Г.С. Кринчик - Физика магнитных явлений (1127398), страница 3
Текст из файла (страница 3)
е. сушествуют только магнитные диполи, Однако, пользуясь понятием магнитных зарядов и аналогией с электростатикой, можно сразу же написать ряд простых и ввэкных формул. Например, кулоиовскую силу притяжения или отталкивания двух зарядов в магнитостатике можно записать так: 10 т~ т~ гй (1.2.1) О= —, т, гх (1.2.2) прп этом сила, действующая на заряд ш в поле Н, Г= тН. (1,2.3) Магнитный момент диполя определяется так: (1.2.4) р=т1, где 1 — вектор, связывающий точечные магнитные заряды т и — т. Магнитный дипольный момент 1х может иметь либо орбитальное происхождение (гипотеза Ампера), либо спиновое.
На магнитный момент, помещенный в однородное магнитное поле Н, действует момент сил: 1.= (Нр], (1.2.5) На магнитный момент, помещенный в неоднородное магнитное поле, действует сила Г= (!ц~) Н. (1.2.6) Для магнитных материалов вводится понятие намагниченности 1, определяемое как отношение магнитного момента малого объема к этому объему ! = —.
йр (1. 227) Для однородно намагниченного магнитного материала намагниченность 1 есть магнитный момент единицы объема. Плотность магнитных зарядов на поверхности образца с намагниченностью 1 будет равна о=!п. (1.2.8) Коэффициент пропорциональности между 1 н Н называется магнитной восприимчивостью вещества 1 = иН (! 2 о) Магнитная восприимчивость может быть и тензором. Для ха- рактеристики намагниченного образца часто используют величину  — магнитную индукцию (плотность магнитного потока), причем 11 где гпь гпз — величины магнитных зарядов, г — расстояние между ними, й — коэффициент пропорциональности, равный единице в системе СП8.
Напряженность магнитного поля есть сила, действующая на единичный положительный заряд: В= Н --4м). (1.2.!О) Коэффициент пропорциональности между В н Н называется магнитнон проннцаемостью вещества В=- рн. (1.2.11) Из предыдуших формул следует соотношение (1.2. 12) р =. 1 4як. Классическими характеристиками магнитного материала являются кривая намагничивания н петля гнстерезиса.
Измерение нулевой кривой намагничивания осуществляется при монотонном возрастании напряженности магнитного поля Н, действующего на образец, намагниченность которого вначале равнялась нушо, т. е. измерения производятся на образцах, предварительно подвергшихся размагнпчпваншо, например в знакопеременном поле с постепенно убывающей амплнтудои. Характерная для ферромагнетика нслишейная кривая намагничивания изображена на пнс. 1.1. Кривую намагничивания можно разделить на ряд участков, соответств) ющнх различным физическим процессам, об)словлнваюшнм изменение намапп1ченностн. Область 1 может быть определена как область ооратимых процессов намагничивания.
При возрастании и прн убывании найряженностн магнитного поля Н изменение намагниченности прямо пропорционально изменению напрчженности поля )=к,Н, где я, носит название начальной восприимчивости. Изменение намагниченности ! в атон областц обусловлено, как правило, упругим смешением границ между магнитными областями, но если процессы смешения границ исключены, то начальная восприимчивость обусловлена поворотом вектора 1: на небольшой угол, Ооласть И была исследована Релеем. здесь 1;= и Н вЂ” — — пН'-'. 1 ви Вклад процессов необратимого намагничивания (в основном за счет необратимого смещения доменных границ) определяется вторым счагаемым.
Область И! — область максимальной крутизны кривой намагничивания, максимальной проницаемости материала — — характеризуется наиболее интенсивным протеканием процесса необратимого смещения доменных границ. В области 1Ъ' процессы смещения доменных границ уже в основном закончены н намагничивание осу|цествлнется путем процессов вращения, поворота векторов !,.
отдельных доменов к направлению магнитного поля. Область Ъ' — область парапроцесса, или, как иногда говорят, нсгиш ого намагничивания. Здесь процессы технического намагничивания уже завершены„образен намагничен до насыщения, до величины !зт, Однако !,, меньше )в,— намагниченности насьпце- 12 ния при абсолютном нуле — за счет теплового переброса отдельных элементарных магнитиков (возбуждения спиновых волн). Ориентация этих магнитиков вдоль направления поля, а значит и увели- Рис. !д, Кривая памагаичиваиия и петли гисгереаиса ферромагиетика чение !з есть процесс истинного намагничивания, парапроцесс.
