belonuchkin-zaikin-tsipenyuk-kvantovaya-fizika (1) (810753), страница 122
Текст из файла (страница 122)
Коэффициент пропорциональности г между 1 и величиной внешнего магнитного поля Н называется магнитной восприимчивостью вещества (11.1) 1= ХН. В этом соотношении под восприимчивостью г подразумевается обьемная восприимчивость г . Для характеристики магнитных свойств веществ обычно используют удельную магнитную восприимчивость (т. е. магнитную восприимчивость па единицу массы):,"» — —,~,,1р, где р плотность вещества. Часто магнитную восприимчивость относят к одному молю вещества (~ ). Между величинами г и г существует следующее соотношение: = тЛХ, здесь М относительная молекулярная масса. Объемная восприимчивость -- безразмерная величина, удельная восприимчивость выражается в м' /кг, а молярпая в м' /хмель. 11.1.
КЛАССИФИКАЦИЯ МАГНИТИКОВ Для характеристики намагниченного образца часто используют величину В магнитную индукцию (плотность магнитного потока), причем В = рв(Н+1). (11. 2) Коэффициент пропорциональности д между В и Н называется магнитной пропицаемостью вещества В = ддвн. (11. 3) Из предыдущих формул следуют также соотношения Р=1+Х рв(1+ Х) (11.4) По магнитным свойствам магнетики подразделяются на три основные группы; диал1агнетикп, парамагнетикп и ферролаагнегпикп см.
табл, 11.1. Это разделение основано на величине и знаке восприимчивости. Таблица 1К1 У диамагнитцых тел Х относитгшьпо невелико, отрицательно и но зависит от напряженности внешнего поля и температуры. Они намагничиваются в направлении, противоположном полю, вследствие чего выталкиваются из областей наибольшей напряженности. Парамагнитные тела имеют также 2 относительно небольшую магнитную восприимчивость Х, но, в отличие от /, диамагнетиков, она у них положи- 1 тельна. Такие тела намагничивают- О Н О Н О Н ся в направлении поля и втягиваются а б е в области максимальной напряженности.
Па рис. 11.1 а показана зависимость намагниченности 1 от напряженности намагничивающего поля Н для диамагнетиков 1 и парамагнетиков 2. В обоих случаях 1 пропорциональна Н, что свидетельствует о независимости Х от Н. У парамагнитных тел такая картина наблюдается, однако, лишь при не слишком сильных полях и при относительно высоких температурах. В очень сильных полях и при низких температурах скорость роста 1 с увеличением Н постепенно умсныпается и 1 стремится к предельному значению 1а, соответствующему магнитному «насыщению» парамагнетика, как это показано па рис.
11.1 б. Кроме того, магнитная восприимчивость парамагнитных тел зависит от температуры. Эта зависимость была впервые исследована П. Кюри, который показал, что С Т' (11.5) ГЛ. ! !. МАГНЕТИЗМ ВЕЩЕСТВ 454 где Т абсолютная температура парамагнетика, а С константа, зависящая от его природы. Эта константа называется постоянной Кюри, а соотношение (11.5) законом Кюри. График, иллюстрирующий закон Кюри., принеден на рис. 11.1 в.
По оси абсцисс отложена абсолютная температура Т, а по оси ординат величина, обратная магнитной восприимчивости. В этих координатах графиком функции (11.5) является прямая, проходящая через начало координат. Ферромагнитные вещества, типичным представителем которых является железо, имеют положительную магнитную восприимчивость, но несравненно более высокую, чем у парамагнитных тел. При некоторой температуре Тс, называемой точкой Кюри или температурой Кюри, ферромагнотик теряет ферромагнитные свойства и при более высокой температуре ведет себя как обычный парамагнетик.
Ниже температуры Кюри в ферромап!стикс устанавливается упорядоченная ориентация магнитных моментов отдельных атомов, происходит процесс самопроизвольного ! спонтанного) намагничивания образца, а выше температуры Кюри тепловое движение приводит к их полной разориентации. При температуро Кюри атомная энергия внутреннего взаимодействия Е„совпадает со средней тепловой энергией И .
Т„,. Переход в ферромагнитное состояние является типичным фазовым переходом второго рода. Точки Кюри для некоторых ферромагнетиков приводятся в табл. 11.2. Таблица 11.е. Ферромагнитные точки Кюри некоиьорык элементов и соединений Классическими характеристиками ферромагнитного материала являются кривая намагничивания и петля гистерезиса. Измерение нулевой (начальной) кривой намагничивания осуществляется при монотонном Возрастании напряженности магнитного поля Н, действующего на образец, намагниченность которого вначале равнялась пулю, т.
е. измерения кривой намагничивания проводятся на образцах, предварительно подвергшихся ра.змагничиванию. Для ферромагнетика характерна нелинейная кривая намагничивания, приведенная на рис. 11.2. Отметим одну характерную для ферромагнетиков особенность: магнитный момент ферромагнетика по мере увеличения внешнего поля увеличивается все меньше и меньше, постепенно приближаясь к своей максимальной Величине, называемой намагниченРис. 11.2 ностью насыщения. При уменьшении магнитного поля от значений, соответствующих магнитному насыщению образца, намагниченность 1 уменьшается не по начальной кривой СО., а вдоль СТ2, так что 1 фО при 0 = 0.
