6 (982519), страница 2

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 2)

Лекция 6.где l – длина контура вдоль плоской границы раздела магнетиков. В рассматриваемом случаеправая часть теоремы о циркуляции вектора H представляет собой только поверхностный токпроводимости. Если ввести линейную плотность поверхностного тока проводимости iПОВ награнице раздела магнетиков, то граничное условие для касательных компонент вектораHпримет вид:H 2  H1  (iПОВ ) ,где H1 и H 2 - касательные компоненты вектора напряжённости H в первой и второй средах.Если ток проводимости на границе раздела магнетиков отсутствует, тоH1t  H 2t ,т.е. при переходе через границу раздела магнетиков (при отсутствии токов проводимости) касательная составляющая вектора напряжённости магнитного поля остаётся неизменной.Заметим, что по аналогии можно написать граничное условие для касательных компоiПОВ_Мнент векторанамагниченности J . Рассматриваемое граничное условиечасто пишут в форме:J 2  J1  (iПОВ _ М ) ,где iПОВ _ М - линейная плотность поверхностных токов намагничивания.Физический смысл всех входящих в это условие величин подробно рассмотрен в методическихуказаниях к выполнению домашнего задания по магнитостатике (задача 2).Рассмотрим преломление силовых линий на границе раздела:tg  2 B2t B1n B2t B1n 0 2 H 2t B1n  2 ,tg 1 B2 n B1t B1t B2 n 01 H1t B2 n 1т.е.

силовые линии больше отклоняются от нормали со стороныB111магнетика с большей магнитной проницаемостью. В этом смыслеговорят, что магнетики с большей магнитной проницаемостью конденсируют магнитное поле. На этом явлении22B2основан принцип применения магнитопроводов. Если в замкнутом контуре, выполненномиз магнетика с большей , создать магнитноеполе (например, с помощью катушки с током), то силовые линии магнитного поля практическине выйдут из контура.6Семестр 3.

Лекция 6.Аналогия между векторами электростатического и магнитного полей. ( D, dS )  q ,Рассмотрим уравненияSD1n  D2 n ,B1n  B2 n , ( B, dS )  0 ,E1t  E2t ,SH1t  H 2t ,  E,dl   0 ,D  0 E ,  H ,dl   I ,B  0 H .Из них следует аналогия между векторами D - электрического смещения (электрической индукции) и B - магнитной индукции, а также между векторами напряжённостей полей E и H .Но силовыми характеристиками полей являются только векторы E и B .

Введение остальных двух векторов позволяет записывать уравнения в симметричном виде.Магнитные свойства магнетиков.Экспериментальные данные свидетельствуют о том, что все магнетики можно (условно)разделить на три группы.1) Диамагнетики – это магнетики, у которых магнитная восприимчивость  принимает отрицательные значения, но при этом выполняется соотношение: 0    1    1 .B BТак как J  H     J  , откуда J  , то у диамагнетиков вектор намагниченности1   0 0направлен против вектора индукции магнитного поля.Диамагнетики выталкиваются из области сильного магнитного поля.2) Парамагнетики – магнетики, у которых магнитная восприимчивость положительна, но непринимает больших значений.

Вектор намагниченности сонаправлен с вектором индукции.3) Ферромагнетики – вещества, магнитная проницаемость которых достигает больших значений (тысячи и более). Намагниченность ферромагнетиков зависит от их предыдущего состояния (гистерезис).Физическая природа диа- и парамагнетизма.Согласно гипотезе Ампера магнитные свойства вещества обусловлены микроскопическими токами, циркулирующими внутри вещества. По классическим представлениям эти токисоздаются движущимися зарядами в атомах. Классическое рассмотрение позволяет качественнообъяснить магнитные свойства вещества без значительного усB=0Bложнения модели, поэтому будем считать, что точечный отрицательно заряженный электрон движется по круговой орбите вокругядра.

Это приводит к появлению кругового тока, положительноенаправление которого противоположно направлению движенияэлектрона. В магнитном поле магнитные моменты микроскопиче-ских токов ориентируются преимущественно вдоль силовой линии магнитного поля. На магнитный момент микроскопических токов в магнитном поле действует момент сил, поэтому ор7Семестр 3. Лекция 6.бита электрона начнет прецессировать, и появится дополнительный вектор магнитного моментаpm _ д , направленный против вектора индукции B .Таким образом при внесении атома в магнитного поле у атома появится дополнительный магнитный момент.Если в отсутствии магнитного поля суммарный магнитный момент атома (сумма моментов электронов и ядра) был нулевым, то после внесения в магBнитное поле появившийся магнитный момент будет направленpmпротив вектора индукции внешнего поля.

