Учебник - Основные законы электромагнетизма - Иродов И.Е. (1238773), страница 31
Текст из файла (страница 31)
7.11 ция В претерпевает скачок в отличие от Н (рис. 7.11). Усиление В внутри магнетика вызвано появлением поверх- 177 постных токов намагничивания: у провода на оси системы эти токи совпадают по направлению с током 1, а значит, «усиливают» ток I, снаружи же пилиидра поверхностный ток намагничивания направлен в противоположную сторону, ио ои не оказывает влияния на поле В в магнетике. Вие магнетика магнитные поля обоих токов намагничивания компенсируют друг друга.
6 7.6. ФЕРРОМАГНЕТИЗМ Ферромагнетики. В магнитном отношении все вещества можно разделить на слпбомагнитные (парамагнетики и диамагнетики) и сильномагнитные (ферромагнетики). Пара- и диамагнетики при отсутствии магнитного поля, как мы знаем, пе намагничены и характеризуются однозначной зависимостью (7.14) намагниченности Л от Н.
Ф е р р о м а г н е т и к а м и называют вещества (твердые), которые могут обладать спонтанной намагниченностью, т. е. намагничены уже при отсутствии внешнего магнитного поля. Типичные представители ферромагнетиков — зто железо, кобальт и многие их сплавы. Основная кривая иамагничения. Характерной особенностью ферромагнетиков является сложная нелинейная зависимость 3 (Н) или В (Н). На рис. 7.12 дана кривая намагничения ферромагнетика, намагниченность которого при Н = О тоже равна нулю, ее называют о с н о в н о й кривой намагничення. Уже при сравнительно небольших значениях Н намагниченность 7 достигает насыщения 7„„. Магнитная индукция В = р,(И+ 7) также растет с увеличением Н, а после достижения состояния насыщения В продолжает расти с увеличением Н по линейному закону: В= р,Н+сопз1, где сопз1= р,l„„.
На Рик 7.!2 Ри«. 7.!3 рис. 7.13 приведена основная кривая намагничения на диаграмме  — Н. Ввиду нелинейной зависимости В (Н) для ферромагне- 178 тиков нельзя ввести магнитную проницаемость 1с как определенную постоянную величину, характеризующую магнитные свойства каждого данного ферромагнетика Одна- Рис. 7.14 Рис, 7 13 ко по-прежнему считают, что 14 = ВунсИ, при этом р является функцией Н (рис. 7.14). Магнитная проницаемость р,„„, для ферромагнетиков может достигать очень больших значений. Так, например, для чистого железа — 5000, для сплава супермаллой — 800 000.
Заметим, что понятие магнитной проницаемости применяют только к основной кривой намагничення, ибо, как мы сейчас увидим, зависимость В (Н) неоднозначна. Магнитный гистерезис. Кроме нелинейной зависимости В (Н) или 1(Н) для ферромагнетиков характерно также явление магнитного г и с т е р е з и с а: связь между В и Н нли У и Н оказывается неоднозначной, а определяется предшествующей историей намагничивания ферромагнетика. Если первоначально ненамагниченный ферромагнетик намагничивать, увеличивая Н от нуля до значения, при котором наступает насыщение (точка 1 на рис. 7.15), а затем уменьшать Н от Н, до — Н ь то кривая намагничення В (Н) пойдет не по первоначальному пути 10, а выше— по пути 1 2 д 4. Если дальше изменять Н в обратном направлении от — Н, до + Н н то кривая намагничения пройдет ниже — по пути 4 5 6 1, Получившуюся замкнутую кривую называют п е т л е й г и с те р ез и с а.
В том случае, когда в точках 1 и 4 достигается насыщение, получается м а к с и и а л ь н а я петля гистерезиса. Когда же в крайних точках (1 и 4) насьнцения нет, получаются аналогичные петли гистерезиса, но меньшего размера, как бы вписанные в максимальную петлю гистерезиса. 179 Из рис. 7.!5 видно, что при Н = 0 намагничивание не исчезает (точка 2) и характеризуется величиной В„называемой ост аточ ной и иду к ци ей. Ей соответствует о с т а т о ч н а я н а м а г н и ч е н н о с т ь У,. С наличием такого остаточного намагничивания связано существование постоянных магнитов.
