Трофимова Т.И. - Курс физики (1092345), страница 65
Текст из файла (страница 65)
5 (32 Диа- и парамгынетпзм Всякое вещество является магнетиком, т. е. оно способно под действием магнитного поля приобретать магнитный момент (намагничиваться). Для понимания механизма этого явления необходимо рассмотреть действие магнитного поля на движущиеся в атоме электроны. Ради простоты предположим, что электрон в атоме движется по круговой орбите. Если орбита электрона ориентирована относительно вектора В произвольным образом, составляя с ним угол а (рис. 188), то можно доказать, что она приходит в такое движение вокруг В, при котором вектор магнитного момента рм, сохраняя постоянным угол а, вращается вокруг на- !'нг пж правления В с некоторой угловой скоростью.
Такое движение в механике называется прецессией. Прецессию вокруг вертикальной оси, проходящей через точку опоры, совершает, например, диск волчка при замедлении движения. Таким образом, электронные орбиты атома под действием внешнего магнитного поля совершают прецессионное движение, которое эквивалентно круговому току. Тзк как этот микроток индуцирован внешним магнитным полем, то, согласно правилу Ленца, у атома появляется составляющая магнитного поля, направленная противопачожно внешнему полю.
Наведенные составляющие магнитных полей атомсв (молекул) складываются и образуют собственное магнитное поле вешест. ва, ослабляющее внешнее магнитное поле. Зтот эффект получил название диамагнитного эффекта, а вещества, намагнкчивающиеся во внешнем магнитном поле против направления поля, называются диамагнетиками. В отсутствие внешнего магнитного поля диамагнетик немагнитен, поскольку в данном случае магнитные моменты электронов взаимно компенсируются, и суммарный магнитный момент атома (он равен векторной сумме магнитных моментов (орбитальных и спиновых) составляющих атом электронов) равен нулю. К диамагнетикам относятся многие металлы (например, В(, Ад, чп, Сн), большинство органических соединений, смолы, углерод и т. д. Так как диамагнитный эффект обусловлен действием внешнего магнитного поля на электроны атомов вещества, то диамагнетнзм свойствен всем веществам.
Однако наряду с днамагнитными веществами существуют и парамагнитиые— вешестна, намагиичивающиеся во внешнем магнитном поле по направлению поля. У парамагнитных веществ при отсутствии внешнего магнитного поля магнитные моменты электронов не компенсируют друг дру~ э, и атомы (молекулы) парамагнетиков всегда обладают магнитным моментом. Однако вследствие теплового движения молекул нх магнитные моменты ориентированы беспорядочно, поэтому пара- шю 3 Электркоееооо к юекгр чогк окоч магнитные вещества магнитными свойствами не обладают. При внесении пара- магнетика во внешнее магнитное поле устанавливается преимущественная ориентация магнитных моментов атомов по полю (полной ориентации препятствует тепловое движение атомов). Таким образом, парамагнетик намагничивается, создавая собственное магнитное поле, со.
впадающее по направлению с внешним полем и усиливающее его. Этот аффект называется парамагнитным. При ослаблении внешнего магнитного поля до нуля ориентация магнитных моментов вследствие теплового движения нарушается и парамагнетик размагничивается.
К парамагнетнкам относятся редкоземельные элементы, Р1, А( н т, д. Диамагнитный эффект наблюдается и в парамагнетиках, но он значительно слабее парамагнитного и поэтому остается незаметным. Из рассмотрения явления парамагнетнзма следует, что его объяснение совпадает с объяснением ориентационной (дипольной) поляризации диэлектриков с полярными молекулами (см. $87), только электрический момент атомов в случае поляризации надо заменить магнитным моментом атомов в случае намагничения. Подводя итог качественному рассмотрению диа- и парамагнетизма, еще раз отметим, что атомы всех веществ являются носителями диамагнитных свойств, Если магнитный момент атомов велик, то парамагнитные свойства преобладают над диамагнитными и вещество является парамагнетиком; если магнитный момент атомов мал, то преобладают диамагнитные свойства и вещество является диамагнетиком.
8 1'И. Намшннченносгь. Мнгннгное иоле н вещество Подобно тому, как для количественного описания поляризации диэлектриков вводилась поляризованность (см. $88), для количественного описания намагничения магнетиков вводят векторную величину— намагниченность, определяемую магнитным моментом единицы объема магнетика: Я=Р /(I=~ р,/1', где Р =~ р, — магнитный момент магнетика, представляющий собой векторную сумму магнитных моментов отдельных молекул (см.
(131.6) ). Рассматривая характеристики магнитного поля (см, з 109), мы вводили вектор магнитной индукции В, характеризующий результирующее магнитное поле, создава. емое всеми макро. н микротоками, н вектор напряженности Н, характеризующий магнитное поле макротоков. Следовательно, магнитное поле в веществе складывается нх двух полей; внешнего поля. создаваемого током, и поля, создаваемого намагниченным веществом. Тогда вектор магнитной индукции результирующего магнитного поля в магнетике равен векторной сумме магнитных индукций внешнего поля Во (поля, создаваемого намагничнвающим током в вакууме] и поля микротоков В' (поля, создаваемого молекулярными токами); В=В +В', (1333) где Во=цоН (см.
