] 43, 203 (1943).
Об остаточной магнитострикции в поли кристаллическом Fe и Ni 589
1370. Kornetzki М., Phys. Zs., 44, 296 (1943).
Смещение точки Кюри при действии гидростатического давления 571, 572
1371. Kelley К. К., Journ. Chem. Phys., 11, 16 (1943).
Удельная теплоемкость чистого железа при низких температурах 582, 583
1372. Kersten М., Grundlagen einer Theorie der Ferromagnetischen Hysterese und
Koerzitivkraft, Leipzig, 1943 653
1373. Kersten M., Phys. Zs., 44, 63 (1943).
Теория ферромагнитного гистерезиса и начальной проницаемости 653
1374. Koster W., Zs. Metallkunde, 35, 57 (1943).
К определению величины^ на основе измерений ДЕ-эффекта в никеле548, 549, 552
1375. Koster W., Zs. Metallkunde, 35, 68 (1943).
Значение в соотношении между р0 и dIRld<s 548
1376. Koster W., Zs. Metallkunde, 35, 194 (1943).
Модули упругости и ДЕ-эффект в сплавах Fe—Ni 548, 551
1377. Koster W., Zs. Metallkunde, 35, 246 (1943).
Затухание в Ni и сплавах Ni—Fe 553, 554, 558, 561 ,
1378. Kornetzki M., Zs. f. Phys., 121, 560 (1943).
Затухание механических колебаний, связанное с магнитным гистерезисом 562
1379. Klemm W., F г a t о n i N., Zs. anorg.. allgem. Chem., 251, 222 (1943) 562
Система NiTe—NiTe2. 256
1380. Kaya S., Nakayama M., Saito H., Proc. Phys.-Math. Soc. (Japan),
25, 179 (1943).
Сверхструктура в сплавах Fe—Ni—Mn 147
1381. Nesbitt E. A., U.S.Pat. 2 317 294 (Appl. 4/20/43), 1943.
Магнитные материалы 332
1382. Nesbitt E. A., U.S.Pat. 2 317 295 (Appl. 4/20/43), 1943.
Магнитные материалы 334
1383. N о w о t n у H., Zs. Elektrochem., 49, 254 (1943).
Структура сплавов с металлоидами и ферромагнетизм 269
1384. Р a w 1 е k F., Arch. Eisenhiittenw., 16, 363 (1943).
Сплав Fe—Si с высокой начальной проницаемостью, достигаемой специальной ме-
таллургической обработкой 81
1385. Погодин С. А., Зеликман А. Н., Изв. сект, физико-хим. анализа АН
СССР, 16, 158 (1943).
О фазах переменного состава Ni—Nb 254
1386; Stanley J. К., Iron Age, 152, 42 (1943).
Механические свойства сплавов Fe—Р 202
1387. S е 1 w о о d Р. W., Magnetochemistry, New York, 1943.
(Имеется русский перевод: Селвуд П., Магнетохимия, ИЛ, 1949.) 234, 366,
372
1388. Steinhaus W. F., Kohlrausch F., Praktische Physik, 2, 72 (1943).
Магнитные измерения 683
1389. T г о i a n о A. R., М с G«u i г е F. Т., Trans. Am. Soc. Metals, 31, 340 (1943).
Исследование сплавов Fe—Mn с большим содержанием Fe 188
1390. Weill A. R., Nature, 152, 413 (1943).
Структура Tq-фазы системы Fe—Si 64
1391. Y amamoto M., Sci. Rep. Tdhoku Imp. Univ., 31, 101 (1943).
ДЕ-эффект в железе, никеле и кобальте 552
1944
1392. Barnett S. J., Proc. Am. Acad. Arts Sci., 75, 109 (1944).
Новые исследования намагничивания при вращении 364, 639
1393. С о 1 о m b a n i A., Ann. de phys., 19, 272 (1943).
Свойства ионопластичного никеля 249
1394. Daniel V., Lipson Н., Proc. Roy. Soc., 182A, 378 (1944).
Распад сплава Cu, FenNi 126, 316
1395. Dean R. S., Trans. Am. Soc. Mining Met. Eng., 156, 301 (1944).
Современное состояние вопроса об электролитическом Мп и его сплавах 248
1396. Edward? А., Н о s е 1 i t z К., Elec. Rev., 135, 165 (1944).
Конструкция постоянного магнита 288, 289
1'397. Е nd ter F., Klemm W., Zs. anorg. allgem. Chem., 252, 377 (1944).
Кристаллическая структура Fe3Gd и Mn2Gd 187
746
ЛИТЕРАТУРА
1398. Esch U., Schneider A., Zs. Elektrochem., 50, 268 (1944).
Система Ni—Pt 331
1399. Finch O. J., White J. H., U.S.Pat. 2 347 817 (Appl. 9/17/41), 1944.
Материал для постоянных магнитов 309
1400. G u i 1 1 a u d C., Compt. Rend., 219, 614(1944).
Ферромагнитные свойства MnNi3 и FeC3 251, 292, 353
1401. Guillaud C., Wy art J., Compt. Rend., 219, 203 (1944).
Магнитные моменты, точки Кюри и межатомные расстояния в ферромагнитных
сплавах Мп—N 267
1402. Guillaud С., Michel А., В ё па rd J., Fallot М., Compt. Rend.,
219, 58 (1944).
Ферромагнитные свойства СгО2 269
1403. Guillaud С., W у а г t J., Compt. Rend., 219, 393 (1944).
Полиморфизм MnAs при температуре ферромагнитного превращения 265
1404. Hoselitz К. J., Journ. Iron Steel Inst., 149, 193 (1944).
Диаграмма фазового равновесия системы железо—никель, полученная путем маг-
нитного анализа 88
1405. Н е s s е n b г и с h W., S с h i с h t е 1 К., Zs. Metallkunde, 36, 127 (1944).
Развитие промышленной плавки в вакууме 26
1406. Harker D., Journ. Chem. Phys., 12, 315 (1944).
Кристаллическая структура Ni4Mo 254
1407. Haughton J. L., Supplement to Institute of Metals Monograph and Report
Series, No. 2, London, 1 — 14 (1944).
Библиография по вопросам,связанным с диаграммами фазового равновесия сплавов 169
1408. Kroll W. J., Metals a. Alloys, 20, 1604 (1944).
Термообрабатываемые сплавы никеля 249
1409. Лифшиц Е. М., Journ. of Phys. (СССР), 8, 337 (1944).
О магнитной структуре железа 661
1410. Neel L., Cahiers phys., 25, 1 (1944).
Некоторые свойства границ между доменами 645
1411. Neel L., Cahiers phys., 25, 21 (1944).
Влияние полостей и включений на величину коэрцитивной силы 654, 662
1412. Neel L., Journ. phys. rad., 5, 241 (1944).
Процессы намагничивания и распределение элементарных доменов в железе
643, 661
1413. О n s a g е г L., Phys. Rev., 65, 117 (1944).
Двумерная модель процессов упорядочения 358
1414. Sanford R. L., Nat. Bur. Standards (U. S) Bull., 448, 1 (1944).
Постоянные магниты 302
1415. S c h e i 1 E., R e i n a c h e г G., Zs. Metallkunde, 36, 63 (1944).
Упругие константы и затухание в необратимых сплавах Fe—Ni 562
1416. Thompson F. C., Res. Rep. of Brit. Non-ferrous Metals Res. Assn., 1 (1944).
Характеристики затухания 562
1417. T г о m b e F., Compt. Rend., 219, 182 (1944).
Магнитные свойства гидрида, дейтерида и карбида гадолиния 270
1418. Underhill Е. М., Electronics, 17, Jan., Febr., Apr. (1944).
Конструкции постоянных магнитов 289
1945
1419. Gen. Elec. Rev., 48, 61 (1945).
Постоянные магниты 331
1420. А 1 1 a n s о n J. Т., Journ. Inst. Elec. Eng., 92 (III), 247 (1945).
Проницаемость ферромагнетиков при частотах в диапазоне 10б—1010 гц 631
1421. Bozorth R. М., Williams Н. J., Rev. Mod. Phys., 17, 72 (1945).
Влияние малых напряжений на магнитные свойства 481, 491
1422. Birge R. Т., Am. Journ. Phys., 13, 63 (1945).
Значения некоторых атомных констант по данным на 1944 г. 692
1423. Cioffi Р. Р., Phys. Rev., 67, 200 (1945).
Самопишущий прецизионный высокочувствительный флюксметр 683
1424. Carpenter V. W., Bell S. А., Н е с k J. Е., U.S.Pat. 2 383 332 (Appl.
4/23/41), 1945.
Производство кремнистой листовой стали с изолированными поверхностями .64
1425. Dunn С. G., Trans. Am. Soc. Mining Met. Eng., 161, 98 (1945).
Переориентация в процессе рекристаллизации кремнистого феррита 79
1426. Farquar М. С. М., Lipson Н., Weill A. R., Journ. Iron Steel Inst.,
152, 457 (1945).
Рентгенографическое исследование сплавов Fe—Si с высоким содержанием железа
64, 66, 68
ЛИТЕРАТУРА
747
1427. Frommer L., Murray A., Journ. Iron Steel Inst., 151, 45 (1945).
Влияние термообработки стали на затухание при малых механических напряже-
ниях 562
1428. Френкель Я. И., Journ. of Phys. (СССР), 9, 299 (1945).
Релаксационные потери и магнитный резонанс в твердых телах 638
1429. Honda К., Masumoto Н.» Shirakawa Y., Kobayashi Т.
(неопубликованный доклад от 19 ноября 1945 г.).
Магнитострикция в сплавах Fe—Al и новый^ магнитострикционный сплав алфер
1430. La Blanchetais С. Н., Compt. Rend., 220, 392 (1945).
Магнитные свойства церия, свободного от примеси железа 182, 269
1431. M’asumoto Н., Saito Н. (неопубликованный доклад).
Влияние термообработки на магнитные свойства сплавов Fe—Al 171, 177, 535
1432. Nesbitt Е. A., U.S.Pat. 2 382 650 (Appl. 10/23/41), 1945.
Магнитные материалы 333
1433. Nesbitt Е. A., U.S.Pat. 2 382 651 (Appl. 10/23/41), 1945.
Магнитные материалы 333
1434. Nesbitt Е. A., U.S.Pat. 2 382 652 (Appl. 10/23/41), 1945.
Магнитные материалы 334
1435. Nesbitt Е. A., U.S.Pat. 2 382 653 (Appl. 10/23/41), 1945.
Магнитные материалы 333
1436. Nesbitt Е. A., U.S.Pat. 2 382 654 (Appl. 10/23/41), 1945.
Магнитные материалы 333
1437. Osborn J. A., Phys. Rev., 67, 351 (1945).
Размагничивающие факторы трехосных эллипсоидов 671
1438. Polder D., Phil. Res. Rep., 1, 5 (1945).
Теория упругого последействия и диффузия углерода в железе 628
1439. Permanent Magnet Association, Journ. Sci. Instr., 22, 56 (1945).
Улучшенные материалы для постоянных магнитов 313
1440. S t a n 1 е у J. К., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 162, 116 (1945).
Влияние различных факторов на рекристаллизацию кремнистого феррита,.выражен-
ное через скорость образования зародышей и их роста 80
1441. Sucksmith W., Н о s е 1 i t z К., Н е i t 1 е г Н., GuggenheimerK.,
British and Allied Ind. Res. Assn. Report N/T31, 1 (1945).
Магнитное исследование фазовых превращений 64
1442. Stoner Е. С., Phil. Mag., [7] 36,803(1945).
Размагничивающие факторы эллипсоидов 671
1443. Т г о m b е F., Compt. Rend., 221, 19 (1945).
Ферромагнетизм и парамагнетизм металлического диспрозия 269
1444. Van Vleck J. Н., Rev. Mod. Phys., 17, 27 (1945).
Обзор теории ферромагнетизма 354, 358, 378
1 946
1445. Am. Soc. Testing Materials, Standards, 1A, 647 (1946).
Стандартные методы испытаний магнитных материалов 676, 677
1446. Bozorth R. М., Phys. Rev., 70, 923 (1946).
Зависимость электросопротивления от магнитного поля и теория Доменной струк-
туры железо-никелевых сплавов 515, 531, 591, 596, 604
1447. Benford F. G., Metals Progr., 46, 94 (1946).
Анизотропия упругих свойств электротехнической листовой стали 79, 663
1448. В i z е t t е Н., Ann. de phys., [12] 1, 233 (1946).
Ориентация некоторых молекул и кристаллов магнитным полем 234, 255 378
1449. Birks J. В., Nature, 158, 671(1946).
Магнитная дисперсия в оксидах железа в области сантиметровых волн 634
1450. Block F., Hansen W. W., Packard M., Phys. Rev., 70, 474 (1946).
Экспериментальное исследование ядер в магнитных полях 378
1451. Bates L. F., Proc. Phys. Soc., 58, 153 (1946).
Зависимость электросопротивления высококоэрцитивных сплавов от поля 597
1452. Cole G. Н., В u г ns R. S., Materials a. Methods, 24, 1457 (1946).
Новая трансформаторная сталь для радиолокационной аппаратуры 63
1453. Crittenden Е. С., S m i t h C. S., О 1 s e n »L. O., Rev. Sci. Instr., 17,
372 (1946).
Прибор для снятия кривой В(Н) для образцов малого поперечного сечения 683
1454. Dean R. S., Long J. R., Graham T. R., Feu st el R. G., Trans.
Am. Soc. Metals, 36, 116 (1946).
Свойства сплавов Fe—Mn, содержащих от 1 до 7% Mn 188
1455. Fel c h E. P. et al., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 66, 641 (1946).
Аэромагнетометр для исследовательских и поисковых Целей 683
748
ЛИТЕРАТУРА
1456. Ganz A. G., Elec. Eng., 65, 177 (1946).
Применение тонкой пермаллоевой ленты в широкополосных телефонных и импульс-
ных трансформаторах 618
1457. Guillaud С., Compt. Rend., 223, 1110 (1946).
Температурные изменения самопроизвольной намагниченности 192, 266, 268
1458. G u i 1 1 a u d С., W у а г t J., Compt. Rend., 222, 71 (1946).
Магнитные свойства нитридов марганца 267
1459. Guillaud С., Barbezat S., Compt. Rend., 222, 386 (1946).
Ферромагнитные свойства соединения СгТе 270
1460. Guillaud С., Compt. Rend., 222, 1224 (1946).
Магнитные изотермы СгТе и температурная зависимость самопроизвольной намаг-
ниченности 270
1461. Guillaud С., Creveaux Н., Compt. Rend., 222, 1170 (1946).
Изготовление и свойства Fe4N 192, 193
1462. Griffiths J. Н. Е., Nature, 158, 670 (1946).
Аномалия электросопротивления ферромагнетиков при высоких частотах 635
1463. Haas W. J., W е s t е г d i j k J. В., Nature, 158, 271 (1946).
Сильные магнитные поля.
1464. Jaffee R. I., McMullen E. M., G о n s e r B. W., Trans. Am. Electro-
chem. Soc., 89, 277 (1946).
Технология германия 187
1465. Kittel C., Phys. Rev., 69, 640 (1946).
Теория длиннопериодной магнитной релаксации 630
1466. Kittel С., Phys. Rev., 70, 281 (1946).
Теория дисперсии магнитной проницаемости ферромагнетиков при сверхвысоких
частотах 631, 633
1467. Kittel С., Phys. Rev., 70, 965 (1946).
Теория структуры областей самопроизвольной намагниченности 643, 656
1468. Kellogg J. В. М., М i 1 1 m a n S., Rev. Mod. Phys., 18, 323 (1946}.
Метод магнитного резонанса в молекулярных пучках 376
1469. Кб п i g Н., Naturwiss., 33, 71 (1946).
Наименьшие магнитные частицы железа 661
1470. Maxwell Е., MIT Rad. Lab. Rep., 854 (1946) 632 .
1471. Nesbitt E. A., Metals Techn., 13, No. 1973, 1 (1946).
Викаллой, сплав для постоянных магнитов, поддающийся холодной обработке
322 332
1472. Neel L., Ann. Univ. Grenoble, 22, 299 (1946).
Основные положения новой общей теории коэрцитивной силы 654, 655
1473. N a w о t п у Н., Schubert К., Metallforschung, 1, 17 (1946).
Система Mn(Fe)—Sn 269
1474. Purcell Е. М., Torrey Н. С., Pound R. V., Phys. Rev., 69, 37
(1946).
Резонансное поглощение в твердых телах, связанное с магнитными моментами
ядер 378
1475. R i с k е t t R. L., F i с к N. C., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 167, 346
(1946).
Структура технических малоуглеродистых сплавов Fe—Si 65
1476. Rotherham L., Metal Treatment, 12, 215, 232 (1946).
Затухание 562
1477. Ruder W. E., Iron Age, 157, 65 (1946).
Стали для постоянных магнитов 314, 315, 700
1478. Simon I., Nature, 157, 735 (1946).
Магнитная проницаемость никеля в области сантиметровых волн 632
1479. С е л и с с к и й Я. П., ЖФХ, 20, 597 (1946).
Период кристаллической решетки твердых растворов железо—кремний—алюминий
на основе железа 86
1480. S е n d z i m i r T., Iron Steel Eng., 23, 53 (1946).
Прецизионный штрипсовый холоднопрокатный стан Сендзимира 28, 63
1481. Sanford R. L., Nat. Bur. Standards (U. S.), Bull. C456, 1 (1946).
Магнитные испытания 674, 683
1482. Ш у p Я. С., Journ. of Phys. (СССР), 10, 299 (1946).
Температурная зависимость коэрцитивной силы монокристаллов трансформаторной
стали 452
1483. S h о е n b е г g D., W i 1 s о n A. J. С., Nature, 157, 548 (1946).
Ориентация доменов вблизи поверхности кристалла 450
1484. S t е i n i t z R., Powder Met. Bull. 1, 45 (1946).
Пермет—пресспорошковый магнит, не содержащий железа 335
1485. Zener С., Trans. Am. Soc. Mining Met. Eng., 167, 155 (1946).
Упругое последействие в металлах 622, 624, 628
ЛИТЕРАТУРА
749
1 947
1486. Boothby О. L., Bozorth R. M., Journ. Appl. Phys., 18, 173 (1947).
Новый магнитный материал с высокой проницаемостью 114, 117
1487. Bates L. F., Е d m o-n d s о n A. S., Proc. Phys. Soc., 59, 329 (1947).
Изменения, сопровождающие намагничивание кобальта 419
1488. Barton J. P., Elec. Mfg., 39, 105, 1946, 1948 (1947).
Дальнейшее улучшение свойств электротехнической листовой и полосовой стали 72
1489. Boothby О. L., Bozorth R. М., W enny D. Н., Belg. pat. 474 121
(Appl. 8/23/46), 1947.
Магнитный сплав и метод его производства 114
1490 Both Е., Signal Corp. Eng. Lab.,Techn. Memo M-1091, 1947.
Процесс промышленного производства материалов с прямоугольной петлей гистере-
зиса 107
1491. Doring W., Zs. f. Phys., 124, 501 (1947).
Температурная зависимость р.о никеля при растяжении 489
1492. Gerlach W., Metallforschung, 2, 275 (1947).
Зависимость ферромагнитных свойств от температуры 660
1493. GuillaudC., Creveaux Н., Compt. Rend., 224, 268 (1947).
Изготовление и свойства фосфида марганца 267
1494. Harker D., Journ. Sci. Instr., 24, 11 (1947).
Деформация металлических кристаллов 79
1495. Н о г s t m а п С. С., В а г t 1 е t t С. Н., Steel Proc., 33, 603, 644 (1947).
Улучшение свойств трансформаторных сталей 62
1496. Н о f е г L. J. Е., Р е е b 1 е s W. С., Journ Am. Chem. Soc., 69, 893 (1947).
Изготовление и исследование нового карбида кобальта 229
1497. Н о s е 1 i t z К., М^Са ig М., Nature, 159, 710 (1947).
Ухудшение-свойств вольфрамовой стали 296
1498. Johnson М. Н., R a d о G. Т., Maloof М., Phys. Rev., 71, 322 (1947).
Ферромагнетизм при очень высоких частотах 632
1499. К а 11 b а с h О., Ark. Mat. Astr. Fys., 34В (17), 1 (1947).
Точка превращения порядок—беспорядок в FeNi3 88
1500. Neel L., Compt. Rend., 224, 1488 (1947).
Свойства ферромагнетиков, имеющих кубическую мелкозернистую структуру
656, 657, 658, 660
1501. Neel L., Compt. Rend., 224, 1550 (1947).
Коэрцитивная сила ферромагнитных порошков с анизотропными частицами 656
1502. Neel L., Compt. Rend., 225, 109 (1947).
Анизотропия магнитных сталей, термически обработанных в магнитном поле 313,659
1503. R a u b Е., Е n g е 1 A., Metallforschung, 2, 147 (1947).
Упорядочение сплавов Au—Си в тройной системе Au—Си—Ni 248
1504. Snoek J. L., New developments on ferromagnetic materials, New York,
1947.
(Имеется русский перевод: С н о e к Я., Исследования в области новых ферро-
магнитных материалов, ИЛ, 1949.) 87, 197, 200, 461
1505. Ш т у р к и н Д. А., ДАН СССР, 58, 581 (1947).
Магнитострикция монокристаллов кремнистого железа 515, 663
1506. Slottman G. V., Lounsberry F. В., Iron Age, 159, No. 8, 42 (1947).
Применение кислорода в мартеновском процессе 62
1507. Stanley J. К., Y е n s е n Т. D., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 66, 714 (1947).
Магнитный сплав гиперко 166
1508. S о с i ё t ё d’filectro-Chimie, d’filectro-Metallurgie et des Acieries filectrique
d’Ugine, Britsh. Pat. 590 392 (Appl. 4/7/42), 1947.
Усовершенствование производства магнитов 336
1509. Van Vleck J. H., Ann. Inst. Henri Ротсагё, 10, 57 (1947).
Некоторые вопросы теории магнетизма 461, 476
1510. Vogel R., Metallforschung, 2, 97 (1947).
Системы Се—Ni, La—Ni, Pr—Ni и Ce—Co 229, 243
1511. V a 1 e n t i n e г S., Naturwiss., 34, 123, (1947).
Замена алюминия и олова индием в гейслеровых сплавах 263
1512. Verwey Е. J. W., Н е i 1 m a n n Е. L., Journ. Chem. Phys., 15, 174 (1947).
Размещение катионов в шпинельных структурах 196
1513. Verwey Е. J. W., HaaymanP. W., R о m е i j n F. С., Journ. Chem.
Phys., 15, 181 (1947).
Электронная проводимость и расположение катионов в шпинелях 196
1514. W е i 1 L., М а г f о u г е S., Journ. phys. rad., [8] 8, 358 (1947).
Влияние температуры на коэрцитивное поле никелевых аггломератов 660
1515. Wiegand D. W., Hansen W. W., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 66, 119
(1947).
