Магнитный вид неразрушающего контроля

 

2.1. Магнитное поле и его характеристики

 

Физическое поле существует, если на предмет, находящийся в его среде, действует сила. Например, человек массой m постоянно испытывает действие гравитационного поля: где бы он ни находился, Земля притягивает его с силой

 

, (2.19)

 

где – ускорение свободного падения.

Для всех физических полей структура формулы для определения силы поля одинакова. В ней всегда фигурирует произведение одной или нескольких величин, характеризующих тело (масса, заряд, скорость и т. д.), на векторную величину, которая характеризует поле в точке его местоположения. Эта величина называется напряженностью поля. В выражении (2.19) ускорение свободного падения есть напряженность гравитационного поля.

Рассмотрим другое по физической природе поле – электростатическое. Оно действует только на заряженные тела, обладающие зарядом q, с силой

 

, (2.20)

 

где – напряженность электростатического поля в месте его нахождения.

Подчеркнем, что электростатическое поле более избирательно, оно создается только заряженными телами, заряды q которых могут быть и положительными, и отрицательными, масса же m в формуле (2.19) всегда положительна. Но построение формул одно и то же: чтобы получить силу, надо определенную величину, относящуюся к телу, умножить на напряженность поля в этой точке.

Физические поля представляются силовыми линиями. Главное свойство такой линии поля состоит в том, что в любой точке, через которую она проходит, направление вектора напряженности совпадает с направлением касательной к ней в этой же точке (рис. 2.52, а). Проведя на рисунке одну силовую линию, мы уже задаем направление напряженности в бесконечном числе лежащих на ней точек. Поле сильнее, т.е. величина напряженности больше там, где линии будут расположены гуще, и слабее, где они разряжены (рис. 2.52, б). Они как «упругие нити» могут сходиться или расходиться, но пересекать друг друга не могут.

Поле, напряженность которого одинакова во всех точках, называется однородным. В противном случае оно неоднородно.

Магнитное поле – это один из видов силовых полей, но в отличие от электростатического оно еще более избирательно – действует только на движущиеся заряды. На неподвижные заряженные предметы даже в самых сильных магнитных полях не действует никакая сила. Становится очевидным, что «конструкция» формулы для определения силы, действующей на движущееся тело в магнитном поле, должна быть сложнее предыдущих.

Действительно, для гравитационного поля важна лишь масса тела m, для электрического (кулоновского) – величина его заряда q, а для магнитного важными оказываются сразу три фактора: заряд тела, численное значение и направление скорости его движения .

Сила, приложенная к движущемуся заряженному телу со стороны магнитного поля, называется силой Лоренца:

 

, (2.21)

 

где α – угол между направлениями векторов скорости и напряженности магнитного поля в точке, где находится тело;

μ ₀ – размерный коэффициент.

Напряженность магнитного поля Н – силовая величина, не зависящая от магнитных свойств среды, в которой поле существует. Она характеризует магнитное поле по величине и направлению, но учитывает влияние на интенсивность поля проводников с токами и расположение магнитов.

В системе СИ измеряется в амперах на метр – А/м. Вектор напряженности магнитного поля можно представить, помес-

тив его в прямоугольную систему координат на поверхности де-

тали и соединив начала вектора и системы координат в виде его составляющих (рис. 2.53). Такое представление удобно в работе, так как проще измерять не вектор в целом, а его компоненты. Особенно часто используют компоненты – нормальный, т. е. перпендикулярный поверхности детали, и – тангенциальный с модулем , направленный параллельно поверхности.

Заменим произведение нескольких параметров, характеризующих тело в выражении (2.21), на единственный, более сложный чем масса или заряд, параметр, который называется магнитным моментом.

Как направлена сила магнитного поля? В гравитационном поле сила всегда направлена в ту же сторону, что и ускорение свободного падения, ведь тел с отрицательной массой не бывает. В электрическом поле сила и напряженность Е всегда направлены вдоль прямой, соединяющей два заряда. В магнитном поле сила Лоренца всегда перпендикулярна и к напряженности , и к скорости тела . Очевидно, что единственная прямая, перпендикулярная одновременно к векторам и , есть перпендикуляр к плоскости, в которой лежат эти векторы (рис. 2.54, а).

