Трофимова Т.И. - Курс физики (1092345), страница 66
Текст из файла (страница 66)
Нтак, циркуляции вектора Н по произвольному замкнутому капгуру Е равна алгебраической сумме токов проводимости, охватываемых этим контуром: Н 31=1. (133.10! Выражение (133,10) представляет гобои теорему о циркуляции вектора Н. Ф 1:Е1 нн ! р ',ьицс ри ..',' ! «въх ма!нг!икон Рассмотрим условия для векторов В и Н на границе раздела двух однородных магнетиков (магнитные проницаемости р! и р!) при отсутствии ни границе тока проводимости.
Построим вблизи границы раз«ела магнетиков ! и 2 прямой цилиндр ничтожно малой высоты, одно основание которого находится в первом магнетике, другое— во втором (рнс. 190!. Основания Л5 настолько малы, что в пределах каждого из них вектор В одинаков. Согласно теореме !.и! ног '!о Гаусса (120.3), В,„Л5 — Выб5=0 !нормали п и и' к основаниям цилиндра направлены противоположно). Поэтому В!о=Во„. (134.
1) Заменив, согласно В=ромН, проекции вектора В проекциями вектора Н, умноженными на ров, получим 11 1"х Нз р! (134.2) Н 31=0 ла.а.! (токае проводимости на границе раздела нет), откуда НгмŠ— Н„Е=О (знаки интегралов по АВ н СВ разные, так как пути интегрирования противоположны, а интегралы по участкам ВС н ЕЕА нн- Вблизи границы раздела двух магнетинов 1 н 2 построим небольшой замкнутый прямоугольный контур АВСВА длиной Е, ориентировав его твк, как показано на рис. 191.
Согласно теореме (133.10) о циркуляции вектора Н, хг~ 1; » и ч !ь э1л~ ппчы гч ~ ч,в» «н « ~чз (134.3) чтожно малы). Поэтому И„=им. Залгеннв. согласно В=по>Н, проекции вектора Н проекциями вектора В, деленными на р«р, получим (134. 4) в, Таким образом, прн переходе через границу раздела двух магнетнков нормальная составляющая вектора В (8,) н гангенцнальная составляющая вектора Н (О,) изменяются непрерывно (не претерпевают скачка), а тангенциальная составляющая вектора В (В,) н нормальная составляющая вектора Н (О„) претерпевают скачок, Из полученных условий (134.!)— (134.4) для составляющих векторов В н Н следует, что линии этих векторов нспытывают излом (преломляются).
Как н в случае диэлектриков (см. $90), можно найти закон преломления линяй В (а значит, н линий Н); 1а с»2 рэ (па, р~ (предоставим это сделать по аналогии (см. 490) читателю). Из этой формулы следует, что, входя в магнетик с большей магнитной проницаемостью, линии В н Н удаляются от нормали. 1 1:. Чггр;нзма!нс! нкн н лх г вон«хна Помимо рассмотренных двух классов веществ — дна- и парамагнетнков, называемых слабомагннтнымн веществамн, сушествуют еще снльномагннтные вещества — ферромагнетнкн — вещества, обладающие спонтанной намагниченностью, т.
е. они намагничены даже прн отсутствия внешнего магнитного поля. К ферромагнетикам кроме основного нх представителя — железа (от него н идет название «ферромагнетизм») — относятся, например, кобальт, никель, гадолиний, нх сплавы и соединения. Ферромагнетнки помимо способности сильно намагничиватьсн обладают еще и другими свойствами, существенно отлцчающими нх от дна- и парамагнетиков. Если для слабомагнитных веществ зависимость 9 от Н линейна (см. (133.6) н рис. 192), то для ферромагнетнков эта завис» мостгч впервые изученная в !878 г.
методом баллистического гальваномстра для железа русским физиком А. Г. Столетовым [!839 — 1896), является довольно сложной. По мере возрастания Н намагниченность 7 сначала растет быстро, затем медленнее и, наконец, достигается так называемое магнитное насыщение У„„, уже не зависящее от напряженности поля. Подобный характер зависимости 7 от Н можно объяснять тем, что по мере увеличения намагничивающего поля увелнчнвается степень ориентации молекулярных магнитных ыоментов по полю, однако этот процесс начнет замедляться, когда остается все меньше и меньше неорнентированных моментов, и, наконец, когда все моменты будут ориентированы по полю, дальнейшее увеличение 7 прекращается н наступает магнитное насыщен и е.
Магнитная индх кция В = М» (гг+ 7) (см. '!33.4) ) в слабых полях растет быстро с ростом Н вследствие увеличения 7, а в сильных полях, поскольку второе слагаемое постоянно (! = 7...), В растет с увэанчением Н по линейному закону (рнс.