Самопишущий прибор для регистрации петель гистерезиса при частоте 60 гц 683
750
ЛИТЕРАТУРА
1516. Yager W. A., Bozorth R. M., Phys. Rev., 72, 80 (1947).
Ферромагнитный резонанс на сантиметровых волнах 635, 636, 638, 639
1517. Yamamoto Т., Journ. Inst. Electr. Eng. (Japan), 67, 12, 33 (1947).
Магнитные свойства сплавов Fe—Ni—Si 151
1948
1518. A s t b u г у N. F., D e В a r r A. E., Sheet Metal Ind., 25, 911, 921 (1948).
Анизотропия листовой и полосовой стали 80
1519. Brailsford F., Journ. Inst. Electr. Eng., 95 (II), 38 (1948).
Исследование аномалии вихревых токов в листовой электротехнической стали
617, 621
1520. Bozorth R. М., Zs. f. Phys., 124, 519 (1948).
Об остаточно.м магнетизме 406
1521. В u t 1 е г О. I., М a n g С. Y., Journ. Inst. Electr. Eng., 95 (II), 25 (1948).
Магнитные свойства ферромагнитных пластин при звуковых и радиочастотах 617
1522. В a t е s L. F., Н а г г i s о n Е. G., Proc. Phys. Soc., 60, 225 (1948).
Температурные изменения, сопровождающие намагничивание железа 419
1523. Bates L. F., DavisJ. Н., Proc. Phys. Soc., 60, 307 (1948).
Влияние температуры на тепловые явления, сопровождающие намагничивание
сплавов Ni—Si 419
1524. Bates L. F., Harrison E. G., Proc. Phys. Soc., 60, 213 (1948).
Изменения температуры некоторых ферромагнитных сплавов при намагничивании
419
1525. С h е g w i d d e n R. A., Metal Progr., 54, 705 (1948).
Обзор магнитных материалов, применяемых в средствах /евязи 700
1526. С i о f f i Р. Р., Trans. Am. Inst. Electr. Eng., 67, 1540 (1948).
Стабилизированные постоянные магниты 289
1527. D а гк e n L. S., Gurry R. W., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleve-
land, 1948, p. 1212—1213.
Железо—кислород 193
1528. DuMondJ. W. M., Cohen E. R., Rev. Mod. Phys., 20, 82 (1948).
Атомные константы по данным на 1947 г. 691
1529. Dori ng W., Zs. Naturforsch., За, 373 (1948).
Инерционность стенок между доменами 634
1530. Д р о ж ж и н а В. И., Ш у р Я. С., ЖТФ, 18, 149 (1948).
Изменение электросопротивления в магнитном поле в высококоэрцитивных сплавах
597
1531. Е 1 1 i s W. С., G г е i ne г Е. S., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland,
1948, p. 1136—1137.
Кобальт 222
1532. E 1 s e a A. R., W es t e r m a n A. B., Metals Techn., 15, T. P. 2392, 1 (1948).
Бинарная система Co—Cr 229
1533. E a s h J. T., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1262.
Система Ni—Cu—Sn. 248
1534. F i n e M. E., E 1 1 i s W. C., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 1948.
Характеристики термического расширения сплавов Fe—Со 156
1535. Fink W. L., Willey L. A., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, 1948, p. 1164.
Система Ni—Al. 238
1536. F о e x M., Compt. Rend., 227, 193 (1948).
Превращения двухвалентных оксидов Mn, Fe, Co, Ni 234, 255, 378
1537. Fahlenbrach H., Ann. d. Phys., [6] 2, 355 (1948).
Температурная зависимость проницаемости и вязкости ферромагнитных материалов
627
1538. GuillaudC., Bertrand R., Compt. Rend., 227, 47 (1948).
Начальная намагниченность и коэрцитивная сила в кобальте вдоль осей легкого
и трудного намагничивания 450, 469
1539. Geisler А. Н., N е w k i г к J. В., Metals Techn., 15, No. 2444, 1 (1948).
Механизм дисперсионного твердения в сплаве для постоянных магнитов 320, 321
1540. GuillaudC., Rev. d. met., 45, 271 (1948).
Ферромагнитный бинарный сплав Мп 264
1541. Н о b s о п Р. Т., О s m о п d W. Р., Nature, 161, 562 (1948).
Ферромагнитная структура аустенитных нержавеющих сталей, деформированных
в холодном состоянии 659
1542. Hames F. А., Е р pel she i mer D. S., Nature, 162, 968 (1948).
Некоторые новые ферромагнитные сплавы марганца 263, 266, 271
1543. Hewitt W. Н., Phys. Rev., 73, 1118 (1948).
Резонансное поглощение на сантиметровых волнах в ферромагнитных полупровод-
никах 639
ЛИТЕРАТУРА
751
1544. J a f f e e R. I., Journ. Appl. Phys., 19, 867 (1948).
Магнитные свойства упорядоченного сплава Ni—Mn 252
1545. Jack К. H., Proc. Roy. Soc., 195A, 34 (1948).
Структуры Fe4N и Fe2N 192
1546. J a с k К. H., Proc. Roy. Soc., 195A, 41 (1948).
Система железо—углерод—азот 193
1547. J ellinghaus W., Zs. Metallkunde, 39, 52 (1948).
Процесс намагничивания сплава для постоянных магнитов Fe—Ni—Al—Со—Cu,
характеризующегося наличием текстуры 310
1548. Ког net zk i М., Ann. d. Phys., [6] 2, 265 (1948).
Кривая напряжений ферромагнитного материала 541, 542
1549. К i t t е 1 С., Phys. Rev., 73, 810 (1948).
Теория ферромагнитных областей и зависимость коэрцитивной силы от размеров
зерна 657
1550. Koster W., Zs. Metallkunde, 39, 1 (1948).
Температурная зависимость модулей упругости чистых металлов 552, 562
1551. Kenyon R. L., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 423—434.
Физические и механические свойства железа 42, 50
1552. Koster W., 2 w i с k е г U., Moeller К., Zs. Metallkunde, 39,225 (1948).
Микро- и рентгенографическое исследование системы Си—Ni—Al 248
1553. К i h 1 g г е n Т. Е., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1263.
Система Ni—Cu—Zn 248
1554. К i h 1 g r e n T. E., E a s h J. T., Metals Handbook, Am. Soc. Metals,'Cleveland,
1948,’p. 1183.
Система Ni—C 233
1555. Koster W., Rauscher W., Zs. Metallkunde, 39, 178 (1948).
Система Ni—Mn 249 /
1556. К i t t e 1 C., Phys. Rev., 73, 155 (1948).
Теория поглощения при ферромагнитном резонансе 637, 639
1557. К и р е н с к и й Л. В., Изв. АН СССР, сер. физич., 12, 121 (1948).
Зависимость энергетической константы магнитной анизотропии от напряженности
поля 455
1558. К е г s t е n М., Zs. f. Phys., 124, 714 (1948).
К теории коэрцитивной силы 653
1559. L а с у С. Е., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1236.
Система Ni—Zn 259
1560. L u t t i n g e r J. M., К i t t e 1 C., Helv. Phys. Acta, 21, 480 (1948).
Квантовая теория ферромагнитного резонанса 638
1561. Morrill W., Metals Progr., 54, 675 (1948).
Улучшенное кремнистое железо для электротехнического оборудования 67,
1562. Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, 89, 246, 264
1563. Neel L., Ann. de phys., [2] 3, 137 (1948).
Магнитные свойства ферритов: ферромагнетизм и антиферромагнетизм 194, 197, 378
1564. N е s b i t t Е. A., W i 1 1 i a m s H. J., Phys. Rev., 73, 1246 (1948).
Самопишущий прибор для измерения магнитострикции 501, 538
1565. Norton J. Т., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1211.
Система Fe—N.
1566. Neel L., Journ. phys. rad., [8] 9, 184 (1948).
Закон приближения к насыщению и новая теория магнитной жесткости 391, 392
1567. О 1 i v е г D. А., Н a d f i е 1 d D., Journ. Inst. Electr. Eng., 95 (I), 531 (1948).
Материалы для постоянных магнитов 313, 700
1568. Pear son G. L., Rev. Sci. Instr., 19, 263 (1948).
Прибор для измерения напряженности магнитного поля, основанный на использо-
вании эффекта Холла в германии 679
1569. Р о u i 1 1 а г d Е., Compt. Rend., 227, 194 (1948).
Изготовление новых материалов типа магнетита путем замещения ионов трехвалент-
ного железа 197
1570. Stoner Е. С., Wohlfahrt Е. Р., Trans. Roy. Soc., 240А, 599 (1948).
Механизм магнитного гистерезиса в гетерогенных сплавах 313, 656, 658
1571. Street R., Proc. Phys. Soc., 60, 236 (1948).
Зависимость модуля Юнга кобальта от намагничивания 542
1572. Stoner Е. С., Rep. progr. phys., Phys. Soc., London, 1948, p. 43—112.
Ферромагнетизм 354
1573. Sachs G., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1211—1212.
Диаграмма фазового равновесия сплавов Fe—Ni 89
1574. Scott К. L., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 595—599..
Материалы для постоянных магнитов 700
1575. S с h г a m m J., Zs. Metallkunde, 39, 71 (1948).
Твердение в сплаве Fe—Zn 208
752
ЛИТЕРАТУРА
1576. S m i t h С. S., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1191.
Структура системы кобальт—медь 231
1577. Schramm J., Mohrnheim A., Zs. Metallkunde, 39, 81 (1948).
Твердение в сплавах Fe—Zn и Co—Zn 238
1578. Shaw J. L., Product Eng., 19, No. 6, 158 (1948).
Сплавы с низкой температурой Кюри 247
1579. S i n i z e r D. I., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1243.
Система Ni—Cu—Al 248
1580. Skinner E. N., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1233.
Система Niy-Si 255
1581. Societe d’Electro-Chimie, d’filektro-Metallurgie et des Acieries filectrique
d’Ugine, British Pat. 596 875 (Appl. 8/21/43), 1948.
Усовершенствования в производстве магнитов 337
1582. S t a n 1 е у J. К., U. S. Pat. 2 442 219 (Appl. 10/30/46), 1948.
Магнитный сплав 166
1583. Societe d’filectro-Chimie, d’filectro-Metallurgie et des Acieries filectrique d’Ugine,
British Pat. 594 681 (Appl. 7/26/44), 1948.
Усовершенствования в производстве порошков для постоянных магнитов 336
1584. S t е i n i t z R., Powder Metallurgy Bull., 3, 124 (194$.
Постоянные магниты из чистого железного порошка 336
1585. Snoek J. L., U. S. Pat. 2 452 529 (Appl. 9/17/45), 1948.
Магнитный сердечник 197
1586. S п о е k J. L., U. S. Pat. 2 452 530 (Appl. 9/17, 45), 1948.
Магнитный сердечник 197
1587. S п о е k J. L., U. S. P<t. 2 452 531 (Appl. 9/17/45), 1948.
Магнитный материал и сердечник 197
1588. Т г о i а п о А. Р., L о k i с h J. L., Metals Techn., Т. Р. 2348, 1 (1948).
Превращение в Со 211
1589. ВонсовскийС. В., ЖТФ, 18, 145 (1948).
Об особенностях изменения электросопротивления в магнитном поле у некоторых
ферромагнитных сплавов 597
1590. Weil L., International Powder Metallurgy Day, Graz, July 17, (1948), No 17
Особые свойства мелкодисперсных ферромагнитных материалов 658
1591. Weiss Р; R., Phys. Rev., 74, 1493 (1948).
Применение метода Бете—Пайерлса к случаю ферромагнетизма 357, 358
1592. Wise Е. М., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 1046—1047.
Свойства никеля 216
1593. Y e n s e n T. D., Metals Handbook, Am. Soc. Metals, Cleveland, 1948, p. 387—395.
Магнитомягкие материалы 247
1594. Y a g e r W. A., Phys. Rev., 73, 1247 (1948).
.Поглощение на сантиметровых волнах при ферромагнитном резонансе 636,639, 640
1949
1595. Акулов Н. С., А лизадеЗ. И., Белов К. П., ДАН СССР, 65, 815 (1949).
О магнитострикции сплавов 327
1596. American Society for Testing Materials, Special Technical Publication, No. 85» 191
(1949).
Стандартные определения терминов, относящихся к магнитным испытаниям 9
1597. Bozorth R. М., Physica, 15, 207 (1949).
Области самопроизвольного намагничивания 428, 561
1598. В г о w n W. F., Phys. Rev., 75, 147 (1949).
Необратимые магнитные эффекты напряжений 493.
1599. Bozorth R. М., Electr. Eng., 68, 471 (1949).
Успехи теории ферромагнетизма 428
1600. Bickford L. R., Phys. Rev., 76, 137 (1949).
Поглощение в магнетите при ферромагнитном резонансе 640
1601. Bozorth R. М., Mas on W. Р.» М с S k i m i n Н. J.,. Wa 1 k e r J. G.,
Phys. Rev., 12, 1954 (1949).
Упругие константы и потери в монокристаллах никеля 542
1602. Blake L. R., Journ. Inst. Electr. Eng., 96, II, 705 (1949).
Аномалия вихревых токов в ферромагнитных пластинах 617
1603. Bradley A. J., Journ. Iron Steel Inst., 163, 19 (1949).
Микроисследование системы Fe—Ni—Al 306, 313
1604. BarnettS. J., GiamboniL. A., Phys. Rev., 76, 1542 (1949).
Новый гиромагнитный эффект 364
1605. В u h 1 О., Zs. f. Phys., 126, 84 (1949).
Приближение к насыщению в никеле при растяжении 391
1606. Braunewell W., Vogt Е., Zs. Naturforsch., 4а, 491 (1949).
Перемена знака магнитострикции при растяжении 531
ЛИТЕРАТУРА
753
1607. Bertaut F., Compt. Rend., 229, 417 (1949).
Коэрцитивная сила и размеры кристаллов 660
1608. В е 1 j е г s Н. G., Physica, 14, 629 (1949).
Гиромагнитный эффект в феррите, определяемый резонансным методом с приме-
нением полых резонаторов 639
1609. Bates L. F., Journ. phys. rad., [8] 10, 353 (1949).
Тепловые эффекты при намагничивании в слабых полях 419
1610. Carnegie-Illinois Steel Corp., Catalog., U. S. S., p. 1—180, 1949.
Электротехнические листовые стали 73
1611. Coles В. R., Hum e-R othery W., Meyers H. P., Proc. Roy. Soc.,
196A, 125 (1949).
Структура и свойства Cu2MnIn 263
1612. C r e d e J. H., M a r t i n J. P., Journ. Appl. Phys., 20, 966 (1949).
Магнитные характеристики дельтамакса—50-процентного текстурованного сплава
Ni—Fe 110
1613. С а г р е n t е г V. W., В е 1 1 S. A., U. S. Pat. 2 492 682 (Appl. 7/23/45), 1949.
Процесс производства кремнистой стали со стеклообразным покрытием 64
1614. С г i t t е n d e n E. C., S t г о u g h R. I., Phys. Rev., 75, 1630 (1949).
Ограниченная чувствительность приборов для определения петель гистерезиса 683
1615. D u s h m a n S., Vacuum Technique, New York, 1949.
(Имеется русский перевод: Д е ш м е н С., Научные основы вакуумной техники,
И. Л., 1950) 26, 188, 233; 249
1616. Domenicali С. A., Phys. Rev., 76, 460 (1949).
Магнитные и электрические свойства монокристаллов магнетита 195
1617. Du М о n d J. W. М., Cohen Е. R., Rev. Mod. Phys., 21, 651 (1949).
Поправка: Наши сведения по атомным константам на 1947 г. 671
1618. D г i g о A., Pizzo М., Nuovo Cimento, 6, 297 (1949).
Ферромагнитные примеси и намагничивание мелких частиц 186
1619. D i j k s t r a L. J., S n о e k J. L., Phil. Res. Rep., 4, 334 (1949).
Распространение больших скачков Баркгаузена в сплавах Fe—Ni 398
1620. Дрожжина В. И., Л у ж и н с к а я М. Г., Шур Я. С., ЖТФ, 19, 95
(1949).
Влияние термомагнитной обработки на электросопротивление высококоэрцитивного
сплава алнико 313, 597
1621. Epremian Е., Harker D., Journ. Metals, 1, 267 (1949).
Кристаллическая структура Ni4W 258
1622. Fahlenbrach Н., Arch. Eisenhuttenw., 20, 301 (1949).
Магнитные свойства и использование постоянных магнитов, изготовляемых мето
дами порошковой металлургии 335
1623. F о ё х М„ La Blanchatais С. Н., Comp. Rend., 228, 1579 (1949).
Антиферромагнетизм NiO 378
1624. F a h 1 е n b г а с h Н., Sixtus К. J., Zs. Metallkunde, 40, 187 (1949).
Исследование различных состояний размагниченности 627
1625. Goldman J. Е., Smoluchowski R., Phys. Rev., 75, 140 (1949).
Связь магнитострикции со степенью порядка 501
1626. Grinstead R. R., Yost D. М., Phys. Rev., 75, 984 (1949).
Ферромагнитные сплавы системы Си—Мп—In 263, 271
1627. Gerlach W., Zs. Metallkunde, 40, 281 (1949).
Выделение* компонентов в сплавах системы Au—Ni 249
1628. Гальперин Ф. М., Перекалина Т. М., ЖЭФТ, 19, 470 (1949).
Исследование магнитных свойств теллуридов хрома 270
1629. GuillaudC., Compt. Rend., 229, 818 (1949).
Коэрцитивная сила ферромагнитного порошка.
1630. GuillaudC., Bertrand R., Vautier R., Compt. Rend., 228, 1403
(1949).
Начальная намагниченность в монокристалле Mn2Sb 450, 469
1631. GuillaudC., Roux M., Compt. Rend., 229, 1133 (1949).
Некоторые магнитные свойства смешанных ферритов никеля и цинка 199
1632. G u i 1 1 a u d С., Ann. phys., [12], 4, 671 (1949).
Магнитные свойства сплавов Мп—Sb и Мп—As 265
1633. HoselitzK., McCaig М., Proc. Phys. Soc., 62B, 163, (1949); Physica,
15, 241 (1949).
Причина анизотропии в сплавах для постоянных магнитов 312, 313, 538
1634. Н о d s m a n G. F., Е i с h h о 1 z G., М i 1 1 е г s h i р R., Proc. Phys, Soc.,
62B, 377 (1949).
Магнитная дисперсия на сантиметровых волнах 631
1635. Н a m е s F. A., Eppelsheimer D. S., Journ. Metals, 1, 495 (1943).
Ферромагнитные сплавы системы Си—Мп—In и Cu—Мп—Ga 266
1636. J ellinghaus W., Arch. Eisenhiittenw., 20, 249 (1949).
Термообработка и магнитные свойства хромистых магнитных сталей 298
48 р. Бозорт
754
ЛИТЕРАТУРА
1637. Jellinghaus W., Zs. Metallkunde, 40, 339 (1949).
Гистерезис в неполностью намагниченных материалах для постоянных магнитов
409
1638. Kittel С., Rev. Mod. Phys., 21, 541 (1949).
Физическая теория областей самопроизвольной намагниченности 360, 406, 520
1639. KubaschewskiO., SchneiderA., Journ. Inst. Metals, 75, 403 (1949).
Стойкость тугоплавких сплавов против окисления 254
1640. KubaschewskiO., SpeidelH. J., Journ. Inst. Metals, 75,417 (1949).
Фазовые соотношения в системе Ni—Cr—Та 256
1641. Kussmann A., Steinwehr Н. Е., Zs. Metallkunde, 40, 263 (1949)
Сверхструктура в системе Pt—Ni 331
1642. К i t t е 1 С., Phys. Rev., 76, 743 (1949).
Гиромагнитное отношение и фактор спектроскопического расщепления для ферро-
магнетиков 639
1643. К i р A. F., А г и о 1 d R. D., Phys. Rev., 75, 15566 (1949).
Ферромагнитный резонанс в монокристалле железа на сантиметровых волнах 640
1644. Kammerer Н., Arch. elek. Ubertr., 3, 249 (1949).
Частотная зависимость коэффициента искажения катушек с железом 616
1645. К и р е н с к и й Л. В., ДАН СССР, 64, 53 (1949).
Температурная зависимость энергетической константы магнитной анизотропии
никеля.
1646. Maxwell L. R., Smart J. S., BrunauerS., Phys. Rev., 76,459 (1949).
Зависимость намагниченности и точки Кюри оксидов железа от отношения
Fe2+/Fe3+ 195
1647. М с С a i g М., Proc. Phys. Soc., 62В, 652 (1949).
Магнитострикция анизотропных сплавов для постоянных магнитов 539
1648. М е у е г A. J. Р., Compt. Rend., 228, 1934 (1949).
Гиромагнитные константы Fe и Ni 364
1649. М е у е г A. J. Р., Compt. Rend., 229, 707 (1949).
Гиромагнитный эффект в изоэлектронных ферромагнитных сплавах 364
1650. Neel L., Ann. phys., [12] 4, 249 (1949).
Попытка объяснения магнитных свойств ромбоэдрического Fe2O3 193
1651. Neel L., Physica, 15, 225 (1949).
Новая теория коэрцитивной силы 655
1652. Neel L., Bull. soc. franc, electr., [6] 9, 308 (1949)/
Некоторые практические вопросы теории ферромагнетизма 655
1653. Neel L., Compt. Rend., 228, 664 (1949).
Влияние температурных флуктуаций на намагниченность малых частиц 660
1654. О w е n Е. A., L i u Y. Н., Journ. Iron Steel Inst., 163, 132 (1949).
Дальнейшее рентгенографическое исследование равновесия в системе
Fe—Ni 88
1655. Р f i s t е г е г Н., Zs. Metallkunde, 40, 378 (1949).
Фазовая структура системы Со—Ge 231
1656. П у з е й И. М., ЖТФ, 19, 653 (1949).
Магнитная анизотропия бинарных сплавов с никелевой основой 461
1657. R е е s W. Р., В u г n s В. D., Cook A. J., Journ. Iron Steel Inst., 162, 325
(1949).
Структура сплавов Fe—Ni—Cr при температуре от 650 до 800° С 121
1658. S h u 1 1 С. G., S i е g е 1 S., Phys. Rev., 75, 1008 (1949).
Изучение упорядочения методом нейтронной диффракции 250
1659. Shull С. G., Smart J. S., Phys. Rev., 76, 1256 (1949).
Обнаружение антиферромагнетизма методом нейтронной диффракции 380, 381
1660. Shoenberg D., Nature, 164, 225 (1949).
Магнитные свойства металлических монокристаллов при низких температурах
366
1661. Schneider A., Wunderlich W., Zs. Metallkunde, 40, 260 (1949).
^-твердые растворы в системе Со—Мп 232
1662. Stout W., G г i f f е 1 М., Phys. Rev., 76, 144 (1949).
Парамагнитная анизотропия MnF2 379
1663. Ш у б и н а Л. А., Ш у р Я. С., ЖТФ, 19, 88 (1949).
О магнитной структуре высококоэрцитивных сплавов 313
1664. Stoner Е. С., Rhodes Р., Phil. Mag., [7] 40, 481 (1949).
Магнетокалорические эффекты в ферромагнетиках 419
1665. Scholefield Н. Н., Journ. Sci. Instr., 26, 207 (1949).
Последние достижения в области создания магнитомягких материалов ПО
1666. Vogel R., A u R., Zs. Metallkunde, 40, 290 (1949).
Связь между FeS и Co6S5 и Co4S3.