Если изменить на противоположное направление скорости или напряженности , то поменяется на противоположное и направление силы . Последнее можно определить по известному правилу правой руки.

В случае, когда носителями зарядов является движущийся в проводнике поток электронов, силы Лоренца, приложенные к каждому электрону в потоке, складываясь, прижимают их к стенке провода, толкая его поперек движения электронов, т.е. перпендикулярно направлению электрического тока. В результате формула (2.21) преобразуется, и значение силы, действующей на проводник длиной l с током I, расположенный под углом α к направлению поля (рис. 2.54, б), будет определяться законом Ампера:

 

. (2.22)

 

Если ток течет в контуре в виде плоской рамки в однородном поле Н, направленном параллельно сторонам АВ и СД (рис. 2.55, а), то возникают две силы Ампера, воздействующие перпендикулярно сторонам ВС и ДА (a = 90°), параллельные между собой и направленные противоположно, которые образуют на плече b пару сил с моментом

 

, (2.23)

 

где – площадь рамки.

Формулу (2.23) можно представить в виде:

 

, (2.24)

 

где величину называют магнитным моментом контура. Единицей измерения является А·м² – «амперквадратный метр».

Если рассматривать плоский контур произвольной формы с током в однородном магнитном поле, то необходимо просуммировать воздействие Н на отдельные малые элементы контура, и результат останется тем же: формула (2.24) будет справедливой. Магнитному моменту контура придают векторный характер. Условились за направление принимать направление положительной нормали к контуру с током по правилу правозаходного винта.

В общем случае, когда контур с током I и однородное магнитное поле Н не лежат в одной плоскости, а находятся под углом α, который на рис. 2.55, б показан как угол между направлением поля Н и нормали () к контуру, поле Н можно разложить на две составляющие – и .

Тогда тангенциальная составляющая () лежит в плоскости контура, а нормальная () перпендикулярна ему. При этом и . Вращающий момент создает только составляющая , т. е.

 

, (2.25)

 

или в векторной форме:

 

. (2.26)

 

Для более компактного представления силового воздействия магнитного поля введем в рассмотрение магнитную индукцию , которая, как и напряженность , является величиной векторной и служит основной характеристикой магнитного поля. Величины и связаны соотношением:

 

. (2.27)

 

Здесь размерный коэффициент μ ₀ в системе СИ равен 4 π 10^–7 Гн/м. Его называют также магнитной постоянной (проницаемостью) вакуума, придавая этим данному коэффициенту физический смысл. Тогда с учетом (2.27) выражение (2.26) можно представить в виде векторного произведения:

 

, (2.28)

 

т. е. формула для определения силового воздействия на контур с током в магнитном поле становится такой же простой, как в гравитационном и электростатическом. Различие заключается в том, что для двух последних формулы , определяют силы, действующие на пробное тело, а формула (2.28) – момент сил. Под действием гравитационного и электростатического поля пробное тело движется поступательно. Контур с током под действием однородного магнитного поля испытывает поворот. Под действием неоднородного поля контур одновременно и вращается и поступательно перемещается.

Вопросы, изложенные в этом разделе, рассмотрены в [49, 51].

 

2.2. Источники магнитного поля

 

Любой проводник или контур с электрическим током, так же как и движущийся электрический заряд, создают свое собственное магнитное поле. Количественную оценку такого магнитного поля производят с помощью напряженности Н (рис. 2.56, а), которая определяется законом Био-Савара-Лапласа: элемент контура , по которому течет ток силой I, создает в произвольно выбранной точке А пространства магнитное поле напряженностью

 

, (2.29)

 

где r – расстояние от элемента контура до рассматриваемой точки;

α – угол между r и Δ l.

Вектор напряженности магнитного поля , созданный током I, перпендикулярен плоскости, в которой лежат элемент Δ l и отрезок r.

Рассмотрим частные, но важные для практики случаи.

