Электричество и магнетизм (стр. 20 из 24)

6. По формулам (4) и (5) вычислить магнитную индукцию В и напряжённость поля Н, соответствующие вершине петли гистерезиса.

7. Уменьшая подаваемое напряжение, постепенно стянуть петлю до минимума, измеряя при этом не менее 10 раз величину тока и соответствующие координаты n_x и n_y.

8. Для каждого значения тока вычислить значения Н и В.

9. По полученным данным для каждого значения поля вычислить магнитную проницаемость по формуле

.

10. Результаты измерений и вычислений занести в таблицу:

№	I, А	nx, дел.	ny, дел	H, А/м	Uy, В	В, Тл	μ

11. Построить графики функций: B= f(H) и μ=f(H).

12. С помощью графиков определить остаточную индукцию B_о , коэрцитивную силу Н_к .

ПРИМЕЧАНИЕ: для расчётов искомых величин использовать следующие данные: число витков N₁= 200, N₂ = 600, длина средней линии тороида l = 354 мм, диаметр тороида d= 12мм.

Контрольные вопросы

1. Магнитное поле и его характеристики. Теория магнитных полей

2. Магнитные свойства вещества. Постоянные магниты. Теория магнетизма.

3. Магнетики и их классификация.

4. Теория ферромагнетизма.

5. Кривая намагничивания.

6. Явления магнитного гистерезиса. Петля гистерезиса, физический смысл площади петли.

7. Какова зависимость магнитной проницаемости от

.

8. Как на экране осциллографа получить устойчивую петлю гистерезиса.

9. Применение магнитных материалов.

Литература, рекомендуемая к лабораторной работе:

1. Матвеев А.Н. Электричество и магнетизм.- М.: Высшая школа, 1983.

2. Калашников С.Г. Электричество. – М.: Наука, 1977.

3. Савельев И.В. Курс общей физики. Т.2, Т. 3. – М.: Наука, 1977.

4. Телеснин Р.В., Яковлев В.Ф. Курс физики. Электричество.-М.: Просвещение, 1970.

5. Сивухин Д.В. Общий курс физики. Т.3. Электричество.- М.: Физматлит МФТИ, 2002.

6. Иродов И.Е. Электромагнетизм. Основные законы. –М.- С.-П.: Физматлит Невский диалект, 2001

7. Зильберман Г.Е. Электричество и магнетизм. – М.: Наука, 1970.

8. Парсел Э. Курс физики Т.2 Электричество и магнетизм – М.: Наука, 1971.

9. Рублев Ю.В., Куценко А.Н., Кортнев А.В. Практикум по электричеству. – М.: Высшая школа, 1971.

10. Кортнев А.В., Рублев Ю.В., Куценко А.Н.. Практикум по физике. – М.: Высшая школа, 1965.

11. Буравихин В.А., Шелковников В.Н., Карабанова В.П. Практикум по магнетизму. – М.: Высшая школа, 1979.

12. Руководство к лабораторным занятиям по физике. Под редакцией Л.Л. Гольдина, - М.: Наука, 1983.

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 13

ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА ФЕРРОМАГНЕТИКА

Цель работы:

Изучение доменной структуры и измерение магнитных характеристик тонких ферромагнитных пленок магнитооптическим методом.

Идея эксперимента

При прохождении плоскополяризованного света через ферромагнитную пленку происходит поворот плоскости поляризации на некоторый угол φ=kJd, где k - постоянная Кундта, J –намагниченность вещества, d – толщина пленки. Направление вращения плоскости поляризации зависит от направления намагниченности ферромагнитной пленки, что позволяет использовать этот эффект для наблюдения доменной структуры ферромагнитных образцов. В процессе перемагничения такого образца может оказаться, что вектора намагничения двух соседних доменов антипараллельны. Тогда вращение плоскости поляризации световых пучков, прошедших через домены с разным направлением намагниченности, будут происходить во взаимно противоположных направлениях. Поместив на пути пучка света анализатор, можно наблюдать доменную структуру образца в виде темных и светлых областей. Такой метод исследования доменной структуры ферромагнитного образца позволяет не только изучать процесс перемагничения, но и измерять такие магнитные характеристики тонкопленочных образцов, как поле коэрцитивной силы и поле магнитной анизотропии.

Теоретическая часть

Вещества, для которых магнитная восприимчивость намного больше единицы, называются ферромагнетиками. Ферромагнетики при температурах ниже точки Кюри разбиваются на большое число малых макроскопических областей – доменов, самопроизвольно намагниченных до насыщения. Доменная структура наблюдаются на прозрачных монокристаллических пленках редкоземельных ферритов со структурой граната R₃Fe₅O₁₂ толщиной h=5—10 мкм, имеющих ось легкого намагничивания, ориентированную по нормали к поверхности пленки. Состояние намагниченности образца выявляется с помощью магнитооптического эффекта Фарадея, заключающегося в том, что при прохождении плоско поляризованного света через намагниченное тело плоскость поляризации поворачивается на угол φ, пропорциональный компоненте намагниченности вдоль светового луча и длине пути h света в магнетике.