(109.3) ). Для описания поля, создаваемого молекулярными токами, рассмотрим магнетик в виде кругового цилиндра сечения 5 и длины 1, внесенного в однородное внешнее магнитное поле с индукцией Во. Возникающее в магнетике магнитное поле молекулярных токов будет направлено противоположно внешнему полю для диамагнетиков и совпадать с ним по направлению для парамагнетиков. Плоскости всех молекулярных токов расположатся перпендикулярно вектору Во, так как векторы их магнитных моментов р антипа. раллельны вектору Во (для диамагнети.
ков) и параллельны Во (для парамагнетнков). Если рассмотреть любое сечение цилкндра, перпендикулярное его оси, то во внутренних участках сечения магнетика молекулярные токи соседних атомов направлены навстречу друг другу н взаи оно компенсируются (рис. !89). Нескомпенсированными будут лишь молекулярные токи, выходящие на боковую поверхность цилиндра. Ток, текущий по боковой поверхности цилиндра, подобен току в соленоиде и создает внутри него поле, магнитную индук- 1 з з ~ а 16. !Цагин и," чо! ппч агс:ест~ з эпг рч .
1гч гзткуд з Н=— В Ив О+Х) (133.8) или цию В' которого можно вычислить, учитывая формулу (!19.2) для )т'=! (соленоид иэ одного витка): В'=Изр/1, где 1' — сила молекулярного тоха, длина рассматриваемого цилиндра, а магнитная проницаемость И принята равной единице. С другой стороны, 1'/! — ток, приходягцийся иа единицу длины цилиндра, илп его линейная плотность, поэтому магнитный момент этого тока р=/'15/1=!'У/1, где У вЂ” объем магнетика, Если Р— магнитный момент магнетика объемом У, то Р/У вЂ” намагниченность магнетика /.
Таким образом, /=1'/!. (!ЗЗ.З) Сопоставляя (! 33.2) и (! 33.3), получим, что В'=Из/, или в векторной форме В -И,З. Подставив выражения для Вэ и В' в (133.1), получим В=И Н+Иь), (133.4) — = Н+3. В П 33.5) Иэ Как показывает опыт, в несильных полях намагниченность прямо пропорциональна напряженности поля, вызывающего намагничение, т. е. З=ХН, (!33.8) где Х вЂ” безразмерная величина, называемая магнитной восприимчивостью вещест- ва.
Для диамагнетиков Х отрицательна (поле молекулярных токов противоположно внешнему), для парамагнетиков — положительна (поле молекулярных токов совпадает с внешним). Используя формулу (133.6), выражение ( ~33.4) можно записать в виде В=Из(1+Х) Н, (133.7) Безразмерная величина И=!+Х представляет собой магнитную проницаемость вещества, Г!одставив (133 8) в (133.7), придем к соотношению (109.3) В=ИьИН, которое ранее постулировалось. Так как абсолютное значение магнитной восприимчивости для диа- и парамагнетикзв очень мало (порядка 10 10 '), то для них И незначительно отличается от единицы.
Это просто понять, так как и агнитное поле молекулярных токов значительно слабее намагннчивающего поля. Таким образом, для диамагнетиков Х(0 н И(1, для парамагнетиков Х>0 и И)!. Закон полного така для магнитного поля в веществе (теорема о циркуляции вектора В) является обобщением закона (1!8, !): $ В б(=ф В, б(=И,(1+Р), где 1 и 1' — соответственно алгебраические суммы макротоков (токов проводимости) и микротоков (молекулярных токов), охватываемых произвольным замкнугым контуром 1.
Таким образом, циркуляция вектора магнитной индукции В по произвольному замкнутому контуру равна алгебраической сумме токов проводимости и молекулярных токов, охввтываемых этим контуром, умноженной на магнитную постоянную. Вектор В, таким образом, характеризует результнруюгцее поле, созданное как макроскопическими токами в проводниках (токами проводимости), т а к и микроскопическими токами в м а гн етиках, поэтому линии вектора м а г н нт ной н ндукц и и В не имеют ист ач н и ков и нвляются замкнутыми.
Можно доказать, что циркуляция намагниченности 3 по произвольному замкнутому контуру Е равна алгебраичегкон сумме молекулярных гоков, охватываемых этим контуром: ф И! — — 1.' Тогда закон полного тока для магнктнаго поля в веществе можно записать также в виде гдг 1, подчеркнем это еще раз, есть алгебраическая сумма токов проводимости. Выражение, стоящее в кобкал в (133.9), согласно (133.5), есть нс чта иное, как ввсденный раисе вектор Н напряженности магнитного поля.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