Магнитное поле прямолинейного проводника с током. Суммируя все от всех , на основе уравнения (2.29) получаем:

 

. (2.30)

 

Согласно рис. 2.56, б имеем: и . Тогда . Переходя к интегрированию, получаем: .

Таким образом, напряженность поля Н в любой точке, расположенной на расстоянии r от оси прямолинейного проводника, определяют по формуле:

. (2.31)

 

Силовые линии магнитного поля – это концентрические окружности с центрами на оси проводника (рис. 2.57, а). Направление поля связано с направлением тока правилом правозаходного винта. По мере приближения к оси проводника () поле усиливается, а с удалением – падает, что показано на рис. 2.57, а сгущением или, соответственно, разряжением силовых линий.

Подчеркнем, что гиперболический закон (2.31) уменьшения Н верен только для точек вне проводника. Внутри проводника диаметром 2 r ₀ поле по мере удаления от его геометрической оси линейно возрастает с увеличением r:

 

. (2.32)

 

Таким образом, напряженность поля внутри проводника в пределах r < r ₀(участок 1) , а вне – при r > r ₀ (участок 2) (рис. 2.57, б). Напряженность в любой точке, расположенной на поверхности проводника (r = r ₀), достигает максимального значения .

Прямолинейные проводники с током в виде медных стержней или гибких кабелей различного сечения применяют для циркулярного намагничивания контролируемых деталей.

Магнитное поле кругового тока. В центре кругового тока (рис. 2.58, а), когда , и , напряженность

 

, т. е. . (2.33)

Магнитное поле на оси кругового тока. магнитное поле на оси кругового тока на расстоянии d от плоскости его протекания (рис. 2.58, б) можно рассчитать по формуле:

 

. (2.34)

 

При d = 0 формула (2.34) переходит в выражение (2.33). С увеличением d значение напряженности поля по оси уменьшается. Если имеется w проводников, уложенных в достаточно тонкую катушку (d» 0), то в (2.34) вместо I войдет произведение wI. Длинная катушка называется соленоидом.

Магнитное поле соленоида. С учетом обозначений на рис. 2.59, на основе (2.29) выражение для поля Н (оно направлено вдоль оси соленоида) запишем в виде:

 

. (2.35)

 

соотношение (2.35) применяется для расчета в магнитной дефектоскопии, так как соленоиды широко используются для намагничивания деталей.

Часто пользуются упрощенным вариантом выражения (2.35), считая соленоид бесконечно длинным, т. е., принимая >> R, имеем:

 

. (2.36)

 

Поле соленоида пропорционально току I и отношению числа витков к длине соленоида , которое называют постоянной соленоида.

В центре соленоида

 

, (2.37)

 

у края соленоида

 

. (2.38)

 

Если при этом l >> R, то , т. е. на краю длинного соленоида поле в два раза меньше, чем в середине. При R >> l выражение (2.35) переходит в (2.33) с соответствующим числом витков.

Как видно из рис. 2.59, поле будет однородным лишь внутри и вблизи центра соленоида. Приближаясь к его краям, силовые линии начинают расходиться, и напряженность поля падает. Снаружи, например, у правого конца, силовые линии «загибаются назад», рассеиваются и на входе слева сгущаются.

Магнитное поле проводника конечного сечения. В практике магнитной дефектоскопии для контроля осесимметричных деталей или деталей в форме тел вращения часто применяют циркулярное намагничивание путем пропускания тока непосредственно вдоль оси детали. При этом поле (см. рис. 2.57, б) в некоторой точке вне цилиндра, удаленной на расстояние r от центра цилиндра, рассчитывается по формуле (2.31). Так как поле внутри цилиндра создается током , где плотность тока , а , то для r << r ₀ поле определяется как , и оно, как и следовало ожидать, совпадает с полем, рассчитанным по формуле (2.32).

Таким образом,

(2.39)

Магнитное поле тока, текущего по трубе. Аналогичные рассуждения дают в данном случае следующие результаты по участкам 1–3 (рис. 2.60):

 

(2.40)

 

 

Вопросы, изложенные в этом разделе, рассмотрены в [49, 53].