Антипараллельно намагниченные соседние домены поворачивают плоскость поляризации на углы +φ и -φ соответственно. Поворотом анализатора можно погасить свет от доменов с одним направлением намагниченности, т. е. получить контрастное изображение доменной структуры. Изменение намагниченности образца вызовет изменение светового потока.

Зависимость намагниченности ферромагнетиков J от приложенного магнитного поля Н имеет нелинейный и неоднозначный характер. Такое поведение ферромагнетиков в магнитном поле обусловлено существованием в них доменов, объем и ориентация намагниченности которых изменяются под действием внешнего поля. Этот процесс называют техническим намагничиванием. Равновесная магнитная структура ферромагнетика определяется из условия минимума энергии тела в целом, с учетом его формы и размеров. Энергия W ферромагнитного тела в магнитном поле Н может быть представлена в виде суммы членов, характеризующих различные виды магнитного взаимодействия

w=w_a+w_h+w_m+w_k

Здесь w_a — энергия обменного (квантового) взаимодействия между магнитными моментами соседних атомов, ответственная за образование спонтанной намагниченности J_s (в ферромагнетиках эта энергия минимальна, когда магнитные моменты всех атомов ориентированы параллельно друг другу); W_н — энергия магнетика во внешнем поле (минимальная при ориентации магнитного момента образца вдоль поля Н); w_m — магнитостатическая энергия поля рассеяния, вызванного образованием магнитных полюсов на поверхности намагниченного тела.

На рис 1а изображен ферромагнетик, состоящий из одного домена. В этом случае во внешнем пространстве возникает магнитное поле, которое заключает в себе определенную магнитную энергию. На рис 1б имеются два домена с противоположным направлением намагничения. Внешнее магнитное поле здесь убывает с увеличением расстояния быстрее, чем в случае а, и энергия, заключенная в поле, оказывается меньше. В случае, показанном на рис 1в, магнитное поле практически существует только в непосредственной близости от поверхности магнетика и энергия поле еще уменьшается. На рис 1г изображен случай, когда во внешнем пространстве магнитного поля совсем нет. Здесь имеются «замыкающие» домены в форме трехгранных призм, боковые поверхности которых везде составляют угол 45˚ с вектором намагничения. Вследствие этого магнитный поток проходит исключительно внутри ферромагнетика, он замыкается граничными доменами, чем и обусловлено их название замыкающие домены. Состояние г энергетически более выгодно, чем предыдущее состояние. На рис 1д показана совокупность доменов совместно с замыкающими их доменами, у которых также нет внешнего поля. Таким образом, разбиение ферромагнетика на домены происходит потому, что при образовании доменных структур энергия ферромагнетика уменьшается.

Между соседними доменами имеются сравнительно узкие (порядка 10²-10³ межатомных расстояний) переходные слои, которые называются доменными границами (или стенками). В этих слоях направление J_S постепенно изменяется на противоположное. Толщина граничного слоя определяется условиями равновесия между силами анизотропии, стремящимися сузить стенку, и квантовыми обменными силами, стремящимися расширить ее. В многодоменном образце энергия доменных границ будет тем больше, чем больше общая площадь границ.

Рассмотрим магнитоодноосный кристалл в виде пластинки с осью легкого намагничивания (ОЛН), перпендикулярной плоскости образца. В однодоменном состоянии намагниченная до насыщения пластинка имеет энергию W,. равную максимальной магнитостатической энергии

w_m=μ₀J_S²V/2.

Если намагниченность лежит в плоскости пластинки, то w_m=0 и энергия w=w_k=kv,

где V — объем образца. Энергия образца будет значительно снижена, если он будет размагничен, т. е. объем его будет разбит, например, на слоистые домены.

Сравним два варианта доменной структуры: а) «замкнутая» структура и б) «открытая» структура. Оценим энергию каждого варианта структуры, предполагая, что ширина доменов мала по сравнению с толщиной пластинки h.

В замкнутой доменной структуре магнитный поток полностью замкнут, поле рассеяния отсутствует и, следовательно, W_м^a=0. Полная энергия W складывается из энергии доменных границ W_r и энергии анизотропии w_k° замыкающих доменов. Число границ, приходящихся на единицу площади поверхности пластинки, равно 1/D, их площадь приближенно равна h/D. Удельная энергия доменных границ