|
увеличением температуры отпуска образцов Но уменьшается, а вероятность существования доменных границ с этим значением Но растет. Эта аналогия наглядно иллюстрируется сходным характером изменений распределений критических полей старта границ и осциллограмм МШ, полученных на образцах с различной термообработкой (рис. 2.1). Отмечается, что максимальное значение сигнала МШ следует за изменением коэрцитивной силы и, поэтому допустимо поставить знак пропорциональности между формой В(Н) ОМШ и кривой распределения Но и попытаться смоделировать их вид в зависимости от микрои макронапряжений поликристаллического ферромагнетика. Для моделирования В(Н) ОМШ воспользуемся результатами "теории включений" Керстена Кондорского, согласно которой критическое поле старта НО доменной границы (1.1) определяется [55] Л dcr К + Лсгп dx А о Учитывая, что входящие в это соотношение Is и А являются структурно нечувствительными параметрами, постоянными при неизменном химическом составе ферромагнетика [55], можно сделать вывод, что значения критических полей определяются уровнем микронапряжений, степенью их дисперсности, а также значением эффективной кристаллографической анизотропии КЭф=К+Ха<ъ в котором о0-математическое ожидание функции с, определяющее уровень макронапряжений. 33 |
2.2 НЕСТАЦИОНАРНАЯ МОДЕЛЬ ФОРМИРОВАНИЯ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК МШ И АНАЛИЗ ВЗАИМОСВЯЗЕЙ С УРОВНЕМ МИКРОИ МАКРОНАПРЯЖЕНИЙ Анализ сигналов МШ рис. 2.1 и рис. 2.2 показывает возможность моделирования нестационарного МШ в виде (2.1) и не учитывая частотные характеристики центрированного случайного процесса E(t), остановимся на моделировании и исследовании макропараметров модулирующей функции B(t) дисперсии <т2е(t) (2.2) случайного процесса. На практике ферромагнетик обычно перемагничивают линейно изменяющимся магнитным полем H(ty=bt (b постоянный коэффициент), поэтому В{t) ~ В(И) и представляет собой огибающую (дисперсии мощности) магнитного шума (ОМШ) и ее параметры характеризуются в общем случае изменением намагниченности в контролируемой области и соответствующим изменением магнитного потока аФ / а Н , регистрируемого измерительной катушкой, при изменении поля перемагничивания. Наличие наиболее вероятной величины магнитного момента при СБ [25] позволяет сделать вывод, что значение d Таким образом, можно утверждать, что параметры ОМШ при перемагничивании определяются характером распределения Н0 критических полей старта доменных границ. I 2.2.1 Применение статистической теории намагничивания к моделированию параметров огибающей МШ. Для моделирования 5(H) ОМШ воспользуемся результатами "теории включений" Керстена Кондорского по определению критического поля старта Но доменной границы, согласно (1.1) записывается 0 2ISVK +A Как показано в работах Пфеффера, Кронмюллера, Иванова [53, 82, 83], функция распределения микронапряжений в объеме изотропного поликристаллического ферромагнетика представляет собой стационарную случайную функцию с нулевым средним и корреляционной функцией R(Ax). Основными параметрами функции распределения, определяющими 2 статистические свойства ферромагнитной среды, являются дисперсия сгх (среднеквадратическое отклонение сгхфлуктуаций внутренних напряжений) и 2 fl d*R(Ах) d(Ax)2 параметр л1~го = ------------------характеризующий частотные свойства случайных функций (дисперсность микронапряжений). Оценка влияния параметра у г0 на магнитные свойства высокопрочных конструкционных сталей, проведенная в [18] показала, что изменения у -г 0 в диапазоне величин от 100 до 1000, соответствующем структуре таких сталей, незначительно (~ на 150) изменяет основные магнитные характеристики, в частности коэрцитивную силу, необратимую восприимчивость и МШ. Это позволяет в качестве первого приближения для оценки случайной функции do/d* пользоваться одним параметром сгх. Таким образом, пренебрегая влиянием параметра у -г 0 и считая ls и А постоянными для данного материала, величину критического поля Я0 можно определить: 58 |