 

Магнетизм и намагничивание

 

Носители магнетизма в металле – элементарные электрические токи в атомах (гипотеза Ампера), создаваемые вращением электронов вокруг ядра (рис. 2.61, а), прецессионным движением (качанием) электронных орбит (рис. 2.61, б) и вращением электронов вокруг своей оси – спином электрона (рис. 2.61, в). Последний вносит наибольший вклад в образование магнитного поля в атоме.

Элементарные токи в каждом атоме формируют атомные магнитные моменты , которые, складываясь между собой, образуют магнитное поле атома и, в конечном счете, вещества в целом. Однако большинство веществ не проявляет магнитных свойств, так как магнитные моменты их атомов направлены произвольно и взаимно компенсируют друг друга, т. е. размагничиваются уже в небольшом своем объеме.

Существуют материалы с высокой способностью к намагничиванию – ферромагнетики. Их в природе насчитывается немного. Главный среди них – железо. На его основе с добавками никеля, кобальта, вольфрама и алюминия созданы все ферромагнитные сплавы. У них совершенно особая структура. Даже если нет внешнего магнитного поля, моменты миллионов соседних атомов самопроизвольно выстраиваются параллельно друг другу, образуя микроскопические области, так называемые домены – идеальные магниты в миниатюре. Это крошечные, в обычном представлении, но огромные по сравнению с размерами атомов области. Число атомов в них составляет порядка 10¹⁵, а размеры в поперечнике достигают 10 мкм. Все магнитные моменты атомов внутри домена ориентированы одинаково, т. е. эта область намагничена до насыщения и представляет собой относительно сильный постоянный магнит. Она характеризуется магнитным моментом домена.

Если нет внешнего магнитного поля, то магнитные моменты доменов направлены беспорядочно и взаимно компенсируют друг друга. Поэтому ферромагнетик в обычном своем состоянии не имеет результирующего магнитного момента, т. е. его намагниченность равна нулю.

Магнитные величины. При наложении на ферромагнетик внешнего магнитного поля каждый домен дает слагающую магнитного момента по направлению этого поля. Моменты доменов суммируются, и ферромагнетик приобретает результирующий магнитный момент . Свойство вещества увеличивать свой магнитный момент за счет возникновения элементарных магнитных моментов под действием внешнего магнитного поля называют намагничиванием. В качестве его меры принят вектор намагниченности , количественно равный магнитному моменту некоторого объема V вещества в точке внутри него . Вектор намагниченности характеризует собственное магнитное поле вещества, возникающее изнутри от суммарного действия доменов, и в десятки и сотни раз превышает первопричину, т. е. намагничивающее поле Н. Этому способствует не только значение напряженности Н внешнего поля, но и кристаллическая структура ферромагнетика, так как в пределах кристалла моменты доменов легче выстраиваются в одном направлении. Намагниченность М, А/м, связана с напряженностью Н зависимостью:

, (2.41)

 

где коэффициент χ – магнитная восприимчивость вещества.

Магнитная восприимчивость χ – безразмерная величина, характеризующая способность вещества намагничиваться. Она сложным образом зависит от напряженности магнитного поля Н, температуры, давления, способа изготовления, термообработки и химического состава, а также от «магнитной предыстории» материала. В зависимости от модуля и знака восприимчивости χ все вещества условно делят на диамагнетики, парамагнетики и ферромагнетики.

Диамагнетики имеют отрицательную магнитную восприимчивость: χ = –(10^–5–10^–7). Это означает, что они намагничиваются во внешнем магнитном поле навстречу вектору напряженности этого поля.

Парамагнетики намагничиваются во внешнем магнитном поле по направлению вектора его напряженности, т. е. имеют положительную магнитную восприимчивость: χ = 10^–1–10^–5.

Ферромагнетики – это вещества, в которых при температуре, меньшей точки Кюри, устанавливается состояние самопроизвольной намагниченности. Характерные признаки ферромагнетиков – высокое значение магнитной восприимчивости (χ = 1–10⁵) и существенная зависимость ее значения от напряженности внешнего магнитного поля.