Величина В обращается в нуль (точка 3) лишь под действием поля Н„ имеющего направление, противоположное полю, вызвавшему намагничивание. Величина Н, называется ко э рцитивной силой. Значения В, и Н, для разных ферромагнетиков меняются в широких пределах. Для трансформаторного железа петля гнстерезиса узкая (Н, мало), для ферромагнетиков, используемых для изготовления постоянных магнитов,— широкая (Н, велико, например, для сплава алнико Н,= = 50 ОООА/м, В,= 0,9 Тл).
На зтих особенностях кривых намагничения основан удобный практический прием для разиагиичивания ферромагнетика. Намагниченный образец поиещают в катушку, по которой пропускают переменный ток и амплитуду его постепенно уменьшают до нуля. Г!ри этом ферромагнетик подвергается многократным циклическим перемагничиваниям, в которых петли гистерезиса постепенно уменьшаются, стягиваясь к точке О, где иамагииченаость равна нулю. Опыт показывает, что при перемагничивании ферромагнетик нагревается. МожНо показать, что в единице объема ферромагнетика выделяется при этом теплота Я„, численно равная «площади» В „петли гистерезиса: !)„= $ Н бв = В„.
(7.29) Температура Кюри. Прн повышении температуры способность ферромагнетиков намагничиваться уменьшается, в частности, уменьшается намагниченность насыщения. При некоторой температуре, называемой т е м п е р а т ур о й или т о ч к о й К ю р и, ферромагнитные свойства исчезают. Прн температурах, более высоких, чем температура Кюри, ферромагнетик превращается в парамагнетик.
0 теории ферромагнетизма. Физическую природу ферромагнетизма удалось понять только с помощью квантовой механики. Прн определенных условиях в кристаллах могут возникать так называемые о б м е н н ы е с и л ы, которые заставляют магнитные моменты электронов устанавливаться параллельно друг другу. В результате возникают области (размером 1 — 1О мкм) спонтанного, т. е, само- !80 произвольного, намагничивания — эти области называют д о м е н а м и. В пределах каждого домена ферромагнетик намагничен до пасы»ценна и имеет определенный магнитный момент.
Направления этих моментов для разных доменов различны, поэтому при отсутствии внешнего поля суммарный момент образца равен нулю и образец в целом представляется макроскопически ненамагниченным, При включении внешнего магнитного поля домены, ориентированные по полю, растут за счет доменов, ориентированных против поля. Такой рост в слабых полях имеет обратимый характер. В более сильных полях происходит одновременная переориентация магнитных моментов в пределах всего домена.
Этот процесс является необратимым, что и служит причиной гистерезиса и остаточного намагничивания. Задачи ° 7.1. Условия на границе раздела. Вблизи точки А (рис. 7.16) границы раздела магнетик — вакуум магнитная индукция в вакууме равна Вь, причем вектор Вь составляет угол и с нормалью к границе раздела в данной точке. Магнитная проницаемость маенетика равна и. Найти магнитную индукцию В в магнетике вблизи той же точки А. Р е ш е и и е. Искомая величина В=-~/В„„+Вт Имея в виду условия (7.20) и (7.22) на границе раздела, найдем В„= Вч соз аь, В, = )»)»ьН, = )»)»ьН ь, — — РВ р, — — РВ ь 5|п с»ь, где Нч, — таигенниальиая составляющая вектора Нь и вякууче.
Подставив эти выражения в (1), получим В = Вв со5 аз+ 1» 51п аь. г 2 . 3 ° 7.2. Поверхностный ток намагничивания. Длинный тонкий проводник с током I расположен перпендикулярно плоской границе раздела вакуум — магнетик (рнс. 7.!7). Проницаемость магнетика н. Найти линейную плотность поверхностного тока намагничивания Г на этой границе раздела в зависимости от расстояния г до проводника. Р е ш е н и е. Прежде всего о конфигурации поверхностного тока намагничивания. Из рис. 7.1? нетрудно сообразить, что этот ток направлен радиально. Воспользуемся теоремой о циркуляции намагниченности 2, взяв в качестве контура небольшой прямоугольник, плоскость которого перпендикулярна току иамагиичит ме в 4 Рвс. 7.16 Рис.
7.17 Рис. 7.18 вания в данном месте. Расположение этого контура показано иа рис. 7.!8, где крестиками отмечено направление поверхностного тока намагничивания. Из равенства Л = Р! получим Р = !. Далее, ! = ?Н, где Н находим из циркуляции вектора Н по окру>кности радиусом г с центром на оси проводника; 2пгН = ! (из соображений симметрии ясно, что линни вектора Н должны иметь вид окружностей, лежащих в плоскостях, перпендикулярных проводнику с током !).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