1667. W i 1 1 i a m s H. J., В о z о r t h R. M., S h о c k 1 e у W., Phys. Rev., 75,
155 (1949).
Домены в монокристаллах кремнистого железа 427, 428, 430, 645, 661, 663
ЛИТЕРАТУРА
755
1668. Williams Н. J., Shockley W., Phys. Rev., 75, 178 (1949).
Простая структура ферромагнитных областей в кристаллах железа, обнаруживаю-
щая непосредственную связь с намагничиванием 428, 449, 560, 655
1669. W е i 1 L., Compt. Rend., 229, 584 (1949).
Коэрцитивная сила и зернистость ранеевского никеля 660
1670. Walker J.G., Williams Н. J., Bozorth R. М., Rev. Sci., Instr.,
20, 947 (1949).
Рост и методика получения монокристаллов магнитных металлов 447
1671. W о h 1 f а г t h Е. Р., Phil. Mag., [7] 40, 703 (1949).
Ферромагнетизм коллективизированных электронов 354
1672. Wohlfarth Е. Р., Proc. Roy. Soc., 195А, 434 (1949).
Ферромагнетизм коллективизированных электронов. III. Ni и сплавы Ni—Си 353
1673. Y a g е г W. А., М е г г i t t F. R., Phys. Rev., 75, 318 (1949).
Ферромагнитный резонанс в гейслеровом сплаве 639
1950
1674. AstburyN. F., Emmerson Т., McFarlane J., Journ. Inst. Electr.
Eng., 97 (II), 221 (1950).
Стандартные испытания трансформаторных сталей.
1675. Anderson Р. W., Phys. Rev., 79, 105 (1950).
Теория молекулярного поля для случая антиферромагнетизма 381
1676. Au war ter М., Kussmann A., Ann. d. Phys., 7, 169 (1950).
Ферромагнитные сплавы Pt—Mn 271
1677. Brockman F. G., Dowling P. H., Steneck W. G., Phys. Rev.,
77, 85 (1950).
Эффекты размера, обусловленные высокой диэлектрической постоянной ферромаг-
нитного феррита 200
1678. В г о с k m a n F. G., Phys. Rev., 77, 841 (1950).
Распределение катионов в ферритах, имеющих структуру типа шпинели 197
1679. В u h 1 О., Zs. Naturforsch., 4а, 601 (1950).
Кривая намагничивания никеля в состоянии растяжения.
1680. В a t е s L. F., N е а 1 е F. Е., Proc. Phys. Soc., 63А, 374 (1950).
Обнаружение ферромагнитной структуры монокристаллов кремнистого железа
с помощью порошковых фигур.
1681. В е г a k J., Neumann Т., Zs. Metallkunde, 41, 19 (1950).
Система марганец—фосфор 268
1682. Barbier J. С.., Compt. Rend., 230, 1040 (1950).
Магнитная вязкость в релеевской области.
1683. В е 1 j е г s Н. G., Р о 1 d е г D., Nature, 165, 800 (1950).
g-факторы в ферритах 639
1684. Булгаков Н. В., ДАН СССР, 70, 205 (1950).
О внутреннем размагничивающем факторе высококоэрцитивных сплавов.
1685. В u t 1 е г О. I., Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II), 215 (1950).
Малогабаритный аппарат Ллойда—Фишера для измерения потерь на звуковых частотах.
1686. Bickford L. R., Phys. Rev., 78, 449 (1950).
Поглощение при ферромагнитном резонансе в магнитных кристаллах.
1687. Bloembergen N., Phys. Rev., 78, 572 (1950).
Ферромагнитный резонанс в никеле и супермаллое.
1688. В irks J. В., Proc. Phys. Soc., 63В, 65 (1950).
Свойства ферромагнитных соединений на сантиметровых волнах.
1689. Bertaut F., Compt. Rend., 230, 213 (1950).
Природа ферритов со структурой шпинели.
1690. Bozorth R. М., Phys. Rev., 79, 887 (1950).
Атомные моменты ферромагнитных сплавов.
1691. Bozorth R. М., Walker J. G., Phys. Rev., 79, 888 (1950).
Доменная структура кристаллов Со—Ni.
1692. Carter R. О., R i с h а г d s D. L, Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II), 199(1950).
Магнитные свойства сплавов Fe—Si.
1693. Doring W., Zs. Naturforsch., 4a, 605 (1950).
Внутреннее магнитное поле в ферромагнитных материалах.
1694. D о m е n i с а 1 i С. A., Phys. Rev., 78, 458 (1950).
Магнитные и электрические свойства кристаллов магнетита.
1695. de Klerk D., S t е е n 1 a n d М. J., G о r t e r C. J., Phys. Rev., 78, 476
(1950).
Термодинамика температуры 0,0015° К 374
1696. E к s t e i n H., Gilbert T., Phys. Rev., 79, 214 (1950).
Механизм повторного намагничивания ферромагнетика, первоначально намагни-
ченного до насыщения 660
48*
756
ЛИТЕРАТУРА
1697. Forestier Н., G u i о t-G u i 1 1 a i n G., Compt. Rend., 230, 1844 (1950).
Новые виды магнитных материалов: ферриты редких земель.
1698. Feldtkeller R., Fernmelde techn. Zs., 3, 112 (1950).
Магнитная вязкость.
1699. Fine М. Е., Е 1 1 i s W. Е., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 188, 1120
(1950).
Модуль Юнга сплавов, содержащих от 36 до 52% Ni.
1700. Geisler А. Н., Elec. Eng., 69, 37 (1950).
Структура и свойства сплавов для постоянных магнитов 313, 321,
1701. Gordon Р., Kaufmann A. R, Journ. Metals, 188, 182 (1950).
Уран—алюминий и уран—железо 207
1702. G о г t е г Е. W., Comp. Rend., 230, 192 (1950).
Самопроизвольная намагниченность ферритов со структурой шпинели 198
1703. Galt J. К», Phys. Rev., 77, 845 (1950).
Зависимость коэрцитивной силы от температуры в сплаве с нулевой кристалли-
ческой магнитной анизотропией 661
1704. GuillaudC., Creveaux Н., Compt. Rend., 230, 1458 (1950).
Магнитные свойства ферритов Со—Zn и Мп—Zn 199
1705. Gorter Е. W.’, Nature, 165, 798 (1950).
Намагниченность насыщения ферритов.
1706. GuillaudC., Yager W. A., Merritt F. R., К i t t e 1 C., Phys. Rev.,
78, 181 (1950).
Ферромагнитный резонанс в феррите марганца.
1707. J о п к е г G. Н., vanSantenJ. Н., Physica, 16, 337 (1950).
Ферромагнитные соединения марганца со структурой перовскита 267
1708. К i t t е 1 С., N е s b i t t Е. A., S hock 1е у W., Phys. Rev., 77, 739 (1950).
Теория магнитных свойств и зародышеобразование в алнико 5 313
1709. Kussmann A., RittbergG. V., Ann. d. Phys., 7, 173 (1950).
Магнитные свойства сплавов Fe—Pt. II.
1710. L i b s с h J. F., В о t h E., В e c k m a n G. W., Warren D., Franklin
R. J., Trans. Am. Inst. Mining Met. Eng., 188, 287 (1950).
Влияние отжига в магнитном поле на сплавы Fe—Со и Fe—Со—Ni 161
1711. L a t i m е г К. Е., М с D о n а 1 d Н. В., Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II),
257 (1950).
Обзор возможных применений ферритов.
1712. L 1 i b о u t г у L., Compt. Rend., 230, 1042 (1950).
Некоторые законы магнитной вязкости.
1713. L 1 i b о u t г у L., Compt. Rend., 230, 1586 (1950).
Обнаружение магнитной вязкости с помощью удара.
1714. Lilley В. A., Phil. Mag., [7] 41, 792 (1950).
Энергия и ширина границ между доменами в ферромагнетиках.
1715. М с С a i g М., Nature, 165, 969 (1950).
Преимущественная ориентация доменов в сплавах для постоянных магнитов.
1716. Michels A., D е G г о o t S. R., Physica, 16, 249 (1950).
Влияние давления на точку Кюри.
1717. М е 1 v i 1 1 е W. S., Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II), 165 (1950).
Импульсное намагничивание железо-никелевых сплавов за время от 0,1 до 5 мксек.
1718. Nesbitt Е. A., Journ. Appl. Phys., 21, 879 (1950).
Магнитострикция в сплавах для постоянных магнитов 306, 313, 508, 526, 538,
539, 540, 659
1719. Nesbitt Е. A., Phys. Rev., 80, 112 (1950).
Механизм намагничивания в алнико 5 313
1720. Neel L., Ann. Inst. Fourier, 1, 163 (1950).
Экспериментальное исследование ферромагнетизма и антиферромагнетизма 197
1721. Neel L., Journ. phys. rad., 11, 49 (1950).
Магнитная вязкость в твердых ферромагнетиках в релеевской области.
1722. Neel L., Physica, 16, 350 (1950).
Ферромагнетизм ферритов или ферримагнетизм.
1723. Neel L., Compt. Rend., 230, 375 (1950).
Намагниченность насыщения никель-цинковых ферритов.
1724. Neel L., Compt. Rend., 230, 190 (1950).
Намагниченность насыщения ферритов.
1725. ParanjpeV. G., Cohen М., В е V е г М. В., F 1 о е С. F., Journ. Metals,
188, 261 (1950).
Система железо—азот 192
1726. Pau the net R., Compt. Rend., 230, 1842 (1950).
Температурные колебания самопроизвольной намагниченности в ферритах Мп,
Fe, Со и Ni.
1727. Polder D., Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II), 246 (1950).
Ферритные материалы.
ЛИТЕРАТУРА
757
1728. R a do G. T., Advances in Electronics II (Marton, ed.), New York, 1950, p. 251.
Ферромагнитные явления в области сантиметровых волн 635, 640
1729. R i с h а г d s С. Е., В и с к 1 е у S. Е., В а г d е 1 1 Р. R., Lynch А. С.
Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II), 236 (1950).
Свойства и испытания пресспорошковых сердечников.
1730. Randall W. F., Scholefield Н. Н., Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II),
133, (1950).
Некоторые факторы, влияющие на свойства магнитомягких материалов.
1731. S a g е М., G u i 1 1 а и d С., Compt. Rend., 230, 1751 (1950).
Кристаллическая структура и магнитные свойства смешанных ферритов Ni и Zn
197
1732. Stewart К. Н., Journ. Inst. Electr. Eng., 97 (II), 121 (1950).
Потери в электротехнической листовой стали.
1733. Schmid Е., Thomas Н., Zs. Metallkunde, 41, 45 (1950).
Текстура в листах 50-процентного сплава Ni—Fe.
1734. Snoek J. S., Physica, 16, 333 (1950).
Слабый ферромагнетизм, повидимому, присущий a-Fe2Oa и другим антиферромаг-
нитным соединениям 193
1735. Standley К. J., Sci. Progr., 38, 231 (1950).
Ферромагнитный резонанс на сантиметровых волнах 640
1736. Stewart К. Н., Proc. Phys. Soc., 63А, 761 (1950).
Движение границ между доменами в монокристаллах.
1737. Т е b b 1 е R. S., S k i d m о г е I. С., С о г n е г W. D., Proc. Phys. Soc.,
63А, 739 (1950).
Эффект Баркгаузена 424
1738. Shockley W., Williams Н. J., К i t t е 1 См Phys. Rev., 78, 341 (1950).
Динамическое исследование простых границ между доменами.
1739. Sussmann Н., Ehrlich S. L., Journ. Acoust. Soc. Am., 22, 499 (1950).
Магнитострикция гиперко.
1740. Stoner E. C., Phys. Soc. Rep. Prog. Phys., 13, 83 (1950).
1741. V a u t i e r R., Journ. Res. C. N.R. S., No. 10, 23 (1950).
Измерение линейной и объемной магнитострикции 502, 538
1742. Weil L., В е г t a u t F., В о с h i г о 1 L., Journ. phys. rad., 11, 208 (1950).
Магнитные свойства и структура тетрагонального феррита меди.
1743. Welch A. J. Е., Nicks Р. F., Fairweather A., Roberts F. F.,
Phys. Rev., 77, 403 (1950).
Естественный ферромагнитный резонанс.
1744. W i 1 1 i a m s Н. J., Elec. Eng., 69, 817 (1950).
Области самопроизвольного намагничивания.
1745. Williams Н. J., Schockley W., Phys. Rev., 78, 341 (1950).
Об однодоменном кристалле.
1951
Следующие работы были представлены на конференцию по ферромагнетизму и анти-
ферромагнетизму в Гренобле, состоявшуюся 3—7 июля 1950 г. Они должны быть
опубликованы в течение 1951 г.1) и были получены слишком поздно для подроб-
ного рассмотрения в настоящей книге.
1746. Bozorth R. М.,
Магнитные порошковые фигуры 430
1747. Becker R.,
Динамика Блоховской стенки и проницаемость на высоких частотах.
1748. В a t е s L. F.,
Термические эффекты, связанные с ферромагнетизмом.
1749. В а г b i е г J. С.,
Необратимое последействие в слабых полях.
1750. В erg Т. G. О.,
Ферромагнетизм, парамагнетизм и энергия связи.
1751. С h е v а 1 1 i е г R.,
Магнитные свойства ромбоэдрического оксида железа 1931
1752. Е р е I b о i n I.,
Новейшие теории и эксперименты, относящиеся к релеевской области
1753. F о г г е г R.,
Новые электронные теории ферромагнетизма.
1754. G о 1 d m a n J. Е.,
Новые методы и результаты измерения магнитострикции.
1755. G u i 1 1 a u d С.,
Магнитные свойства ферритов.
т) См. Труды Гренобльской конференции.—Прим. ред.
758
ЛИТЕРАТУРА
1756. G u i 1 1 a u d С.,
Вращение намагниченности.
1757. Goldschmidt R.,
Ферромагнетизм в слабых полях.
1758. Hoselitz К-,
Новейшие успехи в области создания постоянных магнитов.
1759. J о s s о Е.»
Структура и- магнитные свойства сплавов, близких к FeNi3 88
1760. К i t t е 1 С.,
Ферромагнитный резонанс 634
1761. L 1 i b о u t г у L.,
Влияние растяжения на магнитные явления в слабых полях.
1762. L a ng е v i п А.,
Проницаемость стали при растяжении.
1763. М е у е г A. J. Р.,
Гиромагнитное отношение для ряда сплавов группы железа.
1764. Michel A., Chau dron G., В ё п а г d J.,
Свойства неметаллических ферромагнитных соединений.
1765. Neel L.,
Магнитная вязкость.
1766. Pauthenet R., Bochirol L.,
Самопроизвольная намагниченность ферритов.
1767. Snoek J. L.,
Магнитные свойства ферритов.
1768. Shockley W.,
Динамическое исследование простых границ между доменами.
1769. Stewart К- Н.,
Экспериментальное исследование образца с большими областями самопроизволь-
ного намагничивания.
1770. Stoner Е. С.,
Ферромагнетизм коллективизированных электронов.
1771. Smoluchowski R.,
Влияние порядка на магнитные свойства.
1772. S и с k s m i t h W.,
Магнитное насыщение и некоторые связанные с ним явления 212
1773. Т a g 1 a ng Р.,
Атомные моменты и точки Кюри изоэлектронных сплавов.
1774. Т г о m b е F.,
Ферромагнетизм металлического диспрозия.
1775. van Santen J. Н., Jonker G. H.,
Ферромагнитные соединения марганца со структурой типа перовскита.
1776. Weil L.,
Коэрцитивная сила.
1777. Weil L.,
Аномалии расширения в ферритах.
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ1
Авербах В. (Averbach В. L.) 1247
А₽еев Н. В. 444
Адамс (Adams J. R.) 275
Адельсбергер (Adelsberger U.) 300
Адкок (Adcock F.) 504
Айде (Ide J. М.) 526, 711
Акулов Н. С. 332, 382, 443 , 502, 503, 558,
550, 631, 1184, 1595; стр. 427, 464, 518,
520, 604, 633
Алавердов Г. 1096
Александер (Alexander W. О.) 922, 1093
Ализаде 3. И. 1595
Аллансон (Allanson J. М.) 1420
Аллегени-Лудлум (Allegheny-Ludlum) 1095
Аллибон (Allibone Т. Е.) 334
Альдер (Alder М.) 163
Альтгаузен О. Н. стр. 191
Амемийа (Amemiya Т.) 1038
Андерсен (Andersen A. G. Н.) 1343
Андерсон Н. (Anderson N. L.) 206
Андерсон П. (Anderson Р. W.) 1675
Андерхилл (Underhill Е. Н.) 1418
Антик И. 687
Апплегет (Applegate К. Р.) 151
Аптегрове (Upthegrova С.) 972
Арвидссон (Arvidsson) 185
Аренс (Ahrens Е.) 685
Аркадьев В. К. 144, 179; стр. 607
Армбрустер (Armbruster М. Н.) 1345
Арнольд Г. (Arnold Н. D.) 93
Арнольд Р. (Arnold R. D.) 215, 1643
Арнфельт (Arnfelt Н.) 331
Астбери (Astbury Н. Е.) 80, 1518, 1674
Астерот (Asterot Р.) 76
Астон (Aston J.) 86, 87, 98
Аторф (Atorf Н.) 559
Ay (Ay R.) 1666
Ауберри (Awberry J. Н.) 1184
Ауверс (Auwers О.) 187, 330, 381, 629,
630, 632, 686, 760, 842, 1310
Аувертер (Auwarter М.) 1675
Ауербах (Auerbach F.) 186
Аустин Дж. (Austen J. В.) 1312
Аустин К. (Austin С.) 953, 1248
Аустин Л. (Austin L. W.) 59, 68
Ауэр (Auer Н.) 633 1097
Ашворт Дж. A. (Ashworth J. А.) стр. 81,
112, 617
1 Цифры, набранные курсивом, означают
номера по списку цитированной литературы;
указания на страницы относятся к тексту
книги.—Прим. ред.
Ашворт Дж. Р. (Ashworth J. R.) 37, 1001
Ашенбренер (Aschenbrenner Н.) 844
Баббит (Babbitt В. J.) 337
Бабич М. М. 1108
Базарт (Basart J. М.) 451
Бакклей О. (Buckley О. Е.) 254
Бакклей С. (Buckley S. Е.) 1729
Баннистер (Bannister R. J.) 905
Баранова стр. 660
Барбеза (Barbezat S.) 1459
Барбер (Barber J. G.) 366
Барбье (Barbier J. С.) 1682, 1749
Барделл (Bardell Р. Н.) 1729
Баркгаузен (Barkhausen Н.) 181
Барнетт Л.. (Barnett L. J. Н.) 253
Барнетт С. (Barnett S. J.) 152, 168, 253,
506, 689, 763, 1191, 1392, 1604
Барнс (Barnes Е. I.) 106
Баррер (Barrer R. М.) 1249
Барретт К. (Barrett С. S.) 1350
Барретт У. (Barrett W. F.) 11, 42, 49
Барт (Barth Т. F. W.) 565
Бартлетт (Bartlett С. Н.) 1495
Бартон (Barton J. Р.) 1488
Барус (Barus С.) 15
Бауерфелд (Bauerfeld F.) 293
Бевер (Bever М. В.) 1725
Бейли (Baily F. G.) 33
Бейн (Bain Е. С.) 779
Бейтс (Bates L. F.) 207, 225, 338, 339,
386,452,692,931, 1107, 1192, 1251, 1255,
1346, 1451, 1487, 1523, 1609, 1680, 1748
Бекер (Baker С. I. W.) 1192
Бекк Е. (Beck Е.) 180
Бекк К. (Beck К.) 174
Бекк Ф. (Beck F. J.) 564, 771, 1037
Беккер Г. (Becker G.) 683, 836, 1132
Беккер Р. (Becker R.) 448, 567, 635, 690,
1007, 1099, 1187, 1747
Беккман (Beckman G. W.) 1710
Бекнел (Bucknail Е. Н.) 953
Белл (Bell S. А.) 1424, 1613
Белов К. П. 1595:, стр. 477
Белье (Beljers Н. G.) 1608, 1683
Бемпфилд (Bampfylde J. W.) 751
Бенар (Benard J.) 1402, 1764
Беннетт (Bennett Е. G.) 1161
Бенфорд (Benford F. G.) 1447
Берак (Berak J.) 1681
Берг (Berg Т. G. О.) 1750
Бердж (Birg R. Т.) 1254, 1422
Бернс Б. (Burns В. D.) 1657
760
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
Бернс Р. (Burns R. S.) 1452
Берроуз (Burrows С. W.) 88, 198
Берто (Bertaut F.) 1607, 1689, 1742
Бертран (Bertrand R.) 1538, 1630
Бете (Bethe Н.) 634
Беттеридж (Betteridg W. ) 1102
Бидуелл (Bidwell S.) 14, 22
Бизетт (Bizette Н.) 1081, 1349, 1448
Бикфорд (Bickford L. R.) 1600, 1686
Билтц (Biltz W.) 1010
Бине дю Жассоне (Binet du Jassoneix А.)