поле М от доменов и намагничивающее поле Н складываются, образуя в веществе суммарное поле, характеризуемое магнитной индукцией В,

 

. (2.42)

 

Формула (2.42) учитывает и воздействующее поле Н, и тот вклад М, который привносит само вещество. Если Н характеризует магнитное поле, внешнее по отношению к ферромагнетику, то В определяет значение и 23.41) в формулу (2.42), имеем:

, т. е.

 

. (2.43)

 

Здесь , Гн/м, – абсолютная магнитная проницаемость, характеризующая способность вещества к намагничиванию; m ₀ = 4 p 10^–7 Гн/м – магнитная проницаемость вакуума. Размерности m _а и m ₀ совпадают;

– относительная магнитная проницаемость, величина безразмерная, широко употребляемая в инженерной практике, показывает, во сколько раз магнитные свойства (индукция) данного вещества лучше магнитных свойств вакуума, т. е. . Относительная магнитная проницаемость μ, так же как и χ, зависит от Н.

У диамагнитных веществ (медь, серебро, золото, цинк и др.) значения μ на несколько десятитысячных долей меньше единицы; у парамагнитных (алюминий, хром, платина, марганец и др.) μ на несколько десятитысячных больше единицы. Ферромагнитные материалы имеют μ >> 1, исчисляемое сотнями и тысячами единиц. Однородное магнитное поле в диамагнетиках ослабляется, в парамагнетиках усиливается. Среда с неоднородным магнитным полем диамагнитные вещества выталкивает, парамагнитные втягивает в себя.

Поскольку значения μ для диамагнитных и парамагнитных веществ почти не отличаются от единицы, и взаимодействие их с внешним полем слабое, то принимают, что магнитные свойства диамагнетиков и парамагнетиков равноценны вакууму.

В соответствии с ГОСТ 21105-87 магнитный контроль применим только для деталей из ферромагнитных материалов с μ ≥ 40.

Магнитная индукция В – основная характеристика магнитного поля в намагниченной среде, зависящая от свойств среды – μ _а в формуле (2.43). Величина векторная, определяется по механическому действию магнитного поля на проводник длиной l с током I по закону Ампера (2.20) в виде: , т. е. .

Положив F = 1Н, I = 1А, l = 1м, получим, что в системе единиц СИ магнитная индукция измеряется в ньютонах, деленных на ампер-метр, или килограммах – ампер-секунда в квадрате: .

Этим тождественным единицам присвоено наименование «тесла» – Tл. 1 Tл – достаточно крупная единица. При магнитном контроле используются поля 0,025–0,060 Tл или 25–60 мTл от постоянных магнитов, при намагничивании деталей в соленоидах – до 100–200 мTл, электромагнитами – до 1,0 Tл. Магнитная индукция в ферромагнетиках может достигать 2–2,5 Tл.

Первопричиной индукции В является намагниченность М (см. формулы (2.41) и (2.42)), которая в сотни и сотни раз превышает напряженность Н в слабых намагничивающих полях. В сильных полях величина М становится сравнимой с Н. Последняя, являясь, в отличие от В вспомогательной магнитной величиной, не зависит от свойств среды.

Линии магнитного поля, пронизывающие деталь или вещество, называют линиями магнитной индукции. представляя собой как бы «упругие нити (М. Фарадей)», они, как и линии напряженности Н, нигде не пересекаются. Любая магнитная линия индукции является замкнутой на себя независимо от того, через какие среды ей приходится проходить.

Совокупность (общее число) магнитных линий, проходящих сквозь некоторую поверхность, ограниченную контуром, называют магнитным потоком Ф, который является величиной скалярной. Его определяют как сумму произведений векторной функции В на элементарные площадки , взятую по всей площади рассматриваемой поверхности S. В однородном поле

 

, (2.44)

 

где S – площадь пронизываемой плоскости, расположенной под углом α к линиям магнитной индукции В.

На основе закона электромагнитной индукции (М. Фарадей)

или , (2.45)

 

где е – наведенная ЭДС, В.