Легче всего поэтому наблюдать парапроцесс вблизи температуры Кюри, где 7иг(((зе 13 1 . Мприи ! Н (!.2.13) Д1 мрифф =— ЫН (!.2.14) соответствует тангенсу угла наклона касательной в различных точ- ках кривой намагничивания или петли гистерезиса; Д1 мрир = ДН (!.2.!5) 14 Перейдем теперь к описанию петли гистерезиса (рис. !.2). При уменьшении магнитного поля от значений, соответствующих магнитному насыщению образца, намагниченность 1 уменьшается не по кривой СВАО, а вдоль СР, так что, вообще говоря, при Н=О 1иФО, Отставание намагниченности от поля и есть гистерезис — важная характеристика магнитного вещества, опреде- ляющая необратимые потери 1 энергии в процессе перемагнн2г чивания.
Величина 1п называется остаточной намагничен- Ю ностью вещества. Если увеличивать поле в противоположном направлении, то оказы- А вается, что намагниченность обращается в нуль при некогое гг ром поле Н,. Это поле называется коэрцитивной силой. Дальнейшее увеличение поля приводит к росту 1 отрнцательи ного знака и достижению намагниченности насыщения — 1а.
1 Если теперь снова умень- шать поле, а затем прикладыРис. !.2 вать поле другого знака, то на- магниченность изменяется по линии РОС. Кривая СРЕГОС и есть предельная симметричная петля гистерезиса. СРЕГ называют нисходящей ветвью петли гистерезиса, а РОС вЂ” восходящей ветвью. Возможны также промежуточные, частные циклы перемагннчивания прн изменении намагниченности от 1г<1з до — 1ь Если 1,=1м то мы имеем симМетРичный частный цикл, в противном случае — несимметричные (см.
рис. !.!). Кривая, соединяющая вершины симметричных частных циклов, есть нулевая кривая намагничивания. Одной из основных характеристик магнитного материала (а не- магнитных материалов в природе не бывает) является магнитная восприимчивость, которую в зависимости от обстоятельств опреде- ляют по-разному: определяется для частных несимметричных циклов при ЬН- О (см. рис.
1.1). Зависимости х от Н приведены на рис. 1.3. Кривая для х„„ есть кривая Столетова. Все три кривые к(Н) при Н вЂ” О сходятся к значению начальной восприимчивости и,. Можно записать соотношение хлифф — хоер+хяеобр, где и ,ир характеризует вклад процессов необратимого намагничива. 'и г!и!ар ния.
При рассмотрении сред с потеря- ! ми, анизотропных сред и поведения ~лаан магнетиков в высокочастотных полях понятие магнитной восприимчивости будет естественным образом обобшаться. Заметим также, что Н каждому типу магнитной восприимчивости можно в соответствии с Рис. !.3 (1.2Л2) сопоставить соответствующую магнитную проницаемость. Завершая разговор об определении различных магнитных характеристик материала, следует заметить, что эти понятия станут более полными и содержательными после рассмотрения тех физических процессов намагничивания, которые стоят за введенными Рис. !сн Прямоугольная (а! и «безгистерезисиая» (б) петли гистерезиса выше формальными определениями, Нужно также иметь в виду, что эти определения вводились на примере классической кривой намагничивания и петли гистерезиса поликристаллического материала с «распределенными» магнитными характеристиками отдельных кристаллитов, Для современных магнитных материалов ситуация может «обостриться» и измениться до неузнаваемости.
Для примера укажем на прямоугольную и «безгнстерезнсную» петли гистерезиса, изображенные на рнс. 1.4. В первом случае кривая намагничивания отсутствует, воспрннмчпвость равна нулю или бесконечности, размагнитить образец вообще нельзя. Во втором случае при — Нз<Н<Н» х,=х„„,=х вр, 1„=0, Не=0, потери на перемагничиванне равны нулю, В реально разработанных материалах удается довольно близко подойти к двум рассмотренным идеализированным вариантам магнитных характеристик, причем интересно, что зтп два «полярных» варианта, как правило, наблюдаются на одном и том же образце при различных способах намагничивания, и прн этом Нс на рис, 1.4,а равно Нз на рпс.
1.4,б. Все рассматривавшиеся выше кривые относились к телу бесконечных размеров или к тороидам. Если же в магнитное поле Н поместить ограниченный образец, то оказывается, что к внешнему полю добавляется поле, обусловленное наведенными на поверхности образца магнитными зарядами. В частности, для тел эллипсоидальной формы Н»»г»р — — Н вЂ” ЛЧ = Н вЂ” Н„, Н = — Х! называется размагннчиваюшим полем, а У вЂ” размагничпвающим фактором. Покажем. что форма образца может оказать существенное влияние на результаты измерения.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