Отставание намагниченности от поля и есть гистерезис важная характеристика магнитного Вещсютва, определяющая остаточную намагниченность. Если увеличивать 11Д. ПРИРОДА МАГНЕТИЗМА поле в противоположном направлении, то оказывается, что намагниченность обращается в нуль при некотором поло На, называемом коэрцитивной силой. Дальнейшее увеличение поля приводит к росту 1 отрицательного знака и достижению намагниченности насыщения — 1ч. Если теперь снова уменьшать поле, а затем прикладывать поле другого знака, то намагниченность изменяется по линии ГСС. Кривая СРЕСС и есть предельная симметричная петля гистерезиса. Из характера кривой намагничивания ферромагнетика сразу видно, что для получения магнитных полей высокой напряженности (В > 1,) применение ферромагнитных сердечников становится бессмысленным.
Тщательное изучение кривой намагничивания показывает, что с увеличением напряженности намагничивающего поля Н рост интенсивности намагничивания происходит не плавно, а скачкообразно. Скачкообразный характер протекания процесса намагничивания был установлен впервые Г. Баркгаузеном и носит название эффекта Баркгаузена. 11.2. Природа магнетизма Диамагнетиэм. Проявление диамагнетизма есть следствие весьма общих закономерностей закона электромагнитной индукции Фарадея. По этому закону при включении внешнего магнитного поля в замкнутом контуре проводника всегда возникает индукционный электрический ток. Согласно правилу Ленца направление этого индукционного тока таково, что созданное им самим магнитное поле неизменно направлено против вызвавшего индукционный ток внешнего поля. Можно сформулировать этот закон и в более общем виде, который носит название принципа Ле-Шателье — Брауна: «Если на сит ч стему, нгаводяшрюся в состоянии устойчивого равно- Ра оес я, производится внешнее воздействие, то равновесие смещается о том направлении, при котпором Н эффект внешнего ооэдействия ослаблявтпся».
Иными а словами, всякое тело всегда стремится сохранить свое 2 состояние, т. е. всячески «противодействует» внецшему воздействию. Именно поэтому диамагнитная восприим- ~Н чивость всегда имеет отрицательный знак. Диамагнетизм присущ всем телам но часто перекрывается более Ап() ~, ч сильным пара- или ферромагнетизмом. Рассмотрим явление диамагнетизма на микроскопиче- Р оком уровне. В чистом виде диамапгетизм наблюдается у веществ, результирующий магнитный момент атомов которых равен нулю, он возникает вследствие изме- пения орбитального движения электронов под действи- 6 ем внешнего магнитного поля. Явление диамагнетизма можно рассматривать в рамках полуклассической теоРис. 11.3 рии Бора.
Пусть электрон движется со скоростью ио (его угловая частота гав) по орбите радиуса г (см. рис, 11.3 а). При наложении магнитного поля Н, перпендикулярного к плоскости орбиты, .на электрон будет действовать сила Лоренца (11. 6) Ел = епоВо, 466 ГЛ. ! !. МАГНЕТИЗМ ВЕЩЕСТВ направленная по радиусу орбиты (Во индукция поля). Под действием этой силы скорость электрона изменяется и становится равной и = вл . Центростремительная сила, приложенная к электрону, становится равной тш г = то!от + ев!огВо; 2 2 или т(ао — мог) = т(ы — ыо)(ы+ ыо) = ешоВо.
(11.8) Предполагая, что под действием поля угловая частота вращения электрона изменяется незначительно, мы можем считать ы + шо 2шо, и тогда из соотношения (11.8) следует е в ы ыо = Во или ы =шо+ Во =! о+о!л, (11. 9) 2т 2т. где величина (11.11) Во (11.10) 2т называется ларл4оровой угловой частотой. Таким образом, магнитное поле вызывает изменение угловой частоты обращения электрона по орбите, причем это изменение одинаково для всех электронов независимо от радиуса их орбит и линейных скоростей движения; по направлению шл совпадает с Н.
В общем случае, когда Н не перпендикулярно к плоскости орбиты, внешнее поле вызывает прсцессию орбиты вокруг поля, так что нормаль р! к плоскости орбиты описывает конус вокруг Н (см. рис. 11.3 б). Угловая скорость такой прецессии описывается той же формулой (11.10).
Прецсссия электронной орбиты приводит к дополнительному движению электрона вокруг поля Н, полагающемуся на его орбитальное движение. По магнитному действию это дополнительное движение эквивалентно замкнутому току с Ь1 = — в!г = — с — "' = — — Во, 24г 4яп! где частота прецессии !г4! = 624!/2я: знак «минус» отражает отрицательный заряд электрона. Элементарный ток Ы обладает магнитным моментом 4хр = Ро!-!ТВ = — Во Рос2Я (11.12) 4ят где 5 = 4гр2 (р2 = Р+у2 т. е.
Я средний квадраг расстояний электронов от оси г, взятой в направлении магнитного поля) Гмющадь контура, который описывает электрон вследствие прецессии вокруг поля Н. При сфсричсски симметричном распределении заряда в атоме яг = уг = гг и поэтому средний квадрат расстояния электрона от ядра а2 = 622 + уг + 22 = (3!!2)р2. Следовательно Я = (2!!3)ха2 и мы получаем, что р саа2 (11.13) 04п Из формулы (11.13) видно, что в магнитном полс каждый электрон приобретает дополнительный так называемый индуцирвванный магнитный момент, направленный противоположно полю Н. Появление этого момента и 11.2.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