Положив е = 1В, t = 1с, получим: 1 единица магнитного потока = 1 В×1 с = 1 В×с = 1 Вб, которая в системе СИ называется «вебер» – Вб. Это очень крупная единица измерения, что видно из соотношения между данными единицами на основе выражения (2.43): , т. е. Вб – поток, создаваемый однородным магнитным полем с индукцией 1 Тл через площадь поперечного сечения 1 м². В практике магнитного контроля используют тысячные и миллионные доли Вб, т. е. мВб и мкВб.

Линии магнитной индукции, пересекая границы различных веществ, никогда не разрываются. Магнитный поток целиком проходит через замкнутую цепь ферромагнетиков. Такую совокупность называют магнитной цепью, которая представляет собой, например, деталь, намагничиваемую соленоидом, либо изделие, сопряженное с приставным магнитом. Здесь, так же как и для электрических цепей, используют законы, аналогичные законам Ома и Кирхгофа.

Если линии магнитной индукции замыкаются через ферромагнитный сердечник (магнитопровод), то магнитный поток в нем

, (2.46)

 

где F = Iw – магнитодвижущая сила (МДС), А×виток;

l _ср – длина средней линии магнитопровода, м;

S – сечение магнитопровода, м²;

– магнитное сопротивление, .

Магнитный поток в магнитной цепи прямо пропорционален МДС и обратно пропорционален магнитному сопротивлению. Магнитное сопротивление R_m ферромагнетика прямо пропорционально его длине, обратно пропорционально площади поперечного сечения и абсолютной магнитной проницаемости.

Для замкнутой магнитной цепи, содержащей участки l ₁, l ₂, l ₃, …, МДС определяется законом полного тока:

 

. (2.47)

 

Так как H = B/μ _a = Ф/ μ _a S, то

 

. (2.48)

 

Отсюда следует основной закон магнитной цепи:

 

. (2.49)

 

Кривая намагничивания и петля гистерезиса. кривая намагничивания и петля гистерезиса показывают процесс изменения намагниченности ферромагнетиков (рис. 2.62).

схема снятия кривой намагничивания ферромагнитного стержня, помещенного в соленоид, по обмотке которого протекает электрический ток I, приведена на рис. 2.63, а.

значение тока можно изменять реостатом R. Соленоид создает направленное по оси ферромагнетика поле в соответствии с (2.33).

В начальный момент цепь тока I разомкнута, напряженность Н и намагниченность М стержня равны нулю, домены ориентированы произвольно и магнитный момент При замыкании цепи и постепенном увеличении тока от нуля растет напряженность Н. Границы между доменами перемещаются так, что объем доменов с ориентацией магнитных моментов по намагничивающему полю Н растет за счет доменов других направлений. Магнитная индукция в ферромагнетике формируется как сумма намагниченности М, т. е. индукции, создаваемой доменами, и напряженности внешнего поля Н (см. (2.42)). зависимости μ ₀ Н, μ ₀ М и В = μ _а Н изображены на рис. 2.63, б. Кривая М (Н) показывает, что намагниченность стержня вначале быстро увеличивается, а затем ее значение снижается до предельного μ ₀ М_m. Составляющая μ ₀ Н изменяется пропорционально напряженности внешнего поля Н. Складывая ординаты кривых μ ₀ Н и μ ₀ М, получаем зависимость, изображаемую кривой (рис. 2.63, б), называемой кривой первоначального намагничивания (КПН).

Кривая B = (рис. 2.63, б) нелинейна и может быть условно разделена на пять участков. Участок 1 соответствует упругому смещению границ между доменами. На участке 2 (область Релея) ориентация доменов в направлении внешнего поля скачкообразно изменяется и намагниченность ферромагнетика увеличивается. Участок 3 показывает необратимые смещения границ между доменами. Здесь магнитная проницаемость достигает максимального значения μ_max. В пределах участка 4 домены вырастают до максимально возможных размеров, и большинство атомных магнитных моментов во всем стержне оказывается выстроенным вдоль внешнего поля. Резервы роста внутреннего поля М за счет доменов исчерпаны, материал достигает состояния намагниченности насыщения М_s или технического насыщения, характеризуемого индукцией В_m и напряженностью Н_m. Увеличение Н > H_m на участке 5 уже не приводит к увеличению внутреннего поля М, индукция В возрастает только за счет увеличения внешнего поля – Н. Здесь КПН становится линейной,

Из-за нелинейного характера КПН выделяют начальную и максимальную магнитную проницаемость (рис. 2.64), которые определяются как тангенсы углов наклона касательных к кривой намагничивания в точках Н = 0 и Н = Н_m: ;

.