. 67, 123
Бирке (Birks I. В.) 1449, 1688
Бирч (Birch F.) 436
Биттель (Bittel Н.) 1003
Биттер (Bitter F.) 449, 509, 562, 925, 927,
990, 1028, 1104, 1105, 1235, 1332
Битти (Beattie R.) 48
Бишофф (Bischoff К.) 747
Блехшмидт (Blechschmidt Е.) 518
Бломберген (Bloembergen N.) 1687
Блох О. (Bloch О.) 122
Блох Ф. (Bloch F.) 336, 447, 510, 561, 1450
Блэк Л. (Blake L. R.) 1602
Блэк Ф. (Black F. С.) 89
Боголюбов Н. Н. стр. 378
Бозорт (Bozorth R. М.) 255, 335, 383, 445,
462, 508, 563, 568, 688, 761, 762, 764,
767, 776, 845, 923, 929, 1179, 1181, 1188,
1189, 1253, 1304, 1306, 1313, 1314, 1421,
1446, 1486, 1489,1516, 1520, 1597, 1599,
1601, 1667, 1670, 1690, 1691, 1746
Боккер (Boecker G.) 124
Болдуин (Baldwin J. М.) 69
Болен-Гальбах (Bohlen-Halbach С.) 1256
Болл (Ball I. D.) 153, 164
Борен (Boren В.) 691
Бот (Both Е.) 1490, 1710
Боумен (Bowman F. Е.) 1348
Бошироль (Bochirol L.) 1742, 1766
Браун Р. (Brown R. С.) 338
Браун У. (Brown W.) 42, 49, 99
Браун У. Ф. (Brown W. F.) 846, 928, 1005,
1009, 1250, 1598
Браунвелл (Braunewell W.) 1606
Бредиг (Bredig С.) 505
Бредли (Bradley A. J.) 566, 693, 924, 930,
1002, 1103, 1106, 1252, 1603
Брейлсфорд (Brailsford Е. F.) 1004, 1100,
1315, 1347, 1519
Брейтуейт (Braitwaite А.) 228
Брейс (Brace Р. Н.) 384
Бремли (Bramley А.) 766
Бриджмен (Bridjman Р. W.) 256
Бриккведде (Brickwedde F. G.) 380
Брилл (Brill R.) 569
Бристоу (Bristow С. А.) 1098
Бритцке (Britzke Е. V.) 446
Бродвей (Broadway L.) 375
Брокман (Brockman F. G.) 1677, 1678
Брониевский (Broniewski W.) 765
Брукс (Brooks Н.) 1190
Брунауэр (Brunauer S.) 507, 1646
Брунер (Bruner W. L.) 713
Брюхатов Н. Л. 560, 925, 1008
Булгаков Н. В. 1684, стр. 622
Булленс (Bullens D. К.) 1101
Буль (Buhl О.) 1605, 1679
Бумм (Bumm Н.) 1006, 1109
Бунгардт (Bungardt К.) 1021
Бургер (Burger Е. Е.) 1266
Бургере У. Г. (Burgers W. G.) 451
Бургере У. И. (Burgers W. J.) 746
Бургесс Е. (Burgess Е. Е.) 1216
Бургесс К. (Burgess С.) 86, 87, 98
Бурланд (Bourland L. Т.) 519
Бут (Booth Н. С.) 125
Бутби (Boothby О. L.) 1110, 1486, 1489
Бутлер (Butler О. I.) 1521, 1685
Бухгольц (Buchholz Н.) 385
Бьерстром (Bjurstrom Т.) 636
Бюссем (Bussem W.) 637
Бюхнер (Buchner А.) 974
Вагнер (Wagner Е.) 960, 1048
Вайнрайт (Wainwright С.) 624
Вайтлей (Whiteley J. Н.) 228
Валентинер (Walentiner S.) 683, 836, 1511
Валь К. (Wahl С. V.) 622
Валь У. (Wahl W.) 114
Вальбаум (Wallbaum Н. J.) 1085, 1140,
1305
Вальтенбург (Waltenburg R. G.) 264
Вальтер (Walther Н.) 840
Вальтере (Walters Н. М.) 839, 1340
Ван Аркель (Van Arkel А. Е.) 916, 917
Ван Бругген (Van Bruggen М. G.) 916, 917
Ваннье (Wannier С. Н.) 1275
Ван Пейп (van Реуре W. F.) 1071
Ван Сантен (van Santen J. Н.) 1707, 1775
Ван Урк (van Urk А. Т.) 1241
Ван Флек (van Vleck I. М.) 433, 620, 994,
1180, 1301, 1444, 1509
Ван Хорн (van Horn) 1232
Варбург (Warburg Е.) 10
Вартенбург (Wartenburg Н.) 555
Ватсон (Watson Е. А.) 227,. 245, 246
Введенский Б. А. 205
Вебер (Weber W. Е.) 338
Вебстер (Webster W. L.) 271, 273, 297,
329, 379, 497
Вегель (Wegel R. L.) 840
Ведекинд (Wedekind Е.) 75, 85, 96, 121,
140 250
Вейбке (Weibke F.) 864, 1182
Вейгандт (Weygandt С. N.) 1338
Вейлл (Weill A. R.) 1390, 1426
Вейль (Weil L.) 1514, 1590, 1669, 1742,
1776, 1777
Вейсс П. (Weiss Р.) 35, 36, 66, 73, 84, ИЗ,
115, 120, 139, 167, 178, 247, 248, 295,
298, 435, 436, 757, 834, 998, 1743
Вейсс П. Р. (Weiss Р. R.) 1180, 1591
Вейт (Veit Т.) 85
Вельх (Welch A. J. Е.) 1743
Венни (Wenny D. Н.) 1489
Вер О. И. 444
Вервей (Verwey Е. I. W.) 837, 916, 917,
918, 1177, 1303, 1512, 1513
Веркин Б. И. стр. 366
Верт (Werth Н.) 456
Вестгрен (Westgren А.) 377, 378, 501, 1060
Вестердейк (Westerdijk J. В.) 1463
Вестерман (Westerman А. В.) 1532
Вестон (Weston J. С.) 1251
Веттер (Wetter М.) 1115
Ветцель (Wetzel Н.) 1262
Вефер (Wever F.) 272, 437, 439, 495, 498,
499, 500, 552, 553, 1339
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
761
Виганд (Wiegand D. W.) 1515
Виддингтон (Whiddington R.) 195
Видеманн (Wiedemann Т.) 6
Визе (Wise Е. М.) 440, 996, 1336, 1592
Вилкинсон (Wilkinson Н.) 1078
Виллари (Villari Е.) 7
Виллей (Willey L. А.) 1535
Виллеме (Willems Н. W. V.) 311
Виллс (Wills А. Р.) 249
Вильд (Wild G.) 299
Вильсон (Wilson A. J. С.) 1337, 1483
Вильямс Г. (Williams Н. J.) 932, 995, 997,
999, 1179, 1181, 1189, 1253, 1304, 1306,
1314, 1421, 1564, 1667, 1670, 1738, 1744,
1745
Вильямс К. (Williams С.) 756
Вильямс Р. (Williams R. S.) 74
Вильямс С. В. (Williams S. V.) 1072
Вильямс С. Р. (Williams S. R.)327, 328,
623, 684
Вильямс У. (Williams W. Е.) 65
Вильямс Э. (Williams Е. Н.) 160
Вин (Wien М.) 626
Винклер О. (Winkler О.) 621, 787, 1031
Вирсма (Wiersma Е. С.) 438
Витте (Witte Н.) 812
Виттке (Wittke Н.) 759, 1089
Воган (Vaughan Н. В.) 922
Волер (Wohler F.) 5
Волтьер (Woltjer Н. R.) 229, 438
Волькенштейн Н. 1302
Вольман (Wolman W.) 625
Вольфарт (Wohlfahrt Е. R.) 1570, 1671,
1672
Вонсовский С. В. 1242, 1243, 1244, 1589;
стр. 601, 661
Воронов Н. М. 1065
Вотье (Vautier R.) 1630, 1741
Вратолл (Wrathall L. R.) 900
Вуд A. (Wood А. В.) 838
Вуд У. (Wood W. А.) 496, 624
Вудридж (Woodridge W. J.) 119
Вундерлих (Wunderlich W.) 1661
Вурнасо (Vournasos А. С.) 184
Вьюхина стр. 622
Гааг (Haag W.) 569
де Гааз (de Haas W. J.) 155, 1463
Габерланд Г. (Haberland G.) 863
Габерланд Ф. (Haberland F.) 863
Гавенс (Havens C. G.) 650
Гаворт (Haworth F. E.) 524, 948, 1125
Гагеманн (Hagemann H.) 647
Гаген E. (Hagen E.) 55
Гаген Г. (Hagen H.) 753
Гайвуд (Haywood F. W.) 766
Тайнее (Haynes J. R.) 791
Гайнцель (Heinzel A.) 552
Галавич (Galavics F.) 1119
Гальперин Ф. M. 1628
Гальт (Galt J. K.) 1703
Гамез (Hames F. A.) 1542, 1635
Гамос (Hamos L.) 522, 586
Ганнак (Hannack G.) 235, 269
Ганс (Gans R.) 102, 116, 156, 191, 581,
643, 645, 646
Ганц (Ganz A. G.) 1456
Гарди (Hardi T. C.) 1032
Гаркер (Harker D.) 1406, 1494, 1621
Гарлем (Harlem J.) 585, 643, 646
Гарнетт (Garnett H. J.) 242, 679
Гаррисон E. (Harrison E. G.) 1522, 1524
Гаррисон P. (Harrison R.) 861, 1123
Гатворд (Gatward W. A.) 173
Гаудсмит (Goudsmit S.) 279
Гаутон (Haughton J. L.) 309
Гвайер (Gwyer A. G. C.) 79
Гебхардт (Gebhardt E.) 1047, 1049, 1051,
1199
Гевекке (Gewecke H.) 348
Гевитт (Hewitt W. H.) 1543
Гейзенберг (Heisenberg W.) 350, 471, 525
Гейманн (Heumann T.) 1363, 1681
Гейслер A. (Geisler A. H.) 1539, 1700
Гейслер О. (Heusler О.) 353, 651, 710
Гейслер Ф. (Heusler F.) 57, 58, 60, 91, 130r
Гейтлер (Heitler H.) 1441
Гекк (Heck J. E.) 1424
Гекклер (Goeckler F. E.) 275
Гектор (Hector L. G.) 249
Гелей (Healey D. R.) 1346
Геллер (Geller W.) 804, 805, 1120
Гендере (Genders R.) 861, 1123
Гендриккс (Hendricks S.) 507
Герене (Goerens P.) 128, 232
Герлах (Gerlach W.) 233 , 260, 280, 349,
468, 469, 470, 582, 642, 859, 945, 1029,
1121, 1360, 1492, 1627
Германн (Herrmann P. C.) 649
Герольд (Gerold E.) 517
Герроун (Herroun E. S.) 1632
Гертц (Goertz M.) стр. 144
Герциг (Herzig A. J.) 1348
Гессенбрук (Hessenbruch W.) 1405
Гибе (Giebe E.) 518
Гибельхаузен (Giebelhausen H.) 157
Гиби (Hibi T.) 1207
Гивен (Given F. J.) 1216
Тигель (Hiegel J. M.) 1316
Гийо (Guillaud C.) 1127, 1359, 1400, 1401,
1402, 1403, 1457, 1458, 1459, 1460, 1461,
1493, 1538, 1540, 1629, 1630, 1631, 1632,
1704, 1706, 1708, 1731, 1755, 1756
Гильом (Guillaume С. E.) 190
Гио-Гийен (Guiot-Guillain G.) 1697
Гир (Gier J. R.) 467
Глатхарт (Glathart J. L.) 1122
Гобсон (Hobson P. T.) 1541
Годсман (Hodsman G. F.) 1643
Гозелитц (Hoselitz K.) 1361, 1396, 1404,
1441, 1497, 1633, 1758
Гокарт (Hocart R.) 1127
Гольдберг (Goldberg L.) 1063
Гольдман (Goldman J. E.) 1625, 1754
Гольдманн (Goldmann J.) 849
Гольдшмидт Г. (Goldschmidt H. J.) 1103,1252
Гольдшмидт P. (Goldschmidt R.) 466, 1757
Гольдшмидт Ф. (Goldschmidt V. M.) 306
Гонсер (Gonser B. W.) 1464
Гопкинсон (Hopkinson J.) 12, 20, 24
Горден (Gorden R. B.) 1200
Гордон (Gordon P.) 1701
Горнфекк (Hornfeck A. J.) 1203
Горский В. 788
Гортер E. (Gorter E. W.) 644, 1702
Гортер К. (Gorter C. J.) 1201, 1264, 1695,
1705
Госс (Goss N. P.) 705, 789, 944
Готтлиб (Gottlieb N.) 1126
762
ИМЕННОЙ указатель
Готтшальк (Gottschalk V. Н.) 790, 1265
Гоугарди (Hougardy Н.) 523, 1202
Гоуе (Howe G. Н.) 1204, 1205, 1268, 1326,
1365
Гоуей (Howey J. Н.) 396
Гофер (Hofer L. J. Е.) 1496
Гоффманн (Hoffmann А.) 1036
Граббе (Grabbe Е. N.) 1141, 1198
Граф (Graf L.) 786
Графф Г. (Graff Н.) 830
Графф М. (Graff М.) 1116
Грегг (Gregg J. L.) 580, 703
Грей A. (Gray А.) 129
Грей Р. (Gray R. С.) 110
Грей Ф. (Gray F. W.) 583
Грейнер (Greiner Е. S.) 652, 946, 1259, 1358
Гренье (Grenier Е. S.) 1531
Грехем (Graham Т. Н.) 1454
Гриднев В. Н. 987
Гриз (Gries Н.) 394
Гринстед (Grinstead R. R.) 1626
Гриффель (Griffel М.) 1662
Гриффитс Е. (Griffitz Е.) 1185
Гриффитс И. (Griffitz J. Н. Е.) 1462
Гровер (Grover F. W.) 136
Гросс (Gross F.) 637
Грубе (Grube Н.) 787, 860, 1030, 1031
Грунер (Gruner Е.) 947
Грью (Grew К- Е.) 704
Губарь С. В. 1214
Губау (Goubau G.) 844
Гуггенхеймер (Guggenheimer К.) 1441
Гудремон (Houdremont Е.) 648
Гуи (Houy L. G.) 19
Гуилд (Guild J.) 138
Гулд Г. (Gould Н. В.) стр. 145
Гулд И. (Gould J. Е.) 393
Гумлих (Gumlich Е.) 62, 90, 127, 128, 159,
165, 176, 182, 212, 217, 307, 347, 465
Гунд (Hund F.) 261
Туринский (Gurinsky D. С.) 1356
Гурр (Gurr W.) 555
Гурри (Gurry R. W.) 1527
Гусев А. А. стр. 520
Гуте (Guthe К. Е.) 68
Гутри (Guthrie A. N.) 519
Гюллемен (Guillemin А.) 2
Гюльсманн (Hiilsmann О.) 864
Дай (Dye р. W.) 125
Дайккертс (Duyckaerts G.) 1112, 1113
Даль (Dahl О.) 513, 574, 638, 695, 696,
773, 774, 775, 778, 850, 851, 852, 1195
Д’Альбон (D’Albon G.) 980
Даниель (Daniel V.) 1354, 1394
Данн (Dunn U. G.) 1425
Даннатт (Dannatt С.) 854-
Даннель (Dannohl W.) 879, 1013, 1015,
1016, 1086
Даркен (Darken L. S.) 1527
Дауделл (Dowdell R. L.) 697, 1197
Даулинг (Dowling Р. Н.) 1677
Двайт (Dwight Н. В.) 388
Дебай (Debye Р.) 71
де Барр (De Barr А. Е.) 1518
де Бур (De Boer J.) 918, 970, 1018
Девенпорт (Davenport Е. S.) 779
Девес (Daeves К.) 240, 389
Девидсон (Davidson R. L.) 1111
Девис Г. (Davis Н. W.) 1273
Девис И. (Davis J. Н.) 1523
Девис К. (Davies С. W.) 1258
де Гроот (De Groot S. R.) 1716
Дей (Day M. J.) 1312
Дейкстра (Dijkstra L. J.) 1619
Дейчманн (Deutschmann W.) 387
Делер (Dehler H.) 1321
Делингер (Dehlinger U.) 855
Дехтяр M. B. 558; стр. 427, 483
Дешмен (Dushman S.) 1615
Джаспере (Jaspers A.) 970
Джафф (Jaffee R. J.) 1269, 1464, 1544
Джей (Jay A. H.) 566
Джек (Jack К. H.) 1545, 1546
Джексон И. (Jackson J. M.) 1317
Джексон JI. (Jackson L. R.) 1039, 1227
Дженкинс (Jenkins С. H. M.) 953
Джентиль (Gentil G.) 510
Джермер (Germer L. H.) 1325
Джефферсон (Jefferson M. E.) 507
Джиамбони (Giamboni L. A.) 1604
Джильберт (Gilbert T.) 1696
Джиок (Giauque W. F.) 305
Джонс A. (Jones A.) 218
Джонс Б. (Jones B.) 1272
Джонс Г. (Jones H.) 892
Джонс Гейден (Jones Hayden) 587
Джонс Ф. (Jones F. W.) 1352
Джонсон Г. (Johnson H. L.) 1209
Джонсон M. (Johnson M. H.) 1129, 1498
Джоссо (Josso E.) 1759
Джоуль (Joule J. P.) 1, 3
Ди (Dee A. A.) 243
Дикки (Dickie H. A.) 301
Дикман (Dieckmann T.) 117
Диллижер (Dillinger J. F.) 445, 508, 563,
688, 762, 764, 776
Дин P. (Dean R. S.) 639, 1258, 1395, 1454
Дин У. (Dean W. A.) 455
Дирак (Dirac P. A. M.) 361
Дитч (Dietsch G.) 511, 512
Доменикалли (Domenicalli C. A.) 1616,
1694
Доринг (Doring W.) 853, 1014, 1017, 1019,
1099, 1114, 1491, 1529, 1693
Дорсей (Dorsey H. G.) 101
Дорфман Я. Г. 464
Дрейбгольц (Dreibholz) 230
Дрейфус (Dreyfus L.) 780
Дриго (Drigo A.) 4618
Дрожжина В. И. 777, 1530, 1620; стр. 622
Дружинина стр. 622
Дусслер (Dussler Е.) 345
Дю Буа (du Bois Н. Е. J. G.) 23
Дю Монд (du Mond J. W. M.) 1528, 1617
Дю Пуи (du Pouy G.) 302
Еллинхауз (Jellinghaus W.) 495, 797, 869,
870, 871, 1366, 1547, 1636, 1637
Енге (Jenge W.) 292, 293
Жемчужный C. 97
Жено (Geneau G.) 171
Займовский A. C. 1308, 1309; стр. 306
Закс (Sachs G.) 1234, 1573
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
763
Заксце (Sachsze W.) 1367
Зейтц (Seitz F.) 1233
Зеликман А. Н. 1385
Зенгер (Sanger R.) 667, 748, 981
Зиверте (Sieverts А.) 111, 430, 753
Зигель (Siegel S.) 908, 1658
Зигер (Seager G. С.) 1106
Зинер (Zener С.) 1092, 1485
Зистоун (Seastone J. В.) 966
Зодоманн (Sodomann Н.) 809
Золлер (Soller Т.) 985
Зонхен (Sohnchen Е.) 543
Зундерманн (Sundermann W.) 618
Зуссманн (Sussmann Н.) 1739
Ивазе (Iwase К.) 867, 1038, 1271
Иванов О. С. стр. 306, 309
Иегер (Jaeger F. М.) 1040
Йенсен (Yensen Т. D.) 150, 161, 162, 173,
197, 251, 274, 441, 442, 556, 557, 919,
920, 921, 1000, 1183, 1507, 1593
Иетте (Jette Е. R.) 652, 713, 714, 785, 796,
868, 946, 1358
Изинг (Ising Е.) 262
Иллслёй (Illsley Р. F.) 931
Ингерсон (Ingerson W. F.) 1037
Инглиз (Inglis D. R.) 399, 712
Иордан Г. (Jordan Н.) 236
Иордан Л. (Jordan L.) 473
Иост (Yost D. М.) 1626
Иоссо (losso Е.) 1759
Иш (Eash Y. Т.) 1533, 1554
Ишивара (Ishivara Т.) 166, 472
Ишигаки (Ishigaki Т.) 310
Ишихара (Ishihara S.) 1237
Йонг (Jong W. F.) 311
Йонкер (Jonker G. Н.) 1707, 1775
Каваи (Kawai N.) 1035
Каган (Kahan Т.) 1054
Каден (Kaden Н.) 625
Казе (Kase Т.) 312
Кайзер (Kaiser J. F.) 221
Кайя (Kaya S.) 282, 352, 354, 355, 356,
531, 662, 723 , 878, 1042, ИЗО, 1131,
1213, 1380
Камура (Kamura Н.) 722, 807, 808
Кан (Kahn В.) 1201
Канеко (Kaneko' К.) 135
Канцлер (Kanzler М.) 1137
Капица П. Л. 314
Капустинский А. Ф. 446
Карапелла (Carapella L. А.) 1320
Карпентер (Carpenter V. W.) 1257, 1317,
1318, 1424, 1613
Карр (Carr W. J.) стр. 515, 536
Картер (Carter R. О.) 1692
Кат (Kath Н.) 40
Катерол (Catheroll А. С.) 848
Като (Kato Y.) 659
Кауер (Cauer W.) 257
Кауфманн (Kaufmann A. R.) 1104, 1235,
1285, 1332, 1351, 1701
Квенау (Quenau В. F.) 714
Квитнер (Quittner V.) 95
Кеезом (Keesom W. Н.) 806, 1134
Кейнат (Keinath G.) 529
Келлбек (Kallback О.) 1499
Келлей (Kelley К. К.) 962, 1136, 1371