! 93) . 3 Электричество и 2!О члеитрочлпии или Рис. !94 Существенная особенность ферромагнетнков — не только большие значения Р (напрнмер, для железа — 5000, для сплава супермаллоя — 800 000!), но н зависимость Р от Н (рнс. (94). Вначале Р растет с увеличением Н, затем, достигая максимума, начинает уменьшаться, стремясь в случае сильных полей к 1 (Р= =В/(РоН) =(+1/Н, поэтому прн 1= =1.„=сонэ! с ростом Н Отношение 1/Н- О, а Р-~!).
Характерная особенность ферромагнетиков состоит также в том, что для ннх зависимость 1 от Н (а следовательно, н В от Н) определяется предысторией намагннчення ферромагнетнка. Это явленне получило название магнитного гнстерезнса. Если намагнитить ферромагнетнк до насыщенна (точка 1, рнс. (95), а затем начать уменьшать напряженность Н намагннчнвающега поля, то, как показывает опыт, уменьшение 1 описывается кривой 1 — 2, лежащей выше кривой 1 — О. Прн Н=О 1 отличается от нуля, т.
е. в ферромагнетике наблюдается остаточное нвмагннченяе 1 . С наличием остаточного намагничення связано существование постоянных магнитов. Намагннче- Рис. !95 нне обращается в нуль под действием поля Нс, имеющего направление, противоположное полю, вызвавшему намагннченне. Напряженность Нс называется козрцнтнвной силой. Прн дальнейшем увеличении противоположного поля ферромагнетик перемагничивается (кривая д — 4), н прн Н= — Н... достигается насыщение (точка 4).
Затем ферромагнетнк можно опять размагннтнть (кривая 4 — 5 — б) н вновь перемагиитнть до насыщения (кривая б — 1). Таким образом, прн действии на ферромагнетнн переменного магнитного поля намагниченность 1 изменяется в соответствии с кривой! — 2 — 3 — 4 — 5 — б — 1, которая называется петлей гнстерезнса (от греч. «запаздывание»), Гнстерезнс приводит к тому, что намагннченне ферромагнетика не является однозначной функцией Н, т. е. одному н тому же значенню Н соответствует несколько значений 1.
Различные ферромагнетнки дают разные гнстерезисные петли. Ферромагнетнкн с малой (в пределах от нескольких тысячных до ! — 2 А/см) коэрцнтнвной силой Нс (с узкой петлей гнстерезнса) называются мягкнмн, с большой (от нескольких десятков до нескольких тысяч ампер на сантиметр) коэрцитнвной силой (с широкой петлей гнстерезнса) — жесткнмн.
Величины Нс, 1 н Р„„, определяют применимость ферромагнетнков для тех нлн иных практических целей. Так, жесткие ферромагнетики (например, углеродистые н вольфрамовые стали) применяются для изготовления постоянных магнитов, а мяг. кне (например, мягкое железо, сплав железа с никелем) — лля изготовления сердечников трансформаторов.
Ферромагнетнкн обладают еще одной существенной особенностью: для каждого ферромагнетнка имеется определенная температура, называемая тачкой Кюри, прн которой он теряет свои магнитные свойства, Прн нагревании образца выше точки Кюри ферромагнетик превращается в обычный парамагнетнк. Переход вещества нз ферромагнитного состояния в парамагннтное, пронсходящнй в точке Кюрн, не сопровождается поглощением нлн вы- Г л а в в 16.
Магнитные свойства всшсствв 211 делением теплоты, т. е. в точке Кюри происходит фазовый переход 1! рода (см. $75). Наконец, процесс намагничення ферт ромагнетиков сопровождается изменением его линейных размеров н объема. Это явление получило название магнитострнкции. Величина и знак эффента зависят от напряженности Н намагничивающего поля, от природы ферромагнетика н ориентации кристаллографических осей по отношению к полю.
$13Гь Природа грерромагиетизма Рассматривая магнитные свойства ферромагнетиков, мы не вскрывали физическую природу этого явления. Описательная теория ферромагнетнзма была разработана французским физиком П. Вейссом (!855 †19). Последовательная количе. ственная теория на основе квантовой мехаинни развита советским физиком Я. И. Френкелем и немецким физиком В. Гейзенбергом !1901 †19). Согласно представлениям Вейсса, ферромагнетикн прн температурах ниже точки Кюри обладают спонтанной намагниченностью независимо от наличия внешнего намагннчнвающего поля. Спонтанное намагничение, однако, находится в кажущемся противоречии с тем, что многие ферромагнитные материалы даже при температурах ннжс точки Кюри не намагничены.
Для устранения этого противоречия Вейсс ввел гипотезу, согласно которой ферромагнетнк ниже точки Кюри разбивается на большое число малых макроскопнческих областей — доменов, самопроизвольно намагниченных до насыщения. Прн отсутствии внешнего магнитного паня ма~нитные моменты отдельных доменов ориентированы хаотически и компенсируют друг друга, поэтому результирующий магнитный момент ферромагнетика равен нулю н ферромагнетик не намагннчен.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