Используют также дифференциальную магнитную проницаемость (рис. 2.64).: .

Значения дифференциальной магнитной проницаемости m_d, получаемые по восходящей и нисходящей петлям гистерезиса, отличаются друг от друга.

Если напряженность Н уменьшать, поле В в стержне будет также уменьшаться, но не «вдоль» той кривой, по которой оно нарастало (рис. 2.62). Это явление называется магнитным гистерезисом (уменьшение В «запаздывает»). При Н = 0 индукция В в стержне не становится равной нулю, а принимает положительное значение В_r, т. е. «остается» в материале. Остаточной индукцией В_r (рис. 2.62) называют индукцию, значение которой сохраняется в предварительно намагниченном до насыщения ферромагнетике после снятия намагничивающего поля. Если значение индукции велико, то материал может быть хорошим постоянным магнитом. Чтобы размагнитить стержень, т. е. уменьшить В_r до нуля, необходимо изменить знак и увеличивать поле Н в обратном направлении до значения коэрцитивной силы Н_с, т. е. удерживающей намагниченность (рис. 2.62). Коэрцитивной силой Н_с называют величину размагничивающего поля, которое должно быть приложено, чтобы установить нулевое значение индукции в ферромагнетике.

Когда воздействующее поле совершает полный цикл изменения (от +Н_m до 0 и далее до –Н_m, а затем в обратную сторону до 0 и далее до +Н_m), индукция В изменяется по симметричной замкнутой кривой, называемой петлей гистерезиса. При совершении нескольких циклов перемагничивания петля принимает окончательную неизменяемую форму и называется предельной. Существуют также частные петли гистерезиса, получаемые при меньших, чем Н_m, значениях предельной напряженности поля. При несимметричном относительно нуля изменении значений напряженности поля, обычно в небольших пределах, но с сохранением знака, формируются несимметричные частные циклы.

Если время установления напряженности поля соизмеримо с временем перемагничивания материала, то определяемые в этом режиме характеристики называют динамическими. Основным влияющим фактором при этом являются вихревые токи. Они создают магнитное поле, направленное навстречу внешнему полю, уменьшающему магнитную индукцию. При увеличении частоты вихревые токи возрастают, что приводит к уменьшению В. Вихревые токи вызывают тепловые потери, что приводит к расширению петли гистерезиса. В связи с этим различают статическую и динамическую петли гистерезиса. Статическую получают при очень медленном изменении Н, при котором можно пренебречь действием вихревых токов. при перемагничивании ферромагнетиков переменным полем Н, когда влияние вихревых токов становится значительным, получают динамическую петлю, как геометрическое место вершин частных динамических петель. Отношение индукции к напряженности по этой кривой называют динамической магнитной проницаемостью m _дин.

Необходимо подчеркнуть, что отмеченные четыре параметра – остаточная индукция В_{r ,} коэрцитивная сила Н_с, относительная магнитная проницаемость m _н и m_max – являются основными, по ним производят анализ и выбор магнитных материалов для решения различных задач, в том числе и дефектоскопических. Их значения приводятся в справочниках по магнитным материалам.

Чем выше намагниченность материала М, тем выше его относительная проницаемость m и индукция поля В внутри материала. Начальная проницаемость m _н характеризует свойства материала в слабых магнитных полях. Если материал имеет узкую петлю (), более высокие значения m _н, то его относят к магнитомягким материалам (МММ) (рис. 2.65). Это незакаленные малоуглеродистые электротехнические стали и пермаллои – предельно магнитомягкие (Н_с £ 1 А/м), преимущественно железоникелевые сплавы.

По значению Н_с обычно судят о принадлежнос