Келлог (Kellog J. В. Н.) 1468
Келсалл (Kelsall G. А.) 237, 238, 688,
715, 1218
Кеммерер (Kammerer Н.) 1644
Кемпбелл A. (Campbell А.) 125
Кемпбелл Э. (Campbell Е. D.) 276
Кениг (Konig Н.) 1469
Кеннели (Kennely А. Е.) 26
Кеньон (Kenyon R. L.) 1551
Кепсель (Koepsel А.) 31
Керстен (Kersten М.) 448, 527, 530, 598,
653, 716, 719, 1041, 1044, 1372, 1373, 1558
Кестер (Koster W.) 402, 476, 478, 479, 480,
532, 591,592, 593, 595, 596, 599 , 654 , 655,
657, 658, 660, 717, 800, 802, 804, 805,
879, 941, 960, 961, 1043, 1047, 1048,
1049, 1051, 1053, 1132, 1133, 1199,1211,
1273, 1374, 1375, 1376, 1377, 1550, 1552,
1555
Кестнер (Kaastner Н.) 860
Кетерье (Coeterier F.) 571, 768
Кидо (Kido К.) 192
Кикоин И. К. 1214
Кильгрен (Kihlgren Т. Е.) 1553, 1554
Кимура (Kimura R.) 1135, 1212
Кингсбери (Kingsbury A. W.) 1343
Киндлер (Kindler Н.) 876, 957
Киннар (Kinnard I. F.) 481
Кинцель (Kinzel А.В.) 955, 1210
Кинцоку Зайрио Кенкиошо (Kinsoku Zai-
гуо Кепкуusho) 803, 874
Кип (Kip A. F.) 1643
Киренский Л. В. 1008, 1184, 1557, 1645
Киркгам (Kirkham D.) 954
Кирхнер’(Kirchner Н.) 872
Кислякова Е. М. 1108
Киттель (Kittel С.) 1465, 1466, 1467, 1549,
1556, 1560, 1638, 1642, 1706, 1708, 1738
1760
Киути (Kiuti S.) 1274
Клаазен (Klaasen Н. G.) 30
Кларк Дж. (Clark J. R.) 1351
Кларк К. (Clark С. W.) 806
Классен (Classen Н.) 209
Клауссен (Claussen G. Е.) 209, 888
Клаш (Clash R. F.) 771
Клейс (Kleis J. D.) 873
Клемм (Klemm W.) 709, 724, 795, 809,
875, 947, 1379, 1397
де Клерк (de Klerk D.) 1695
Кливе (Clieaves Н. Е.) 770, 1171, 1316
Клинкхардт (Klinghardt Н.) 313
Клузиус (Clusius К.) 849
Кноль (Knol К. S.) 1232
Кобаяши (Kobayaschi Т.) 1429
Ковальский Е. 794
Коген Е. (Cohen Е. R.) 1528, 1617, 1725
Коген М. (Cohen М.) 1200
Кокс (Сох W. F.) 252
Коллманн (Kollmann К.) 325
Коломбани (Colombani А.) 1393
Кольрауш (Kohlrausch F.) 810
Комар А. П. 1302
Кондорский Е. И. 631, 952, 1052', стр. 396,
483, 622, 654, 657, 658
Конибер (Conybear J, G. G.) 935
Конрадт (Konradt Н. W.) 1195, 1319
Констант (Constant F. W.) 342, 454, 1353
Константинов Н. 80
764
именной указатель
Коппульс (Coppoolse С. W.) 438
Корнер (Corner W. D.) 1737
Корсон (Corson М. G.) 344
Корнецкий (Kornetzki М.) 690, 721, 798,
799, 1050, 1369, 1370, 1378, 1548
Кортенгребер (Kortengraber А.) 680
Костинг (Kosting Р. R.) 474
Коттон (Kotton А.) 43, 340
Коул Г. (Cole G. Н.) 1111, 1452
Коул Р. (Cole R. Н.) 1012
Коулс (Coles В. R.) 1611
Коун (Cone Е. F.) 772
Кохаут (Kohaut А.) 959
Крайнер (Krainer Н.) 1368
Крамер (Kramer J. R.) 1340
Крамере (Kramers Н. А.) 725, 1215, 1275
Краузе (Krause D. Е.) 882
Крауфорд (Crawford С. Н.) 769
Крафц (Crafts W.) 955
Крево (Creveaux Н.) 1461, 1493, 1704
Креде (Crede J. Н.) 1612
Крейельсхаймер (Kreielsheimer К.) 661
Крейцер (Kreutzer С.) 414
Кржиж (Kriz А.) 597
Кринчик Г. С. стр. 633
Криттенден (Crittenden Е. С.) 1453, 1614
Кролль (Kroll W.) 401, 588, 877, 1408
Кросс (Cross Н. С.) 343
Крумбхаар (Krumbhaar W.) Ill
Крупковский А. 403
Круттер (Knitter Н.) 801
Кубашевский О. 1639, 1640
Кубышкина Т. 687
Кузакабе (Kusakabe S.) 50
Куимби (Quimby S. L.) 908, 1032
Куинке (Quincke С.) 13
Кук A. (Cook A. J.) 1352, 1657
Кук У. (Cooke W. Т.) 847
Купер (Cooper А. Т.) 766
Курицына Е. Ф. стр. 622
Куррельмейер (Kurrelmeyer В.) 1134
Куссман (Kussman А.) 347, 357, 400, 465,
477, 531, 590, 603, 656, 784, 786, 936, 956,
984, 1024, 1045, 1641, 1676, 1709
Куш (Kusch Р.) 1153
Кэмп (Camp J. М.) 1193
Кюльвейн (Kuhlewein Н.) 475, 528, 589,
594, 630, 718
.Кюри М. (Curie М.) 38, 39
Кюри П. (Curie Р.) 32, 53
Ла Бланшете (La Blanchetais С. Н.) 1430,
1623
Лазарев Б. Г. стр. 366, 378, 634
Лайл (Lyle Т. R.) 69
Лайтгебель (Leitgebel W.) 1256
Ламон (Lamont J.) 8
Ламор (Lamort J.) 146
Ланг (Lang К.) 1043
Ланге (Lange Н.) 206, 500, 1059
Ландау Л. Д. 81 Г, стр. 360, 378, 634
Ландквист (Lundquist D.) 1060
Ланжевен A. (Langevin А.) 1762
Ланжевен П. (Langevin Р.) 64
Лансе (Lance Т. М. С.) 206
Латимер (Latimer К. Е.) 1711
Леберг (Lohberg К.) 1057
Легат (Legat Н.) 963, 1061
Легг (Legg V. Е.) 880, 937, 1139, 1216
Лей (Leu А.) 315
Лейве (Laves F.) 812, 1140
Лейпунский О. И. 1055
Лейси (Lacy С. Е.) 1559
Ленандер (Lenander Н.) 1353
Ленгмюр (Langmuir J.) стр. 397
Ли (Li Т.) 933
Либш (Libsch J. F.) 1710
Лившиц Б. Г. 1276', стр. 191, 306, 309Е'
Лидгенс (Liedgens J.) 131
Лиллей (Lilley В. А.) 1714
Линдман (Lindmann К. S.) 1056
Линч (Lynch А. С.) 1729
Липсон (Lipson Н.) 1277, 1322, 1354, 1357„
1394, 1426
Лиу (Liu Y. Н.) 1654
Лифшиц Е. М. 811, 1409
Лифшиц И. М. стр. 360
Лихтенбергер (Lichtenberger F.) 600
Лич (Leech Р.) 1138
Ллибутри (Lliboutry L.) 1712, 1713, 1761
Ллойд (Lloyd М. С.) 93
Лойарт (Loyarte R. G.) 156
Локиш (Likich J. L.) 1588
Лонг* (Long J. R.) 1454
Лонсдейл (Lonsdale К.) 1058
Лориг (Lorig С. Н.) 882
Лоринг (Loring В. М.) 1340
Лосев К- 70
Лоунсберри (Lounsberry F. В.) 1506
Луттингер (Luttinger J. М.) 1560
Лучинская М. Г. 1620
Лэпп (Lapp Е.) 404, 881
Магаджани (Mahajani G. S.) 288, 406
Мазинг (Masing G.) 360, 409, 1086, 1228
Майер (Maier К. Н.) 1036
Майерс (Meyers Н. Р.) 1611
Майнер (Miner D. F.) 966
Мак-Вилльямс (McWilliams А.) 106
Мак-Гиши (McGeachy J. А.) 838
Мак-Гуир (McGuire F. Т.) 1389
Мак-Дональд (McDonald Н. В.) 1711
Мак-Кег (McCaig М.) 1497, 1633, 1647, 1715
Мак-Кихан (McKeehan L. W.) 254 , 285,
286, 287, 408, 482, 564, 726, 727, 729,
731, 734, 857, 929, 964, 971, 1141
Мак-Кол (McColl) стр. 557, 618, 620, 621
Мак-Леннан (McLennan J. С.) 72
Мак-Муллен (McMullen Е. W.) 1464
Мак-Нейр (McNair) D. 1281
Максвелл Е. (Maxwell Е.) 1470
Максвелл Л. (Maxwell L. R.) 1646
Мак-Скимин (MacSkimin Н. J.) 1601
Мак-Фарлан (McFarlan J.) 1674
Малуф (Malloof М.) 1498
Манипенни (Monypenny J. Н. G.) 194
Маннинг (Manning М. F.) 1063
Марголин М. 1144
Мариан (Marian V.) 965
Марик (Marick L.) 884
Nwpo, (Mars G.) 94
Мартак (Martak J.) 579
Мартен (Marten J. P.) 1612
Мартин Д. (Martin D. L.) 329
Мартин У. (Martin W. H.) 199
Мартиндаль (Martindale R. G.) 1315
Марфур (Marfoure S.) 1514
Марш (Marsh J. S.) 1062
ИМЕННОЙ указатель
765
Маршалл (Marshall A. L.) 1209
Масияма (Masiyarna Y.) 283, 533, 602, 664,
968, 969
Масумото (Masumoto Н.) 284, 316, 317,
352, 361, 405, 521, 534, 706, 728, 793,
887, 891, 1278, 1429
Матсу нага (Matsunaga Y.) 536
Матсушита (Matsushita Т.) 213
Матумура (Matumura Т.) 201
Матуяма (Matuyama Y.) 735
Маурер (Maurer Е.) 263
Мейер A. (Meyer A. J. Р.) 1763
Мейер У. (Meyer W. F.) 967, 1648, 1649
Мейерс Г. (Meyers Н. Р.) 1611
Меймс (Mames Е.) 359
Мей норд (Mayneord W. V.) 243
Меллор (Mellor G. А.) 953
Мель (Mehl R. F.) 1245
Мельвилль (Melville W. S.) 1717
Менг (Mang С. Y.) 1521
Мерика (Merica Р. D.) 264
Меритт (Merritt F. R.) 1673, 1706
Меськин В. С. 372,407,424, 425, 477, 603,
889, 1144, 1278
Метьюсон (Mathewson С. Н.) 824
Микулас (Mikulas W.) 972
Миллар (Millar R. W.) 362, 410
Миллершип (Millership R.) 1634
Миллман (Millman S.) 1153, 1468
Миткевич А. 893
Митташ (Mittasch А.) 358
Михельс A. (Michels А.) 970, 1018, 1280,
1716
Михельс Р. (Michels R.) 535
Миш (Misch L.) 814
Мишель (Michel А.) 1402, 1764
Мишима (Mishima Т.) 537, 601, 666, 885,
886
Мияхара (Miyahara S.) ИЗО
Мобиус (Mobius W.) 604, 733
Мозер Г. (Moser Н.) 883
Моллер К. (Moeller С.) 665
Моллер К. (Moeller К.) 1552
Морен (Maurain С.) 41
Морзе (Morse Р. М.) 894
Мориваки (Moriwakk) 1142
Морилл (Morill W.) 1561
Моринг (Mohring D.) 1143
Морнгейм (Mohrnheim А.) 1577
Моррал (Morral F. R.) 732
Моррис (Morris Р. Y.) 1189
Мотт (Mott N. F.) 813, 890, 892
Мульфингер (Mulfinger W.) 1053, 1211
Мураками (Murakami Т.) 202, 432
Мурата (Murata Т.) 1219
Муссман (Mussman Н.) 1217
Мутуцаки (Mutuzaki К.) 1238
Мэддокс (Maddocks W. R.) 888, 1152
Мэзон (Mazon W. Р.) 1329, 1601
Мэррей (Murray А.) 1427
Мюллер A. (Muller А.) 498, 499
Мюллер Г. (Muller Н. С.) 1006
Мюллер Н. (Mtiller N.) 730
Нагаока (Nagaoka Н.) 34, 52, 61
Накамура (Nakamura К.) 815, 817, 896
Накаяма (Nakayama М.) 1131, 1213, 1380
Нара (Nara S.) 316
Невье (Navias’L.) 1266
Негреско (Negresco Т.) 378
Неель (Neel) 606, 897, 975, 1331, 1410, 1411,
1412, 1472, 1500, 1501, 1502,1563, 1566,
1650, 1651, 1652,1653, 1720, 1721, 1722,
1723, 1724, 1765
Нейман Г. (Neumann Н.) 736, 737, 760,
973, 974, 1013, 1064
Нейман Л. Р. стр. 607
Некамкин А. 1278
Немилов В. А. 605, 1065
Несбит (Nesbitt Е. А.) 1218, 1330, 1381,
1382, 1432, 1433, 1434, 1435, 1436, 1471,
1564, 1708, 1718, 1719
Ниал (Nial О.) 1067
Нива (Niwa Y.) 239
Нигаард (Nygaard Е.) 1128
Нииль (Neale L.) 1680
Никс П. (Nicks Р. F.) 1743
Никс Ф. (Nix F. С.) 1281
Нингауз (Nienhaus Н.) 359
Нитка (Hitka Н.) 1045, 1046
Нишина (Nishina Т.) 866, 895
Нишияма (Nishiyama Z.) 411
Новотный (Nowotny Н.) 865, 976, 1066, 1383
Норборн (Norbury A. L.) 189
Нордштром (Nordstrom V. Н.) 714
Нортон (Norton J. Т.) 816, 1565
Ньюкирк (Newkirk J. В.) 1539
Оберхофер (Oberhoffer Р.) 240, 265, 414
Ойя М. (Оуа М.) 484
Ойя С. (Оуа S.) 415
Окамото (Okamoto М.) 867, 1038, 1147,
1148, 1220, 1271
Окамура (Okamura Т.) 899, 1146
Оксенфельд (Ochsenfeld R.) 607
Окубо (Okubo J.) 398
Оливер (Oliver D. А.) 1068, 1069, 1567
Олсен (Olsen L. О.) 1453
Ольсен (Odlsen W.) 494
Онзагер (Onsager L.) 1413
Оннес (Onnes Н. К.) 115, 229, 413
Опеховский (Opechowski W.) 978
Орован (Orowan Е.) 738
Ортель (Oertel W.) 304, 416, 700
Осава (Osawa А.) 415, 483, 1148, 1219,
1221
Осборн (Osborn J. А.) 1437
Осмонд (Osmond W. Р.) 1541
Оуен Е. (Owen Е. А.) 739, 898, 977, 1145,
1282
Оуен М. (Owen М.) 132, 1654
Офтедал (Oftedal I.) 318
Павлек (Pawlek F.) 773, 774, 819, 851, 1384
Паккард (Packard М.) 1450
Пан (Pan S. Т.) 1149, 1332, 1351
Панебиянко (Panebianko G.) 107
Параньпе (Paranjpe V. G.) 1725
Парке (Parke R. М.) 1348
Паркер (Parker Е. R.) 1225, 1226
Паркин ‘(Parkin А. М.) 241
Партридж (Partridge J. Н.) 364
Паскаль (Paskale F.) 108
Пауелл Р. (Powell R. W.) 1150
Пауелл Ф. (Powell F. С.) 486, 516, 541
Паули (Pauli W.) 290
Паулинг (Pauling L.) 1070
766
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
Паунд (Pound R. V.) 1474
Пейн (Payne R. J. М.) 708
Пельцгутер (Polzguter F.) 363
Перекалина Т. М. 1628
Переел (Purcell Е. М.) 1474
Перссон (Persson Е.) 365, 420
Перье (Perrier А.) 299
Петер (Peter W.) 1025, 1339
Петерсон (Peterson Е.) 900
Пешар (Peschard М.) 266
Пиблс (Peebles W. С.) 1496
Пивоварский Е. 543
Пиззо (Pizzo М.) 1618
Пикап (Pickup L.) 739
Пиккард (Piccard А.) 178
Пиклес (Pickles А. Т.) 1222
Пиллинг (Pilling N. В.) 222, 1223
Пирс (Pearce G. W.) 418, 1082
Пирсон (Pearson G. L.) 1568
Пити (Piety R. Y.) 901
Питрек (Pietrek W.) 765
Лленер (Planer V.) 84
Поборжил (Poboi'il F.) 597
Погодин С. А. 1385
Позняк (Posnjak Е.) 565
Полани (Polanyi М.) 740
Поливанов К. М.) стр. 633
Поллей (Polley Н.) 1151, 1187
Польдер (Polder D.) 1438, 1683, 1727
Потапенко Г. (Potapenko G.) 667, 981
Потене (Pauthenet R.) 1726, 1766
Поттер (Potter Н. Н.) 294, 375, 419, 538,
539, 609, 741, 979
Прайс (Price G. Н. S.) 1072
Прейзах (Preisach F.) 417, 608, 818, 820
Прейс (Preuss А.) 133, 139
Престон (Preston G. D.) 540
Примаков (Primakoff Н.) 1208, 1267
Принг (Pring J. N.) 134
Прокопиу (Prokopiu S.) 485, 980
Пузей И. М. 1656', стр. 459
Пуйар (Pouillard Е.) 1569
Пурсел (Purcell Е. М.) 1474
Пфаффенбергер (Pfaffenberger J.) 513 , 638,
668, 695, 696, 774, 775, 778, 852
Пфейль (Pfeil L. В.) 231
Пфистерер (Pfisterer Н.) 1655
Раби (Rabi J. J.) 1153
Р&Ю (Rado G. Т.) 1285, 1498, 1728
Райдл (Raidl F.) 1368
Рай-Чаудури (Ray-Chauduri D. Р.) 821
Ранкин (Rankin J. S.) 422, 487, 542, 610
Рапац (Rapatz F.) 240
Ратенау (Rathenau G. W.) 1284
Рауб (Raub Е.) 1503
Раушер (Rauscher W.) 1555
Рейнахер (Reinacher G.) 1415
Рейнбот (Reinboth Н.) 974
Рейнеккен (Reinecken W.) 272
Релей (Rayleigh) 17
Рендал (Randall W. F.) 679 , 982, 1730
Ренненкампф (Rennenkampff J. V.) 1360
Рессел A. (Russell А.) 147
Рессел Г. (Russell Н.) 1039, 1227
Риббекк (Ribbeck F.) 52, 291
Рииз (ReesW. Р.) 1657
Риккетт (Rickett R. L.) 1475
Риттберг (Rittberg G. V.) 1709
Рихарц (Richarz F.) 91
Рихтер Г. (Richter G.) 983, 1073
Рихтер Р. (Richter R.) 109
Ричардс Д. (Richards D. L.) 1692
Ричардс К. (Richards С. Е.) 1729
Ричардсон (Richardson О. W.) 81, 223
Робертс (Roberts F. F.) 743
Робертсон (Robertson J. М.) 252
Роджерс Б. (Rogers В. А.) 421, 614, 669
Роджерс И. (Rodgers J. W.) 693, 1152
Родс (Rhodes Р.) 1664
Роза (Rosa Е. В.) 136
Розенбом (Rosenbohm Е.) 1040
Розенквист (Rosenquist Т.) 1364
Розенталь (Rosenthal К.) 835
Ромайн (Romeijn F. С.) 1513
Рон (Rohn W.) 670, 671
Росс (Ross A. D.) ПО, 137
Ротергам (Rotherham L.) 1476
Ротерс (Roters Н. С.) 1283
Роха (Rocha Н. J.) 681
Ру (Roux М.) 1631
Рубенс (Rubens Н.) 55
Рудер (Ruder W. R.) 148, 267, 742, 743 , 74^
1333, 1477
Руппельт (Ruppelt А.) 1170
Руттевит (Ruttewit К.) 1228
Руэр (Ruer R.) 135, 142
Садрон (Sadron С.) 493, 611
Саж (Sage М.) 1731
Сайто Г. (Saito Н.) 1380
Сайто С. (Saito S.) 193
Сайкс К. (Sykes С.) 334, 431, 750, 751,
828, 1167, 1196
Сайкс У. (Sykes W.) 675*, 830, 1078
Саксмит (Sucksmith W.) 225, 268, 294,
375, 544, 612, 823, 1082, 1166, 1169,
1222, 1361, 1441, 1772
Салли (Sully А. Н.) 977, 1282
Са\о (Sato Т.) 548
Сауден (Souden A. G.) 906
Сван (Swan J. С.) 371
Свенджер (Swanger W. Н.) 473
Свенссон (Svensson В.) 913
Свешников В. Н. 987
Свинден (Swinden Т.) 143
Себаст (Sebast F. М.) 218
Сейболт (Seybolt A. U.) 824, 914
Секвенц (Sequenz Н.) 827
Селвуд (Seiwood Р. W.) 1387
Селисский И. П.) 1290, 1309, 1479
Селлей (Sulley А. Н.) 1145
Сельесетер (Seljesetor К. S.) 614
Семане (Samans С. Н.) 1248
Семпсон (Sampson J. В.) 1233
Семуель (Samuel М.) 367
Сендзимир (Sendzimir Т.) 1479
Сенфорд (Sanford R. L.) 196, 323, 749, 1161,
1414, 1481
Сидху (Sidhu S. S.) 678
Сизо (Sizoo J. G.) 423 , 429
Сикс (Six W.) 746
Сикстус (Sixtus К. J.) 546, 677, 831, 989,.
1076, 1195, 1319, 1624
Симон (Simon I.) 1478
Симпсон (Simpson К. М.) 905
Синицер (Sinizer D. I.) 1579
Скаков Ю. А. стр. 313
ИМЕННОЙ указатель
767
Скафф (Scaff J. Н.) стр. 76
Сквайр (Squire С. F.) 1081, 1168
Скидмор (Skidmore I. С.) 1737
Скиннер (Skinner Е. N.) 1580
Сколфилд (Scholefield Н. Н.) 1665, 1730
Скотт Г. (Scott Н.) 488
Скотт К. (Scott К. L.) 492, 615, 1158, 1574
Скрябина стр. 309
Слетер (Slater J; С.) 374, 490, 903, 909, 988,
1231
Слоттмен (Slottman С. V.) 1506
Смарт (Smart J. S.) 1646, 1659
Смит Б. (Smith В. М.) 1334
Смит К. (Smith Cyril S.) 1576
Смит С. (Smith S. W. J.) 138, 243
Смит У. (Smith W. S.) 242, 679
Смит Ф. (Smith F. D.) 838
Смит 4. (Smith Charles S.) 1291, 1453
Смителлз (Smithells C. J.) 1072
Смолуховский (Smoluchowski R.) 1288
Сноек (Snoek J. L.) 746, 822, 832, 904 , 986,
1077, 1079, 1159, 1278, 1504, 1585, 1586,
1587, 1619, 1734, 1767
Сомин Б. E. 889
Спид (Speed B.) 203
Спунер (Spooner T.) 154, 226, 322
Стапарт (Stupart G. W.) 1277
Старр (Starr C.) 1235
Стаут (Stout W.) 1662
Стевенс (Stevens J. S.) 47
Стенек (Steneck W. G.) 1677
Стендлей (Standley K- J.) 1735
Стенлей (Stanley J. K.) 1386, 1440, 1507,
1582
Стинланд (Steenland M. J.) 1695
Стогов А. Ф. 372, 424 , 425
Столетов А. Г. стр. 668
Стонер (Stoner E. C.) 428, 489, 674, 902,
1080, 1163, 1442, 1570, 1572, 1664, 1740,
1770
Стрейланд (Strijland J.) 970, 1280
Стрит (Street R.) 1571
Строу (Strough R. I.) 1614
Струт (Strutt M. J. O.) 324, 1232
Стюарт И. (Stewart J. Q.) 177
Стюарт К. (Stewart К. H.) 1732, 1736, 1769
Сугиура (Sugiura J.) 547
Сумитомо (Sumitomo К.) стр. 301,
Теодоридес (Theodorides Р.) 214
Теркельсон (Therkelsen Е.) 682
Терри (Terry Е. М.) 112
Тетлей (Tetley F. W.) 792
Тзе (Tsai В.) 1081, 1349
Тильман (Thielmann К.) 1240
Тиндаль (Tyndall Е. Р. Т.) 244
Тиссен Г. (Thiessen G.) 1239
Тиссен П. (Thiessen Р. А.) 522, 586
Титов стр. 517
Тобуш (Tobusch Н.) 82
Толмен (Tolman Е. М.) стр. 383
Тома (Thoma А.) 876
Томас (Thomas Н.) 1733
Томас Э. (Thomas Е. J.) 769
Томассен (Thomassen L.) 972
Томпсон И. (Thompson J. G.) 770, 1171
Томпсон М. (Thompson М.) 1335
Томпсон Н. (Thompson N.) 1236
Томпсон Ф. (Thompson F. С.) 1416
Томсон (Thomson W.) 4
Тонкс (Tonks L.) 546
Тонн (Тонн W.) 591, 592, 599, 619, 660
Торрей (Torrey Н. С.) 1474
Траутманн (Trautmann В.) 550
Тромбе (Trombe F.) 834, 993, 1417, 1443,
1794
Трояно (Troiano A. R.) 1389, 1588
Трью (Trew V. С. G.) 1300
Турас (Thuras A. L.) 991
Туров Е. А. стр. 601
Тябликов С. В. стр. 378, 476
Уайт Г. (Wait G. R.) 380
Уайт И. (White I. Н.) 622, 1399
Уатте (Watts J. Т.) 766
Уддин (Uddin М. Z.) 910
Уйар (Wyart J.) 1401, 1403, 1458
Уленбек (Uhlenbeck G. Е.) 279
Уманский Я. С. 1108
Умино (Umino S.) 326
Уокер (Walker J. G.) 1601, 1670, 1691
Уоррен (Warren D.) 1710
Урбен (Urbain G.) 834
Уэбб И. (Webb I. S.) 758, 1088
Уэбб К. (Webb С. Е.) 296, 554
Уэллс (Wells С.) 839, 1178, 1245
Тагланд (Taglang Р.) 1773
Такаги (Takagi М.) 1173
Такаки (Takaki Н.) 992
Таке (Take Е.) 118, 130
Такеда (Takeda S.) 551, 1238
Такей (Takei Т.) 376, 432, 659, 1237
Таль (Thai W.) 755
Тальбот (Talbot А. М.) 1224
Тамару (Tamaru К.) 617
Тамман (Tammann G.) 325, 494, 681
Тарасов Л. П. 990, 1083, 1172, 1174, 1175,
1176
Таусенд (Townsend А.) 833
Твин (Tuyn W.) 413
Теббл (Tobble R. S.) 1737
Тейлор A. (Taylor А.) 930, 1002
Тейлор Г. (Taylor G.) 754, 1107
Тейлор Н. (Taylor N. W.) 701
Телеснин Р. В. стр. 622
Тенджер (Tenger S.) 1084
Фай (Fahy F. Р.) 175
Файн (Fine М. Е.) 1534, 1699
Файрес (Faires R. Е.) 1353
Файрли (Fairlie D. М.) 134
Фаленбрах (Fahlenbrach Н.) 1537, 1612,
1624
Фалло (Fallo М.) 702, 858, 940, 1027, 1118,
1402
Фарка (Farcas Т.) 943
Фаркарсон (Farquharson J.) 583
Фаркуар (Farquar М. С. М.) 1426
Фаулер (Fowler R. Н.) 516
Фаус (Faus Н. Т.) 481
Фей (Vei Т.) 85
Фейстель (Feustel R. G.) 1454
Фелч (Felch Е. Р.) 1455
Фельдткеллер (Feldtkeller R.) 1698
Фервезер (Fairweather А.) 1743
Ферстер (Forster F.) 941, 942, 1262, 1263
Фетц (Fetz Е.) 785, 1117
768
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ
Фик К. (Fick К.) 142
Фик Н. (Fick N. С.) 1475
Финзи (Finzi С.) 25
Финк (Fink W. L.) 1535
Финч (Finch О. J.) 1399
Фишер И. (Fisher J. V. S.) 93
Фишер М. (Fisher М. S.) 252
Фишер Ф. (Fischer F. К.) 460
Флоэ (Floe С. F.) 1725
Фогель (Vogel R.) /72, 204, 6.18, 619, 621,
835, 1085, 1087, 1510, 1666
Фогт (Vogt Е.) 1066
Фокс Г. (Foex G.) 120
Фокс М. (Foex М.) 295, 435, 1116, 1536, 1623
Фольк (Volk К. Е.) 1086
Фондиллер (Fondiller W.) 199
Форд (Ford L. Н.) 758
Форестье (Forestier Н.) 259, 1115, 1697
Форрер (Forrer R.) 247, 248, 278, 298, 436,
461, 463, 515, 579, 641, 1753
Форсайт (Forsyth А. С.) 1197
Фосс (Voss G.) 83
Фостер (Foster D. D.) 392, 462
Фрагман (Phragmen G.) 289, 377, 378
Фрай (Fry А.) 216
Франк A. (Frank А.) 433
•Франк Г. (Frank Н.) 46
Франклин (Franklin R. J.) 1710
Франкс (Franks R.) 1210
Францис (Francis С. В.) 1193
Фратони (Fratoni N.) 1379
Фрей (Frey А. А.) 216, 1028
Фрейденрайх (Freudenreich J.) 145, 167
Фрелих (Frolich О.) 9
Френкель Я. И. 464, 1428', стр. 355
Фридерик (Friederick Е.) 784
Фридрих (Friedrich К.) 77, 78, 126
Фрикке (Fricke W.) 512, 640
Фроммер (Frommer L.) 1427
Фут (Foot F.) 713, 714, 796, 868
Хагеманн (Hagemann Н.) 647
Хадфилд Д. (Hadfield D.) 1567
Хадфилд Р. (Hadfield R. А.) 21, 29, 42,
49, 56, 171, 281, 308
Хайман (Haayman Р.) 1303, 1513
Халперн (Halpern О.) 1129
Хансен М. (Hansen М.) 862
Хансен У. (Hansen W. W.) 1450, 1515
Харалдсен (Haraldsen Н.) 709, 794, 795,
1128, 1270, 1364
Хасс (Hass К.) 724
Хаупт (Haupt Е.) 58
Хашимото (Hashimoto U.) 439, 584, 949,
950, 951, 1034, 1035
Хегг Г. (Hagg G.) 395, 397
Хегг Ф. (Hegg F.) 103
Хеглейн (Heglein Е.) 1066
Хейльманн (Heilmann Е. L.) 1512
Хеймбрехт (Heimbrecht М.) 1010
Хеймнец (Heimenz Н.) 1033
Хелл (Hull A. W.) 707, 1266
Хелтгрен (Hultgren R.) 1124, 1269, 1320
Хендус (Hendus Н.) 1206
Хеней (Cheney W. L.) 196, 208
Хепс (Heaps С. W.) 158, 219, 234
Хилл (Hill Е. Е.) 343
Хильперт (Hilpert R. S.) 92, 117, 141, 1036
Хименц (Hiemenz Н.) 647
Хиндрикс (Hindricks J.) 553
Хироне (Hirone Т.) 398, 1146, 1328
Хог (Hoag J. В.) 587, 1126
Холборн (Holborn L.) 200
Холл (Hall Е. L.) 380
Холла (Halla F.) 865
Хольштейн (Holstein Т.) 1208, 1267
Хонда (Honda К.) 50, 51, 52, 54, 61, 63,
104, 105, 183, 192, 193, 201, 282, 283,
351, 352, 398 , 521, 706, 793 , 866, 1429
Хори (Hori N.) 1328
Хорсбург (Horsburgh С. D. L.) 792
Хорстман (Horstman С. С.) 1495
Хоутон (Haughton J. L.) 708, 1327, 1407
Христенсен (Christensen Н.) 1304
Хунтер (Hunter М. А.) 218
Цапффе (Zapffe С. А.) 1124
Цвинкер (Zwicker U.) 1552
Циглер (Ziegler N. А.) 627, 628, 921
Цуитхофф (Zuithoff A. J.) 1040, 1091
Цумбуш (Zumbusch W.) 841
Чабб (Chubb L. W.) 154
Чапин (Chapin D. М.) 1313
Чатток (Chattock А. Р.) 16, 207
Чегвидден (Chegwidden R. А.) 934, 1525
Черлинский (Cherlinsky Е.) 572, 645 •
Чиоффи (Chioffi Р. Р.) 287, 453, 570, 573,
694, 932, 1011, 1110, 1423, 1526
Чипмен (Chipman J.) 933
Шаарвехтер (Schaarvachter С.) 1170
Шабрукс (Shubrooks G. Е.) 612
Шавло (Shavlo S.) 1096
Шакельтон (Shackelton W. J.) 366
Шарнов (Scharnow В.) 347, 400, 465, 477,
590, 656
Шарп (Charp S.) 1338
Шарфф (Scharff G.) 829
Шафмейстер (Schafmeister Р.) 1157, 1160
Шварц Г. (Schwartz Н.) 616
Шварц М. (Schwarz М. V.) 149
Шварц Н. (Schwartz N.) 775
Шварц фон Бергкампф (Schwartz von Berg-
kaApf E.) 505
Шевалье (Chevalier R.) 1751
Шевенар (Chevenard P.) 169, 341
Шевено (Cheveneau C.) 53, 100, 171
Шедден (Shedden J. W/) 1069
Шейль (Scheil E.) 747, 1415
Шейфеле (Scheufele E.) 1206
Шен (Schoen E.) 984
Шенберг (Schoenberg D.) 910, 1277, 1483,
1660
Шенк (Schenck R.) 680
Шепелев Я- 97
Шеррер (Scherrer P.) 571
Шефер P. (Shaefer R. H.) 1336
Ши (Shih J. W.) 752, 911
Шибата (Shibata N.) 1221, 1287, 1298, 1299
Шимицу И. (Shimizu Y.) 1293
Шимицу C. (Shimizu S.) 50, 51, 54, 63
Ширакава (Shirakawa Y.) 706, 793, 891, 915,
1155, 1156, 1162, 1229, 1230, 1279, 1429
Шихтель (Schichtel K.) 1405
Шлехт (Schlecht H.) 1030
ИМЕННОЙ указатель
769
Шлехтвег (Schlechtweg Н.) 912, 1217
Шлумбергер (Schlumberger Е.) 270
Шмид (Schmid Е.) 961, 1733
Шмидт (Schmidt W.) 427, 658, 676, 1057
Шнейдер (Schneider А.) 1398, 1639, 1661
Шнейдерган (Schneiderhan К.) 468
Шодрон (Chaudron G.) 259, 1764
Шоклей (Shockley. W.) 1154, 1668, 1708,
1738, 1745, 1768
Шонерт (Schonert К.) 269
Шоу (Shaw J. L.) 1578
Шпейдель (Speidel Н.) 1640
Шпрунг (Sprung Н.) 638
Шрамм (Schramm J.) 907, 1286, 1295, 1296,
1297, 1577
Шредер (Schrader Н.) 648
Шретер (Schroeter К.) 370
Штамбке (Stambke К.) 1263
Штарк (Starck W.) 58
Штеблейн (Stablein F.) 370, 426, 745
Штейнберг (Steinberg D.) 730
Штейнбергер (Steinberger R. L.) 673
Штейнвер (bteinwehr Н. Е.) 825, 1641
Штейниц (Steinitz R.) 1484, 1584
Штейнмец (Steinmetz С. Р.) 228
Штейнхауз (Steinhaus W.) 159, 347, 465,
656, 984, 1388
Штерн (Stern О.) 233
Штирштадт (Stierstadt О.) 491
Штоссель (Stossel R.) 549
Штуркин Д. А. 1505
Шуберт (Schubert К.) 473
Шубина Л. А. 1663
Шулл (Shull С. G.) 1658, 1659
Шульц (Schulz Е. Н.) 292, 293 , 747
Шульце A. (Schulze А.) 319, 320, 321, 368,
369, 373, 545, 590, 672, 825
Шульце Г. (Schulze Н.) 1074, 1075
Шумахер (Schumacher Е. Е.) 698, 906
Шур Я. С. 952, 1294, 1482, 1530, 1620,
1663; стр. 483, 622, 659
Эберт (Ebert Н.) 936, 1024
Эбингер (Ebinger А.) 458
Эванс (Evans Н.) 750, 828
Эверт М. (Ewert М.) 856
Эвершед (Evershed Е.) 188, 258
Эггерс (Eggers Н.) 1025
Эдвардс A. (Edwards А.) 1396
Эдвардс О. (Edwards О. S.) 1260, 1322, 1357
Эдвардс К. (Edwards С. А.) 189, 231
Эдгар (Edgar R. F.) 783, 939, 1203
Эдмондсон (Edmondson A. S.) 1487
Эйкен (Eucken А.) 456
Эйлендер (Eilender W.) 304, 700, 1021
Эйнштейн (Einstein А.) 155
Эйхгольц (Eichholz G.) 1634
Экман (Ekman W.) 501
Экштейн (Ekstein Н.) 1696
Эленбаас (Ellenbaas W.) 576, 577
Эллвуд (Ellwood W. В.) 459, 699, 782, 937
Эллефсон (Ellefson В. S.) 701
Эллинжер (Ellinger F. Н.) 1196, 1324
Эллис (Ellis W. С.) 303, 698, 1259, 1531,
1534 1699
Элмен (Elmen G. W.) 170, 203 , 210, 215,
277, 346, 390, 391, 457, 514, 781
Элмор (Elmore W. С.) 727, 731, 857, 938,
1022, 1023, 1026, 1323
Элси (Elsea А. Р.) 1532
Эмде (Emde F.) 220
Эмден (Emden Н. J. М.) 1272
Эмикке (Emicke О.) 265
Эммерсон'(Emmerson Т.) 1674
Эмметт (Emmett Р. Н.) 507
Энгель (Engel А.) 1503
Энглер (Engler О.) 1020
Энглерт (Englert Е.) 575, 578
Эндрью (Andrew J. Н.) 252
Эндтер (Endter F.) 1397
Эпельбойн (Epelboin J.) 1752
Эппельсгеймер (Eppelsheimer D. S.) 1542,
16$ 5
Эпремиан (Epremian Е.) 1621
Эпштейн (Epstein J.) 45
Эрганг (Ergang R.) 1087, 1160
Эрет (Ehret W. Р.) 1356
Эрлих (Ehrlich S. I.) 1739
Эрстед (Arstad F.) 976
Эссер (Esser Н.) 394, 1021, 1261
Эстерброк (Eusterbrock Н.) 1261
Эш (Esch U.) &98
Юинг (Ewing J. А.) 18, 30, 44, 211
Юм-Розери (Hume-Rothery W.) 1611
Юца (Yuza R.) 1367
Ягер (Yager W. А.) 1516, 1594, 1673, 1706
Ямамото М. (Yamamoto М.) 1090, 1307,
1341, 1391
Ямамото Т. (Yamamoto Т.) 4517
Яманака (Yamanaka N.) 1246
Янке (Yahnke Е.) 220
Янус Р. И. 777, 952; стр. 622
Ясуда (Yasuda Т.) 1237
Ятс (Yates Е. L.) 898, 977
49 р. Бозорт
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ1)
Адванс 126
Азот в железе 38, 50
— окись, магнитные свойства 375
Аккомодация 339, 434
Алкомакс 36, 274, 275, 313
Аллегениэлектрик-металл 111
Алии 309, 334
Алиик 308
Алнико 15, 209, 214, 275, 278, 309, 659
Алнико 2 36, 309, 334
— металлокерамический 332
Алнико 3 306
Алнико 4 309
Алнико 5 14, 16, 36, 272, 280, 309, 313,
334, 411, 539, 659
Алнико 6 315
Алнико 12 36, 313, 315
Алфер 177, 535
Альперм 177
Альсифер 83
Амальгамы железа 189,. 656
— кобальта 232
— никеля 253
Анизометр 448
Анизотропия, см. также Магнитная анизо-
тропия
— измерение 446
— кристаллографическая 86J 383, 446, 542,
639
— магнитострикции 642
— напряжений 657
— формы 656
Антиферромагнетизм 13, 378
— точка Кюри 378
Атом, строение 347
Атомный диаметр 40
Атомный момент 51, .212, 217.
Аустенит 290, *291
Баллистический гальванометр 668
— метод измерения 668
Баркгаузена эффект 420, 430
---поперечный 424
Барнетта эффект 361
Безгистерезисная кривая, см. Намагничи-
вания кривая
*) Сплавы указаны в порядке важней-
ших компонентов: железо, кобальт, никель
и др. Физические (в частности, магнит-
ные) свойства магнитных материалов даны
под названием соответствующих метал-
лов.—Прим. ред.
Бейнит 290
Бете кривая 355, 359, 571, 573
Бора магнетон, см. Магнетон Бора
Бриллюэна формула 344, 578
Ванадий 269
— хлористый 378
Варбурга формула 407
Вейсса молекулярное поле, см. Молекуляр-
ное поле
Вектолит 337
Видеманна эффект 500
Викаллой 36, 274, 322, 659
Виллари эффект 482, 535
Висмут 366, 679, 683
Вихревые токи 606
---- в листовых образцах 606
-------- цилиндрах 610
----потери 118, 613
— в сильных полях 616
--------при высокой частоте 613, 615
----------малых индукциях 106, 615
— --------механических колебаниях 552
----------нестационарном процессе 618
Включений теория 653
Внутренние напряжения, см. Напряжения
Внутренняя индукция 14
Вода, магнитные свойства 370
Водородная обработка 38, 50, 54, 81, 102,
119, 410, см. также Термообработка
Возврат в сплавах 41
Возврата линия 288
Восприимчивость 12, 342, 388г 497, 649
— атомная 345, 366, 375
— измерение 680
— ионная 369, 373
— молекулярная 368
— редкоземельных элементов 372
Вращение при намагничивании 362
Выпуклости коэффициент 277
Высокая частота 609, 635
----вихревые токи 613, 615
Вязкость магнитная 622, см. также Магнит-
ное последействие
Гадолиний 270, 356, 373
Газы инертные 374
— измерения магнитных свойств 681
Гайперсил 77
Гальваномагнитный эффект 587, 591, 593
Гальваноупругий эффект 587, 590
Ганса правило 439
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
771
Гаусовы положения 665
Гейслера сплавы 259
----анизотропия 461
----гальваномагнитный эффект 600
----магнитные свойства 261'
----магнитострикция 538
----фактор Ланде 639
----ферромагнитный резонанс 639
Гельмгольца кольца 666
Гидростатическое давление, влияние на
намагниченность 512
Гематит 194, 197
Гиперко 34, 166
Гиперник 94, 102, 107
Гиромагнитное отношение, определение
361
Гиромагнитный эффект 360
Гистерезис 11, 384, 392, 407
— гальваномагнитного эффекта 588
— магнетомеханический 552, 558
— магнитострикции 504, 523, 529
— петля, измерение 669
---- перетянутая 101, 399
----при механической нагрузке 483
----прямоугольная 396
---- симметричная 407
---- Форрера 486
— температурный 565
— тепло 415
Гольмий 368, 371
Графит в железе 289, см. Железо—углерод,
Углерод как примесь
Гун метод 681
Давление, см. Напряжения, Точка Кюри
Дельтамакс ПО
Джоуля эффект, см. Магнитострикция
Диамагнетизм 12, 366
— воды 370
измерение 680
— органических соединений 370
— солей 369
1— теория 367
Дислокаций теория 494
Дисперсионное твердение, См. Твердение
Дисперсия магнитной проницаемости 630
Диспрозий 269, 371
Дифференциальная проницаемость, см.
Проницаемость
Диффузия 58
— углерода в железе 629
Добротность 609
Домены антиферромагнитные 379
— ферромагнитные 18, 343, 383, 406, 449,
462, 633
----геометрия 427, >661
----граничный слой 395
— j-------смещение 384, 648
----------толщина 644
1— — .--энергия 643
----и гальваномагнитный эффект 591
-------магнитострикция 504
—преимущественная ориентация 386,
----процесс вращения 384
— — связь с йроницаемостью на высокой
частоте 633
----теория 641 '
Железа флюорит 378
Железо 46, 349, 396, 401
Железо анизотропия 455, 640
— атомный момент 353
— влияние напряжения на магнитные свой-
ства 482 v
---температуры на магнитные свойства
52, 567
— гальваномагнитный эффект 581
— диффузия примесей 58
— затухание колебаний 553
— карбонильное 49, 119, 623, 626,-628
— Ланде фактор 639
— магнетокалорический эффект 584
— магнитная проницаемость 53, 345, 389,
393
-------при высокой частоте 632
— магнитные свойства при низких темпе*
ратурах 567
— магнитострикция 503, 511, 519, 520
— максимальная проницаемость 53
— монокристаллы 383, 446, 455, 519, 603.
— насыщение 52
— порошкообразное 393, 396, 658; 66Q
— приближения к насыщению закон 388-
— примеси 50, 54, 57, 73, 295, 627
— присадки 54
— строение атома 349
— теплоемкость 581
— термообработка в водороде 54
упругости модуль 542
— ферромагнитные соединения 169
— физические свойства 50, 51
— шведское 48
Железо—азот 37, 38, 57, 81, 192, 627
Железо—алюминий 169, 461, 536
Железо—алюминий—марганец 333-
Железо—алюминий—медь 333, 569’
Железо—бериллий 169, 179, 332, -462
Железо—бор 169, 180
Железо—ванадий 207, 353, 569
Железо—водород 187
Железо—вольфрам 206, 331, 537
Железо—вольфрам—ванадий 334
Железо—гадолиний 187
Железо—германий 187
Железо—золото 329, 569
Железо—иридий 201
Железо—кадмий—магний 572
Железо—кислород 37/57, 75, 81, 193, 378;
597, 633, 640, см. также Магнетит
Железо—кобальт, см. Железо-кобальтовые
сплавы
Железо—кремний, см. Же^езо-кремнистые
сплавы
Железо—марганец 188, 535, 569
Железо—марганец—ванадий 334
Железо—марганец—титан 333
Железо—медь 184
Железо—медь—молибден 333
Железо—молибден 34, 190, 331, 536
Железо—молибден—ванадий 334
Железо—мышьяк 178
Железо—неодим 191
Железо—никель, см. Железо-никелевые
сплавы
Железо—ниобий 191
Железо—олово 169, 204, 569
Железо—осмий 201
Железо—палладий 201, 327
Железо—платина 201, 326
Железо—родий 201
49”
772
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Железо—ртуть 189, 656
Железо—рутений 201
Железо—селен 203
Железо—сера 59, 75, 169, 203
Железо—серебро 329
Железо—сурьма 177
Железо—тантал 204
Железо—титан 205, 314, 537
Железо—титан—вольфрам 334
Железо углекислое 378
Железо—углерод 37, 38, 59, 65, 74, 81, 289
------ магнитные свойства 292, 627
----с присадкой алюминия 170
----марганца 294, см. также Сталь
Железо—уран 207 *
Железо—фосфор 58, 169, 202, 538
Железо хлористое 378
Железо—хром 182, 353, 461, 569
Железо—хром—вольфрам 333
Железо—хром—вольфрам—молибден 334
Железо—хром—вольфрам—титан 334
Железо—хром—марганец 333
Железо—хром—медь 333
Железо—хром—молибден 333
Железо—хром—титан 333
Железо—церий 169, 181
Железо—цинк 207
Железо—цирконий 208
Железо-кобальтовые сплавы 21, 33, 154, 678
----атомные моменты 353
----гальваномагнитный эффект 597
----изготовление, термообработка 156
----магнитострикция 458, 526
----монокристаллы 458, 461
---- свойства 154, 157
----содержащие алюминий 165, 167,
309 332
-------бериллий 165, 168, 332
—------ванадий 154, 161, 237, 274, 275,
322 332
-------вольфрам 161, 165, 168, 303,
306, 332
------- кремний 332
-------марганец 165, 168, 302, 332
-------медь 162, 332
-------молибден 161, 162, 165, 274, 303,
326, 332
—------никель, см. Железо—кобальт—
никель
---- • ниобий 162
-------сурьму 165, 168, 332
----г — тантал 165, 168, 332
-------титан 161, 314, 332
------- углерод 162
-------хром 162, 165, 166, 332
----структура 21, 154
----температурная зависимость магнит^
ных свойств 158, 564
----теплоемкость 581
----термомагнитная обработка 161
Желез о-кобальт-никелевые сплавы 131
---- анизотропия 458
----• магнитные свойства 135, 162, 332
----магнитострикция 533
----содержащие алюминий 310
------- марганец 147
-------медь 309, 537
------- титан 132
—------хром 132
----сплав, теплоемкость 581
Железо-кобальт-никелевый термомагнитная
обработка 142
----- физические свойства 132
Железо-кремнистые сплавы 23, 32, 61
-----анизотропия 460, 464, 640
-----вольтамперная характеристика 73
-----гальваномагнитный эффект 597
----- горячекатанные 70
— — изготовление 62
—. — магнитные свойства 70, 80, 402
-----магнитострикция 515, 537
-----насыщение 69
-----потери 70, 408, 617
-----примеси 73, 81
-----присадки 76
-----проницаемость 70, 389, 393
-----содержащие азот 75
--------алюминий 76, 83, 86, 333, 461
-------- бериллий 77
-------- ванадий 77
-------- кислород 75, 81
--------марганец 74
--------медь 77
----- — серу 75
-------- титан 77
-------- углерод 65, 74
—-------фосфор 75
— — старение 72
-----структура 64, 66
-----текстура 77
-----точка Кюри 69, 569
----- физические свойства 66
Железо-никелевые сплавы, см. также Пер-
маллой
-----анизотропия 458
-----атомные моменты 353
-----гальваномагнитный эффект 587, 596
----- затухание колебаний 561
-----магнитные свойства 92, 357, 359
-----магнитострикция 507, 511, 515, 527
-----необратимые 564
-----промышленные 107
-----содержащие алюминий 148, 275,
306, 333, 335, 540, 659
-------- бериллий 153, 333
-------- ванадий 151, 333
--------вольфрам 151, 333
--------кобальт, см. Железо-кобальт- ни-
келевые сплавы
--------кремний 150, 333
--------марганец 147, 333
--------медь 126, 275, 315, 319, 333
--------молибден 111, 333, 459, 574
-------- олово 333
-------- серебро 153, 333
-------- тантал 151, 333
-------- титан 151, 314, 333
--------хром 121, 125, 333, 459, 534
--------хром—кремний 574
-----с прямоугольной петлей гистерезиса
ПО
-----структура 88
----- термообработка 96
-------- в водороде 102
----------магнитном поле 99, 104
-----термическое расширение 511
-----точка Кюри, зависимость от давле-
ния 572, 574
— — удельная теплоемкость 581
-----физико-механические свойства 89
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
773
Железо-никелевые сплавы, электросопротив-
ление 91, 92
Жидкости, измерение магнитных свойств
681
Затухание механических колебаний 552
Затухания постоянные 552
Звуковая рябь 434
Измерения магнитных свойств методом
ярма 672
--------пара- и диамагнетиков 680
--------постоянных магнитов 673
— на высокой частоте 631
— на переменном токе 609, 676
— напряженности поля 679
— проницаемости 612
— упругих свойств 541
Изоперм 105, ПО, 119, 129, 152, 404,629
Инвар 88, 358, 511, 534, 574
— нержавеющий 166, 533
Индуктивностей мост 609, 613, 676
Индуктивность внутренняя 613
— измерение 609
— катушки с сердечником 609, 614
Индукция внутренняя 14, см. также На-
магниченность
— железа 51
— кобальта 212
— магнитная 10
— насыщения 11
— никеля 217
— остаточная 12, 276, 399, 497
— смещенная 430
— эффективная 608
Калий, пары 375
Калий—сера 270
Калмаллой 246
Карбонильное железо 49, 623, 626, 628
---порошкообразное 119
Карпентер 49, 109
Катушки взаимоиндукции 670
— намагничивающие 665
— пупиновские 434
Квантовая теория магнетизма 344
--- молекулярного поля 344, 354
---обменного взаимодействия 341, 355,
572, 643
---парамагнетизма 342, 372
— — теплоемкости 578
---«трех вторых» закон 359, 568
Керра явление 683
Кислород в железе 37, 57, 193
---железо-кремнистых сплавах 75, 81
— магнитные свойства 375
Кобальт 209, 349
— анизотропия 256
— атомный момент 353
— магнитные свойства 211, 345, 389, 396,
408, 563, 581
— магнитострикция 515, 522
— теплоемкость 582
— упругости модуль 542
— ферромагнитный резонанс 639
— физико-механические свойства 210
Кобальт—азот 233
Кобальт—алюминий 226
Кобальт—алюминий—марганец 334
Кобальт—бор 226, 228
Кобальт—бериллий 227
Кобальт—ванадий 237
Кобальт—водород 232
Кобальт—вольфрам 236
Кобальт—висмут 228
Кобальт—германий 231
Кобальт—железо, см. Желез о-кобальтовые
сплавы
Кобальт—золото 231
Кобальт—кислород 233, 378
Кобальт—кремний 234
Кобальт—марганец 232, 353
Кобальт—медь 231
Кобальт—медь—марганец 334
Кобальт—медь—молибден 334
Кобальт—молибден 232
Кобальт—мышьяк 227
Кобальт—никель 220
— анизотропия 458
— гальваномагнитный эффект 597
— магнитострикция 531
— магнитные свойства 223, 353
— физические свойства 220
Кобальт—никель—алюминий 225, 333
Кобальт—никель—кремний 225, 333
Кобальт—никель—медь 223, 320, 333
Кобальт—никель—мышьяк 225, 333
Кобальт—никель—титан 314
Кобальт—ниобий 233
Кобальт—олово 235
Кобальт—палладий 330
Кобальт—платина 36, 226, 274, 329
Кобальт—ртуть ,232
Кобальт—свинец 232
Кобальт—селен 234
Кобальт—сера 226, 235
Кобальт—серебро 235
Кобальт—сурьма 227
Кобальт—таллий 235
Кобальт—тантал 235
Кобальт—теллур 235
Кобальт—титан 236, 314
Кобальт—углерод 229
Кобальт—фосфор 226, 234
Кобальт—хлор 378
Кобальт—хром 229, 353
Кобальт—церий 229
Кобальт—цинк 226, 237
Кобальт—цирконий 238
Кобальтовая сталь, см. Сталь
Кобафлюкс 300
Ковар 132, 135
Комол 36, 274, 305
Коммутирования кривая 13, см. также На-
магничивания кривые
Конель 132, 314
Конперник 109
Константан 146, 238, 245
Коттона весы 667, 679
Коэрцит 274
Коэрцитивная сила 12, 396, 399, 451, 651 i
659
— — влияние неоднородностей, 655
---мелких частиц 275, 656
--- разомкнутой цепи 280
---теория включений 653
Кремнистое железо, см. Железо-кремнистые
сплавы
774
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Кунико 36, 274, 315, 320, 659
Крутящий момент, кривые 475
Кюри закон 342
Кюри—Вейсса закон 343, 373
Кюри точка 13, 154, 345, 563
-----антиферромагнитная 378
----- виртуальная 154, 158
-----влияние давления 357, 570, 572
~----зависимость от состава 32, 357, 568
-----значения для соединений и эле-
ментов 570
Кюри—Шевено весы 680
«Ламона формула 388
Ланде фактор 344, 361, 364, 377, 636, 638
-----значения для ферромагнетиков 639
Ланжевена теория диамагнетизма 367
-----парамагнетизма 341, 372
— формула 367
Лантан 269
Ларморова прецессия 638
Ледебурит 291
Лехера система 613, 631
Линии индукции 10
Ллойда-Фишера аппарат 677
Магнетит 193, 446, 462, 515, 537, 597,
615, 640 см. Железо—кислород
Магнетокалорический эффект 416, 512,
572, 575, 583
Магнетометр 679
— маятниковый 682
Магнетомеханический гистерезис 552, 558
Магнетомеханическое демпфирование 552
Магнетон Бора 15, 94, 344, 361
Магнетофлекс 274, 315, 318
Магнико 309
Магнит постоянный, см. Постоянные маг-
ниты
Магнитная анизотропия 17, 32, 383, 446,
467, 469
-----влияние магнитного отжига 313
-----напряжений 387
-----на ферромагнитный резанонс 639
— — — преимущественной ориентации
доменов 41, 77, 104
-----константы 386, 455
-----связь с магнето кал ори чес ким эффек-
том 586
-----поликристаллического материала 471
----- энергия 452, 641
Магнитная восприимчивость, см. Воспри-
имчивость
Магнитная вязкость, см. Магнитное после-
действие
Магнитная жесткость, коэффициент 223, 388
Магнитная индукция 10, см. Индукция,
Намагниченность
Магнитная нестабильность 106
Магнитная цепь 668
Магнитная энергия 15, 275, 641
Магнитное поле 9
-----г- в зазоре 665
-----влияние на электросопротивление
586, 587, 591, 593
-----высокочастотное 630
—, — действие на магнетик 366, 665, 666,
680, 682
Магнитное поле, действие на ток 667
----критическое 397
----напряженность 9
----нестационарное 618
---- переменное 430, 606
---- получение 678
----поляризующее 508
----размагничивающее 15, 670
— — слабое 392, 615
----смещающее 13, 430
---- старта 396
----электрического тока 665
---- энергия £75, 618
Магнитное последействие 606, 622
---- аномальное 625
----влияние примесей 622, 627
----йордановского, типа 626, 629
----коэффициенты потерь 106, 626, 629
----с большим периодом 630
----температурная зависимость 622,
627
— сопротивление 388
Магнитные заряды 10, 643, 652, 661, 663,
664, 665
Магнитные материалы, вольтамперная ха-
рактеристика 73
----производство 23, 24
----свойства вблизи точки Кюри 573,
579, 589
Магнитные поля, суперпозиция 430, 443
Магнитный гистерезис, см. Гистерезис
Магнитный момент 10, 14, 664
----атомный 15, 348, 376, 567
—-------сплавов 353
— — грамматома 344
— — железа при насыщении 51
----ионов группы железа 374
----кругового тока 360
— — молекул 376
---- ядер 376
Магнитный потенциометр 674
Магнитный поток 10, 667
— — в воздушном зазоре 15, 668
— — нестационарный 618
Магнитный резонанс в молекулярных пуч-
ках 376
Магнитодвижущая сила 668
Магнитострикция 17, 477, 500
— гистерезис 504, 521, 529
— доменная теория 504
— зависимость от температуры 573
— измерения 500, 520
— линейная 17
— магнитожестких материалов 538, 659
— монокристаллов 513, 522
— насыщения 504, 659
— обратимая 508
— объемная 17, 501, 510, 571
— при пластических деформациях 521, 525
— природа 520
— связь с электросопротивлением 589,
, 593, 603
— сплавов железа 537
— стали 534
— теория феноменологическая 516
— термодинамические соотношения 577
— фигуры 505
Микровихревые токи 554
Максимальная проницаемость, см. Прони-
цаемость
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬi
775
Малые образцы, измерение магнитных
свойств 678, 679, 681
Манганиты двухвалентных металлов 267
Марганец 269
Марганец—азот 266
Марганец—алюминий—медь 260
Марганец—алюминий—серебро 260, 263,
331, 334
Марганец—бор 264, 266
Марганец—висмут 264, 266, 269, 336, 462,
659
' Марганец—водород 266
Марганец—галлий 266
Марганец—индий 266, 271
Марганец—кислород 267, 378
Марганец—кремний 268, 378
Марганец—медь—галлий 260, 263
Марганец—медь—индий 260, 263, 271
Марганец—медь—олово 259
Марганец—мышьяк 264, 265, 269
Марганец—олово 268
Марганец—платина 271
Марганец—селен 268, 378
Марганец—сера 268, 378
Марганец—сурьма 264, 269, 453, 462
Марганец—теллур 268, 378
Марганец—углерод 266
Марганец—фосфор 267
Марганца флюорит 378
Мартенсит 290, 628
Мегаперм 148
Медь, строение атома 349
— теплоемкость 579
Мелкие частицы, см. Порошки тонкие,
Пленки тонкие
Метод ярма 672
Механические колебания 541, 552
----разделение потерь 560
Микровихревые токи 557
Микрофон 490
Мишима сплавы 274, 308, 540, см. также
Стали
Молекулярное поле 341
---- квантовомеханическая трактовка
344, 354
----постоянная 346, 567, 581
----теория 341, 565
Молекулярные пучки 376
Молибденовый пермаллой, см. Пермаллой
молибденовый
Монель-металл 126, 214, 245, 247, 535
Монимакс 118
Монисил 118
Монокристаллы, получение 446
Мост переменного тока 609, 613, 676
Муметалл 94, 126, 129, 408
Намагниченность 10, .340
— влияние на модуль упругости 540
-----напряжений 487, 648
*----гидростатического давления 512
-----температуры 13, 343, 359, 563, 568t
574
— возникновение при вращении 362
— в переменном поле 606
— в сильных полях 388, 467
— доменная теория 648
— измерение 668
— насыщения 14, 386, 565, 569
Намагниченность остаточная 399, 451, 497
— самопроизвольная 18, 384, 566
— термодинамические соотношения 577
Намагничивание вблизи точки Кюри 565
— в слабых полях 392
— монокристаллов 382
— при суперпозиции полей 430
Намагничивания кривая И, 382
— — безгистерезисная 15, 440
----девственная 13
----идеальная 15, 440, 483
---- измерение 669
---- расчет 462
— процессы 382, 647
— работа 575
Напряжения 477, 478, 628
— влияние на петлю гистерезиса 483, 487
— внутренние 493
— доменная теория влияния на петлю
гистерезиса 483
— малые 489
— упругие 477, 480
Напряженность магнитного поля 9, 664
------- измерение 679
— переменного поля в металле 607
Насыщение, см. Индукция насыщения, На-
магниченность насыщения, Магнитные
моменты при насыщении
Натрий, восприимчивость 375
Начальная проницаемость, см. Проницае-
мость
Неодим 269
Нестабильности коэффициент 106, 145
Никалой 109
Никель 214
— анизотропия 257, 456
— атомный момент 217
— влияние напряжений на магнитные
свойства 478, 484, 486, 489, 572
----температуры на магнитные свойства
566
— гальваномагнитный эффект 582
— затухание колебаний 553
— Ланде фактор 639
— магнетокалорический эффект 584
— магнитные свойства 216, 345, 393, 396,
402, 414
— магнитострикция 504, 506, 512, 514,
524
— монокристаллы 383, 450, 514, 603
— насыщение в сплавах 353
— порошкообразный 660
— проницаемость при высокой частоте
632
— строение атома 349
— теплоемкость 579, 581
— упругости, модуль 542, 548
— ферромагнитный резонанс 637
— физико-механические свойства 216
Никель—азот 254
Никель—алюминий 238, 353, 569
Никель—алюминий—марганец 334
Никель—бериллий 240, 537
Никель—бор 242
Никель—ванадий 259, 353, 569
Никель—висмут 242
Никель—водород 249
Никель—вольфрам 258, 537
Никель—галлий 247
Никель—германий 248
776
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Никель—железо, см. Железо-никелевые
сплавы
Никель—золото 248, 331, 569
Никель—индий 249
Никель—кислород 254, 378
Никель—кобальт, см. Кобальт-никеле-
вые сплавы
Никель—кремний 238, 247, 255, 569
Никель—лантан 243
Никель—магний 249
Никель—марганец 249, 353, 569, 581, 605
Никель—медь 245, 351, 353, 568, 569, 572,
574, 581, 597
----многокомпонентные сплавы 240, 248,
256, 334, 535, 537
Никель—молибден 253, 569
Никель—мышьяк 240
Никель—ниобий 254
Никель—олово 256, 269
Никель—палладий 331, 569
Никель—платина 331, 569
Никель—празеодим 243
Никель—ртуть 253
Никель—рутений 331
Никель—селен 255
Никель—сера 256
Никель—серебро 256
Никель—сурьма 239, 569
Никель—таллий 256
Никель—тантал 256
Никель—теллур 256
Никель—титан 257, 314, 569
Никель—углерод 242
Никель—фосфор 255
Никель—хлор 378
Никель—хром 244, 353, 569
Никель—церий 243
Никель—цинк 259, 353, 569
Никель—цирконий 259
Нипермаг 313, 315
Нормальная проницаемость, см. Проницае-
мость
Области самопроизвольной намагничен-
ности, см. Домены*
Обменное взаимодействие 341, 355, 572, 643
Обратимая проницаемость, см. Проницае-
мость
Объемная магнитострикция, см. Магнито-
стрикция
Однодоменные частицы 657, см. также
Порошки тонкие
Оксидные магниты 336
Ортоник ПО
Ортоноль 110
Остаточная индукция, см. Индукция, На-
магниченность
Остаточные потери, коэффициент 106, 615
Отжиг, см. также Термообработка
Парамагнетизм 12, 371
— газов 374
— квантовая теория 342, 372
— Ланжевена теория 341,* 372
— не зависящий от температуры 368, 371
— при низких температурах 373
— редкоземельных элементов 371, 372
— электронов проводимости 375
Перемагничивание, волна 397, 621
— скачки 397
Перешейка метод 675
Перлит 290
Пермаллой 93, 107, 387, 393, 396, 400>
408, 434, 478, 629
— гальваномагнитный эффект 587
— гальваноупругий эффект 590
— затухание колебаний 554, 560
— Ланде фактор 629
— магнитострикция 527, 531, 593
— молибденовый 115, 385, 396, 400, 443/
483, 495
-----пресспорошковый 118, 629
— потери 412, 617, 629
— пресспорошковый 109, 119, 629
— проницаемость при суперпозиции полей
430
— хромистый 121, 125
Перманит 300
Пермеаметры 672
Пермендюр 154, 209
— ванадиевый 164, 434, 437
— применение 161, 165
Перменорм 107, 110
Пермет 335
Перминвар 94, 131, 135, 209, 396, 399,
408, 533, 629
Пирротит 203, 446
Пленки тонкие 42
Порошки тонкие 42, 335
— коэрцитивная сила 656, 658
— критические размеры 660
Порошковые магниты 335
Порошковые фигуры 383, 427, 450, 662
Последействие 622, см. Магнитное после-
действие, Упругое последействие
Постоянные магниты 272
-----гальваномагнитный эффект 597
-----конструкция 284
-----кривая возврата 280
-------- размагничивания 272, 276
----- линия сдвига 288
----- магнитная энергия 275
-----магнитострикция 538, 659
-----оксидные 336
----- определение свойств 673
-----порошковые 335, 336
-----стабильность 280
----- старение 283, 303
-----температурный коэффициент изме-
нения намагниченности 283 .
Потенциометр магнитный 674
Потери, зависимость от частоты 626
Потери на вихревые токи 613, 615, 616, 626
----------в нестационарном поле 618,
620, 621
— на гистерезис 384, 407, 615, 626
--------таблица значений для разных
материалов 412
— остаточные, коэффициент 106, 615
— при механических колебаниях 552, 560
— разделение 560
— угол 395
— формула для величины 106, 626
Приближение к насыщению, закон 223, 388,
467
Приборы самопишущие 683
Примеси, влияние 36, 39, 57, 73, 308, 311,
622
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
777
Проводимость магнитная 668
Проводник с током в магнитном поле 667
Проницаемость магнитная 11 , 382, 388, 448
----влияние напряжений 498, 650
--------температуры 627
---- вязкая 607
----дифференциальная 14
----идеальная 15
---- измерение 612
----кажущаяся 610, 626, 670
----кривые 11
----максимальная 11, 13, 448
----на высокой частоте 630, 636
----------доменная теория 633
----начальная 11, 13, 392, 448, 565, 649
----на частном цикле 13, 430
----обратимая 14, 273, 280, 430
----по индуктивности 613
------ эффективная 606, 614
Пупиновские катушки 434
Раби опыт 376
Размагничивание 13, 669
— кривая 15, 272, 276
Размагничивающее поле 15, 670
Размагничивающий фактор 17, 670
Рассеяния поток 285
Растворимость газов, кривые 37
Редкоземельные элементы 372
Рекристаллизация 41
Релея закон 382, 392, 543, 558
Ремаллой 21, 274, 280, 283, 305, 659
Решетки постоянные 40
Саксмита весы 680
Самопроизвольная намагниченность, см. На-
магниченность
Сендаст 34, 86, 565
Сенперм 151
Сера как примесь 38, 50, 57, 75
Серебро-^фтор 270
Свойства магнитных материалов вблизи
точки Кюри 573, 579, 589
Сидерак 194
Сила, действующая на магнетик в магнит-
ном поле 366, 665, 666, 680, 684
-------- проводник с током 667
Силектрон 77
Сильманал 36, 331
Синимакс 151
Скин-эффект 607
Смещения фактор 443
Соленоид 665
Сопротивление магнитное 668
Спин электрона 344, 348, 360
Сплав 1040 130
Сплав Н. С. R. ПО
Сплавы, зависимость электросопротивления
от поля и натяжения 596
— обратимые 123
— необратимые 564
— явления возврата 41, 54, 220
Стабильность 119
Сталь 289
— вольфрамовая 36, 273, 274, 294
— динамная 70
— жароупорная 121
— инструментальная 283, 659
Сталь кобальтовая 36, 209, 273, 274,.
301, 659
* — кобальт-хромистая 274
— конструкционная 83, 121
— кремнистая текстурованная 63, 70, 77
— легированная 303
— магнитострикция 534
— марганцовистая 294
— молибденовая 300
— нержавеющая 122, 659
— пружинная 283
— текстурованная 70
— трансформаторная 70
— углеродистая 36, 273, 283, 289, 401 '
— Xадфилда 188
— Хонда 273, 301
— хромистая 36, 121, 273, 283, 297
— хромо-вольфрамовая 300
Сталь KS 274, 283, 301, 313, 314, 401
Старение 38, 54, 72, 283, 296, 630
Стеллит 209, 230
Структурно-чувствительные свойства 20
Супермаллой 34, 117, 396, 408, 565, 637
Супернильвар 132
Суперпермаллой 151
Суперпозиция магнитных полей 430, 443
Суспензии магнитные 427
Твердение 289
— дисперсионное 34, 275, 289
Текстура 17, 40, 471
Текстурованные сплавы 174
Температура, влияние на электрические
свойства 597
— Кюри, см. Кюри точка
Тепло гистерезиса, см. Потери на гистере-
зис, Магнетокалорический эффект
Теплоемкость 573, 575, 578
— при низкой температуре 582
— электронная 580
Термаллой 246
Термическое расширение, коэффициенты
358, 511, 573
Термодинамика магнитных процессов 575-
Термодинамический потенциал 577
Термомагнитные сплавы 111, 119, 126, 214,
246
Термообработка 22, 30, 53, 57, 95, 96, 410*
— в водороде 38, 50, 54, 81, 102, 119, 410»
— в магнитном поле 99, 142, 275, 309
-------— влияние на магнитное после-
действие 628
Термоперм 111
Тикональ 309, 313
Транкор X 77
Транкор ЗХ 11
Трансформаторы 434
— импульсные 618
— силовые 616
«Трех вторых» закон 359
Тромолит 335
Троостит 291
Троостит игольчатый 290
Углерод как примесь 37, 57, 74, 308
Ультрамикрометр 500
Упорядочения явление 605
Упругие напряжения 477
Упругое последействие 622, 628
778
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
•Упругости модуль 540
----изменение (ДЕ-эффект) 540
--------в области точки Кюри 550,, 573
Упругости модуль у различных материа-
, лов 542
«Фазовые превращения 20
----влияние на намагниченность 564
----------температурную зависимость
электросопротивления 605
----магнитные, см* Кюри точка
♦Феральси 86
Ферми энергия 354
Фернико 132, 214
Феррит 290
Ферриты 196, 337, 378, 538, 639
Феррихром 132
Феррокскуб 22, 199
•Ферромагнетизм, доменная теория 18,
343, 641
— квантовая теория 344
— коллективизированных электронов 354
— основные представления 9, 12
•Ферромагнитный резонанс 635
,---в монокристаллах 639
Феррометр 677 ,
Физические свойства элементов 686
Фрелиха—Кеннели формула 276, 382,
388
Фуко токи, см. Вихревые токи
^Холодная обработка 28
Хром 269
— хлористый 378
Хром—кислород 269, 378
Хром—мышьяк 269
Хром—платина 270, 331
Хром—селен 270
Хром—сера 270
Хром—сурьма 269, 378
ЭСром—теллур 270
Шпинель, структура 194, 197, 572
Штейнмеца формула 408, 616
Штерна и Герлаха опыт 376
Эйнштейна—де Гааза эффект 361
Электрические свойства и магнетизм 587
Электродвижущая сила 667
Электромагниты 675, 678
Электрон, магнитный момент 344, 360, 636
— момент количества движения 344, 360,
636
— прецессия орбиты 635
— спин 344, 348, 360
Электронная теплоемкость 580
Электросопротивление, влияние напря-
жений 560
-------- доменная теория 591
-----магнитного поля 587, 591, 593, 600
-----температуры 573, 601
— монокристаллов 602
— сплавов 39
Элинвар 121
Энергетические полосы 349
Энергия 575, 641
— анизотропии 386, 452, 641
— граничного слоя между доменами 634,
641, 661
— магнетика в поле 576, 643
— магнитного поля 619
— магнитных зарядов 643, 654, 661
— магнитов потенциальная 339
— магнитоупругая 386, 496, 544, 593, 641,
661
Энергия намагничивания 575
— свободная 386, 577
— тепловая 341, 644
— термодинамические соотношения 577
Эпштейна аппарат 677
Юинга модель 338
— теория 338
Юнга модуль, см. Упругости модуль
Цементит 289
Церий 269, 372
Ярма метод 672
ОГЛАВЛЕНИЕ
От Издательства.......................................................... 5
Предисловие . . . ...................................................... 6
Из предисловия автора ................................................... 7
Глава I. ОСНОВНЫЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ {Перевод Л. Д. Лившица)..............• 9
Магнитное поле (9). Намагниченность и магнитная индукция (10). Кри-
вые намагничивания и магнитной проницаемости (11). Петля гистерезиса (11).
Ферромагнетизм, парамагнетизм и диамагнетизм (12). Виды проницаемо-
сти (13). Насыщение (14). Идеальное намагничивание (15). Кривая раз-
магничивания (15). Размагничивающее поле. Воздушные зазоры (15). Маг-
нитострикция (17). Магнитная анизотропия (17). Самопроизвольная намагничен-
ность (18).
Г л а в а II. ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ
(Перевод Л. Д. Лившица)............................................. 19
Диаграмма фазового равновесия (19). Физические факторы (20).
Производство магнитных материалов..................................... 23
Плавка и разливка (24). Обработка магнитных материалов (27). Термическая
обработка (30).
Влияние состава....................................................... 31
Основной химический состав (31). Влияние примесей (36).
Основные физические свойства........................................... 38
Свойства, изменяющиеся при намагничивании (44).
Глава III. ТЕХНИЧЕСКОЕ И ЧИСТОЕ ЖЕЛЕЗО (Перевод С. Г. Ершанской) . . ,46
Производство железа и стали (46). Химический состав (48). Изготовление
чистого железа (49). Физические свойства (50). Магнитные свойства тех-
нического железа (51). Температура (52). Термообработка технического
железа (53). Термообработка в водороде (54). Удаление] примесей (57).
Гл а в а IV. СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КРЕМНИЙ (Перевод С. Г. Ершанской)........... 61
История магнитных сплавов (61). Способы изготовления (62). Диаграмма
фазового равновесия (64). Физические свойства (66). Намагниченность на-
сыщения и точка Кюри (69). Проницаемость и потери для горячекатанной
листовой стали (70). Влияние неметаллических примесей (73). Величина зерен
(76). Металлические присадки (76). Преимущественная кристаллическая
ориентировка (77). Свойства при низких индукциях (80). Кремнистый чу-
гун (81). Конструкционные стали (83). Сплавы железо—кремний—алюми-
ний (83).
Глава V. СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—НИКЕЛЬ (Перевод Л. Д. Лившица) . ..........
Двойные сплавы ................................................
Структура (88). Плотность, период решетки и термическое расширение (89).
Электросопротивление (89). Упругость и механические свойства (89).
История исследования магнитных* свойств (92). Магнитное насыщение (94).
Изготовление и отжиг сплавов?(95). Зависимость намагниченности от напря-
женности поля (96). Проницаемость, коэрцитивная сила и потери на гисте-
резис (97). Температура и продолжительность отжига, (97). Термическая
обработка в магнитном поле (99). Термообработка в водороде (102). Обра-
ботка давлением (104).
£
780
ОГЛАВЛЕНИЕ
Промышленные двойные сплавы......................................
78-пермаллой (107). 45-пермаллой. Гиперник (107). Порошкообразный
пермаллой (109). Изоперм (ПО). Перменорм 5000 2(110). Термоперм (111).
Сплавы железо—никель—молибден.....................................
Структура (111). Магнитные свойства (112). Промышленные сплавы. Молибде-
новый пермаллой (115). Супермаллой (117). Прессованный порошкообразный
молибденовый пермаллой (118).
Сплавы железо—никель—хром..............................._.......,
Структура и магнитные свойства (121). Промышленные сплавы (125).
Сплавы железо—никель—медь.........................................
Структура и физические свойства (126). Магнитные свойства (128). Промыш-
ленные сплавы. Муметалл (129). Сплав 1040 (130).
Сплавы железо—никель—кобальт......................................
Структура и физические свойства (132). Магнитные свойства (135). Термооб-
работка в магнитном поле (142). Обратимая проницаемость (145). Промышлен-
ные сплавы (146).
Другие сплавы системы железо—никель...............................
Сплавы железо—никель—марганец (147). Сплавы железо—никель—алюми-
ний (148). Сплавы железо—никель—кремний (150). Сплавы железо—никель,
содержащие титан, ванадий, тантал или вольфрам (151). Сплавы, содержащие
серебро или бериллий (153).
Глава VI. СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗО—КОБАЛЬТ (Перевод С. Г. Ершанской) ...........
Структура и физические свойства (154). Магнитные свойства (157).
Сплавы железо—кобальт, легированные другими элементами............
Сплавы железо—кобальт—ванадий (161). Другие железо-кобальтовые спла-
вы (165). Алюминий (167). Сурьма (168). Бериллий (168). Марганец (168).
Тантал (168). ‘Вольфрам (168),
Глава VII. СПЛАВЫ ЖЕЛЕЗА, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ (/7е-
ревод Ю. А. Скокова).................................................
Железо—алюминий (169). Железо—сурьма (177). Железо—мышьяк (178). Же-
лезо-бериллий (179). Железо—бор (180). Железо—церий (181).
Железо—хром (182). Железо—медь (184). Железо—гадолиний (187).
Железо—германий (187). Железо—водород (187). Железо—марганец (188).
Железо—ртуть (189). Железо—молибден (190). Железо—неодим (191). Желе-
зо—ниобий (191). Железо—азот (192). Железо—кислород (193). Ферриты (196).
Сплавы железа с металлами группы палладия и платины (201). Железо—фос-
фор (202). Железо—селен (203). Железо—сера (203). Железо—тантал (204).
Железо—олово (204). Железо—титан (205). Железо—вольфрам (206). Же-
лезо-уран (207). Железо—ванадий (207). Железо—цинк (207). Железо—цирко-
ний (208).
Глава VIII. ДРУГИЕ СПЛАВЫ, ИМЕЮЩИЕ ВЫСОКУЮ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
(Перевод Ю. А. Скокова)..............................................
Кобальт...........................................................
Металлургия кобальта (209). Физические свойства (210). Магнитные свой-
ства (211).
Никель............................................................
Металлургия никеля (214). Физические свойства (216). Магнитные свой-
ства (217).
Сплавы кобальт—никель.............................................
Структура и физические свойства (220). Магнитные свойства (223). Тройные
сплавы (223).
107
111
121
126
126
147
154
161
169
209
209
214
220
ОГЛАВЛЕНИЕ
781
Другйе сплавы кобальта................................................
Кобальт-—алюминий (226). Кобальт—сурьма (227). Кобальт—мышьяк (227).
Кобальт—бериллий (227). Кобальт—висмут (228). Кобальт—бор (228). Ко-
бальт—углерод (229). Кобальт—церий (229). Кобальт—хром (229). Кобальт—
медь (231). Кобальт—германий (231). Кобальт—золото (231). Кобальт—водо-
род (232). Кобальт—свинец (232). Кобальт—марганец (232). Кобальт—
ртуть (232). Кобальт—молибден (232). Кобальт—ниобий (233). Кобальт—азот
(233). Кобальт—кислород (233). Кобальт—палладий и кобальт—платина (234). Ко-
бальт—фосфор (234). Кобальт—селен (234). Кобальт—кремний (234). Кобальт—
серебро (235). Кобальт—сера (235), Кобальт—тантал (235).Кобальт—теллур (235).
Кобальт—таллий (235). Кобальт—олово (235). Кобальт—титан (236). Кобальт—
вольфрам (236). Кобальт—ванадий (237). Кобальт—цинк (237). Кобальт—цир-
коний (238).
Другие сплавы никеля........................................ .........
Никель—алюминий (238). Никель—сурьма (239). Никель—мышьяк (240). Ни-
кель—бериллий (240). Никель—висмут (242). Никель—бор (242). Никель—угле-
род (242). Никель—церий (243). Никель—хрбм (244). Никель—медь (245). Ни-
кель—галлий (247). Никель—германий (248). Никель—золото (248). Никель—
водород (249). Никель—индий (249). Никель—магний (249). Никель—марга-
нец (249). Никель—ртуть (253). Никель—молибден (253). Никель—ниобий (254).
Никель—азот (254). Никель—кислород (254). Никель—палладий и никель—
платина (255). Никель—фосфор (255). Никель—селен (255). Никель—крем-
ний (255). Никель—серебро (256). Никель—сера (256). Никель—тантал (256).
Никель—теллур (256). Никель—таллий (256). Никель—олово (256). Никель—
титан (257). Никель—вольфрам (258). Никель—ванадий (259). Никель—цинк (259).
Никель—цирконий^(259).
Сплавы Гейслера.......................................................
Структура (260). Насыщение и точка Кюри (261). Проницаемость и гистере-
зис (263).
Другие сплавы марганца................................................
Марганец—сурьма (264). Марганец—мышьяк (265). Марганец—висмут (266).
Марганец—бор (266). Марганец—углерод (266). Марганец—галлий и марга-
нец—индий (266). Марганец—водород (266). Марганец—азот (266). Марга-
нец-кислород (267). Марганец—фосфор (267). Соединения марганца с серой,
селеном, теллуром и кремнием (268). Марганец—олово (268). Точки Кюри
сплавов марганца с элементами группы мышьяка (269).
Другие сплавы и элементы..............................................
Хром—сурьма (269). Хром—мышьяк (269). Хром—кислород (269). Хром—пла-
тина (270). Хром—сера и хром—селен (270). Хром—теллур (270). Серебро—
фтор (270). Калий—сера (270). Гадолиний (270).
Глава IX. МАТЕРИАЛЫ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ (Перевод Ю. А. Скокова)
Введение (272). История разработки материалов для постоянных магнитов (273).
Магнитная энергия (275). Кривая размагничивания (276). Обратимая проница-
емость и «возврат» (280). Стабильность (280). Конструкция постоянных маг-
нитов (284).
Свойства сплавов......................................................
Железо-углеродистые сплавы. Диаграмма фазового равновесия и струк-
тура (289). Физические свойства (291). Магнитные свойства (292). Влияние
марганца (294). Вольфрамовые стали (294). Хромистые стали (297). Хром-воль-
фрамовые стали (300). Молибденовые стали (300). Кобальтовые стали (301).
Другие стали (303). Сплавы железо—кобальт—молибден и железо—кобальт—
вольфрам (303). Сплавы железо—никель—алюминий (806). Введение кобальта
и меди (308). Термическая обработка в магнитном поле (309). Сплавы, со-
держащие титан (313). Сплавы железо—никель—медь (315). Сплавы кобальт—ни-
кель—медь (320). Сплавы железо—кобальт—ванадий (322). Сплавы с благород-
226
238
259
264
269
272
289
782
ОГЛАВЛЕНИЕ
ними металлами. Железо^-платина (326). Железо—палладий (327). Сплавы
железа с другими благородными металлами (329). Кобальт—платина (329). Ко-
бальт—палладий (330). Сплавы никеля с благородными металлами (331).
Хром—платина (331). Сплавы марганец—серебро—алюминий (331). Другие
двойные сплавы (331). Другие тройные и более сложные сплавы (332). По-
рошковая металлургия (332). Порошковые магниты (335). Оксидные магни-
ты (336).
ГлаваХ. УЧЕНИЕ О МАГНЕТИЗМЕ {Перевод Л. Д. Лившица).................... 338
Ферромагнетизм.................................................... 338
Теория Юинга (338). Ограниченность теории Юинга (340). Теория Вейс-
са (341). Квантовая теория (344). Ферромагнетики выше точки Кюри (345).
Постоянная молекулярного поля М (346). Строение атомов ферромагнети-
ков (347). Ферромагнетизм коллективизированных электронов (354). Кван-
товомеханическая трактовка молекулярного поля (354). Термическое расши-
рение вблизи точки Кюри (358). Закон «трех вторых» (359). Гиромагнитные
эффекты (360). Гиромагнитные отбыты (362). Экспериментальные значения
фактора Ланде (363).
Диамагнетизм....................................................... 366
Теория диамагнетизма (367). Простые соли и их растворы (369). Другие сое-
динения (370).
Парамагнетизм...................................................... 371
Редкоземельные элементы (372). Ионы элементов группы железа (373). Пара-
магнетизм при низких температурах (373). Парамагнитные газы (374). Пара-
магнетизм электронов проводимости (375). Молекулярные пучки (376). Маг-
нитные моменты атомных ядер (376). Антиферромагнетизм (378).
Глава XI. КРИВАЯ НАМАГНИЧИВАНИЯ (Перевод Л. Д. Лившица).............. 382
Три участка на кривой намагничивания (382). Основы теории процессов на-
магничивания (382). Устойчивость ориентации намагниченности доменов (386).
Закон приближения к насыщению (388). Намагничивание в слабых полях (392).
Опытная проверка закона Релея (395). Прямоугольная петля гистерезиса (396).
Перетянутые петли гистерезиса (399). Коэрцитивная сила и остаточная индукция
(399). Объяснение остаточной индукции (403). Гистерезис (407). Гистерезис во
вращающемся поле (411). Распределение потерь на различных участках петли
гистерезиса (415). Эффект Баркгаузена (420). Порошковые фигуры (427). Прони-
цаемость на частном цикле и обратимая проницаемость (430). Зависимость
обратимой проницаемости от индукции (436). Зависимость проницаемости на
частном цикле от амплитуды переменного поля (439). Гистерезис при супер-
позиции полей (441). Суперпозиция непараллельных полей (443).
Глава XII. МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ (Перевод С. Г. Ершанской) 446
Магнитная проницаемость (448). Остаточная намагниченность и коэрцитив-
ная сила (451). Энергия магнитной анизотропии (452). Кривые крутящего мо-
мента (454). Значения констант магнитной анизотропии (455). Расчет кривых ,
намагничивания (462). Расчет кривых крутящего момента (469). Анизотропия
поликристаллических листов (471). Гистерезис во вращающемся поле (474). При-
рода анизотропии (475).
Глава XIII. УПРУГИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И МАГНИТОСТРИКЦИЯ (Перевод
Л. В. Соболева)..........;............................................... 477
Упругие напряжения......................................................... 477
Нагрузка, превышающая предел упругости (478). Нагрузки, не превышающие
предела упругости (480). Доменная теория влияния напряжений (487). Влия-
ния очень малых нагрузок (489). Внутренние напряжения (493).
ОГЛАВЛЕНИЕ
783
Магнитострикция....................*........................... . . 500
Экспериментальные методы (500). Краткий исторический обзор (502). Теория
магнитострикции (504). Влияние механических напряжений на ориентацию
векторов намагниченности доменов (5Q6). Обратимая магнитострикция (508).
Объемная магнитострикция (510). Магнитострикция монокристаллов (513).
Теория магнитострикции насыщения монокристаллов (516). Магнитострикция
в монокристаллах, намагниченных не до насыщения (518). Природа явления
магнитострикции (520).
Экспериментальные данные по магнитострикции......................... 520
Железо (520). Кобальт (522). Никель (524). Сплавы железо—кобальт (526).
Сплавы железо—никель (527). Сплавы кобальт—никель (531). Другие сплавы
железо—кобальт—никель (532). Сплавы железо—никель—хром (534). Другие
сплавы на основе железа (534). Другие мягкие материалы (535). Материалы
для постоянных магнитов (538).
Изменение модуля упругости.......................................... 540
Введение (540). Экспериментальные методы (541). Некоторые эксперимен-
тальные результаты (542). Теория для случая больших внутренних напряже-
ний (544). Теория для случая малых внутренних напряжений (546). Сравне-
ние с экспериментальными данными (547). Изменение Е в области точки
Кюри (55Q). Другие данные (552).
Магнетомеханическое демпфирование.................................. 552°
Постоянные затухания (552). Затухание в некоторых материалах (553). Мак-
ровихревые токи (554). Микровихревые токи (557). Магнетомеханический
гистерезис (558). Разделение потерь (560). Дополнительные данные (562).
Глава XIV. ТЕМПЕРАТУРА И ТОЧКА КЮРИ (Перевод Ю. Л. Скакова) .... 563
Влияние фазовых превращений (564). Намагничивание вблизи точки Кю-
ри (565). Низкие температуры (567). Изменение точки Кюри с составом (568).
Влияние давления (570). Изменение различных физических свойств вблизи
точки Кюри (574). Применение (574).
Глава XV. ЭНЕРГИЯ» ТЕПЛОЕМКОСТЬ И МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
(Перевод С. Г. Ёршанской)............................................. 575-
Работа намагничивания (575). Термодинамические соотношения (577). Маг-
нитострикция (577). Теплоемкость (578). Сравнение с экспериментом (579).
Низкие температуры (582). Магнетокалорический эффект (583). Изменения
температуры и крутящий момент (586).
Глава XVI. МАГНЕТИЗМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА (Перевод С. Г.
» Ершанской)................................ < .... . ............ 587
Электросопротивление и напряженность поля (587). Влияние напряжений (590).
Изменение электросопротивления при намагничивании поликристаллических
веществ (593). Данные для сплавов (596). Влияние температуры (597). Зави-
симость электросопротивления от магнитного поля для монокристаллов (602).
Влияние анизотропии магнитострикции на изменение электросопротивления
в магнитном поле (603). Влияние фазовых переходов (605).
Глава XVII. ИЗМЕНЕНИЕ НАМАГНИЧЕННОСТИ ВО ВРЕМЕНИ (Перевод
Л. В. Соболева)................................................... 603
Действие вихревых токов (606). Викревые токи в листовых образцах (606).
Вихревые токи в цилиндрических образцах (610). Проводник из магнитного
материала (612). Потери на вихревые токи (613). Потери в слабых полях (615).
Потери в средних и сильных полях (616). Вихревые токи в ферромагнети-
ках в нестационарных полях (618). Распространение волн перемагничива-
ния (621). Магнитное последействие, не вызываемое действием вихревых то-
ков (622). Магнитное последействие, вызываемое присутствием примесей (622).
Магнитное последействие йордановского типа (629). Магнитное последействие
784
ОГЛАВЛЕНИЕ
с большим периодом. Старение (630). Проницаемость на очень высоких чаёто-
тах (630). Ферромагнитный резонанс (635). Экспериментальные значения вели-
чины g (638). Резонанс в монокристаллах (639).
Глава XVIII. СПЕЦИАЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ (Перевод С. Г. Ершанской) 641
Виды магнитной энергии............................................ 641
Введение (641). Энергия магнитной анизотропии (641). Магнитоупругая энер-
гия (641). Энергия намагниченного тела во внешнем поле (643). Энергия маг-
нитных зарядов (643). Энергия граничного слоя (643). Вычисление энергии
и толщины граничного слоя (645).
Магнитные процессы................................................ 647
Процессы вращения (647). Смещение границ (648).
Применение к отдельным задачам.................................... 649
Начальная проницаемость (649). Коэрцитивная сила (651). Мелкие частицы (656).
Геометрия доменов (661).
Глава XIX. ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ (Перевод Л. Д. Лившица) 664
Основные соотношения.............................................. 664
Магнитное поле постоянного магнита (664). Магнитное поле электрического
тока (665). Силы, действующие на магнит в магнитном поле (666). Силы, дей-
ствующие на ток в магнитном поле (667). Электродвижущая и магнитодвижу-
щая силы (667).
Общие методы..................................................... 668
Баллистические измерения на тороидах (668). Цилиндрические образцы. Раз-
магничивающий фактор (670). Метод ярма. Пермеаметры (672). Методы изме-
рения на переменном токе (676).
Специальные методы................................................ 678
Способы получения высоких полей (678). Магнетометры (679). Пара- и диа-
магнитные материалы (680). Жидкости и газы (681). Другие специальные изме-
рения (682).
Приложение I. Условные обозначения, использованные в тексте.......... 684
Приложение II. Некоторые физические свойства элементов............... 686
Приложение III. Значение некоторых констант.......................... 692
Приложение IV. Магнитные свойства различных веществ.................. 693
Литература........................................................... 700
Именнойуказатель •................................................... 759
Предметный указатель................................................. 770
Р. Бозорт
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ
Редактор И. Г. НАХИМСОН
Переплет художника Б. И. Астафьева
Технический редактор А. Н. Никифорова
Сдано в производство 4/1 1956 г. Подписано к печати 19/V 1956 г. Т-05157. Бумага 70ХЮ81/1в=«
24,5 бум. л. 67,1 печ. л. Уч.-изд. л. 68,2 Изд. № 2/1936. Цена 49 р. 75 к. Зак. № 84.
ИЗДАТЕЛЬСТВО ИНОСТРАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ.
Москва, Ново-Алексеевекая, 52.
16-я типография Главполиграфпрома Министерства культуры СССР.
Москва, Трехпрудный пер., 9.
Исправления внесены в текст
05.11.2012
ОПЕЧАТКИ
Стр. Строка Напечатано Следует читать
16 Подпись к фиг. 8 Нормальная (/) и идеальная (2) Идеальная (/) и нормальная (2)
73 5 сн. немагнитных неметаллических
173 Подпись к фиг. 234 3—предел упругости; 4—пре- дел прочности. 3—предел прочности; 4—пре- дел упругости.
211 Табл. 35: 2 сн. 3 сн. 700 210 70,0 21,0
229 13 сн. СобСе3 Со5Се
236 11 сн. Co2Ti CoTi2
265 9 св. MnSb3 Mn2Sb
283 Примечание к табл. 45 В = В,=о(1-НО
318 Табл. 53, 2-й столбец, 2 св. 2200 3200
347 Табл. 61, 2-й столбец 0, °C 6, °К
358 Табл. 65, 2-й столбец, 2 св. 4
422 Ю сн. на 0,7 v2 v2 на 0,7 v2
464 ф-ла (12.11) 3sin 30 3sin 40
498 15 сн. sin2 6 sin2 0о
668 23 св. F F ф — — F F
R Ri+R2+««« т SI SU+S12+..."
680 26 сн. (cm. фиг. 812) (см. фиг. 823)
2ак. 84