Следовательно, ивектор намагниченности малого объёма – тоже. Такие вещест-+eIва относятся к классу диамагнетиков.pm_дЕсли в отсутствии магнитного поля суммарный магнитevный момент атома был ненулевым, то после внесения в магLнитное поле суммарный момент ориентируется вдоль силовойлинии внешнего поля. Следовательно, вектор намагниченности будет направлен по вектору индукции.

Такие вещества относятся к классу парамагнетиков. Для парамагнетиков магнитнаявосприимчивость зависит от температуры по закону Кюри:C,Tгде С – постоянная Кюри, зависящая от рода вещества, Т – температура.Ферромагнетики – вещества, способные обладать намагниченностью в отсутствиивнешнего магнитного поля. Типичный представитель – железо (а также никель, кобальт и сплавы на их основе). Величина намагниченности ферромагнетиков значительно превосходит намагниченность диа- и парамагнетиков.У ферромагнетиков состояниенамагниченности зависит от предыдуJBщего состояния. Это явление называется магнитным гистерезисом (от гре-JНАСческого слова, означающего «отстающий»).

При магнитном гистерезисевектор намагничивания и вектор наHКРHHпряжённости магнитного поля в веще-стве зависят не только от приложенного внешнего поля, но и от предыстории данного образца.Именно магнитным гистерезисом объясняется существование постоянных магнитов.8Семестр 3. Лекция 6.Пусть начальное намагничивание в ферромагнетике отсутствовало. Тогда при увеличении напряжённости магнитного поля намагниченность начинает нелинейно возрастать до некоторой величины – значения насыщения намагниченности.Следовательно, магнитная восприимчивость  для ферромагнетиков зависит от величины напряжённости:  J. При увеличении Н величина  стремится к нулю.HСуммарная индукция в веществе B   0 H  Jтоже будет нелинейно зависеть от на-пряжённости до тех пор, пока у намагниченности не наступит насыщение.Рассмотрим процесс, в котором напряжённость магнитного поля циклически изменяется.Если сначала намагничивания не было, то величина индукции поля увеличивается, например,до точки 1 по основной кривой намагничивания.

Далее, при уменьшении напряжённости зависимость B(H) изображается кривой 1-2-3-4. Точке 21соответствует нулевая напряжённость внешнего маг-Bнитного поля, но при этом у вещества наблюдается остаточное магнитное поле, величина индукции которогоBОСТ2ВОСТ. Образец магнетика становится постоянным маг-HCнитом.63HC5BОСТHДля размагничивания образца потребуется создатьмагнитное поле (точка 3), вектор напряжённости которого направлен в противоположном направлении вектору в состоянии 1.

Величина такой напряжённостиназывается коэрцитивной силой НС. При дальнейшем4увеличении напряжённости индукция нелинейно воз-растает до выхода на кривую насыщения (точка 4). Уменьшение напряжённости приводит к зависимости В(Н), соответствующей участку кривой 4-5-6-1.Таким образом, намагничивание ферромагнетика зависит от его предыдущего состояния(предыстории), поэтому зависимость В(Н) неоднозначная. Следовательно, у ферромагнетиковпонятие магнитной проницаемости относится только к основной кривой намагничивания.Замкнутая кривая В(Н) называется петлёй гистерезиса.

Если крайние точки находятся на кривой насыщения, то петля называется предельной (максимальной).Интеграл A BdH равен работе, затрачиваемой на перемагничивание ферромагне-ПЕТЛЯтика за полный цикл изменения напряжённости магнитного поля.Явление гистерезиса объясняется наличием у ферромагнетиков особых областей - доменов. В каждом домене, даже в отсутствии внешнего поля, магнитные моменты атомов ориенти9Семестр 3. Лекция 6.рованы одинаково благодаря обменному взаимодействию, и наблюдается спонтанное намагничивание вещества до состояния насыщения.

Размеры доменов порядка микрометра (10-6 м).При отсутствии намагниченности результирующие магнитные моменты каждого домена ориентированы хаотически, поэтому в целом намагниченность равна нулю. При наличии внешнегополя происходит ориентация доменов вдоль направления поля, в результате чего размеры областей спонтанного намагничивания начинают меняться – одни, направление моментов в которых совпадает с направлением поля, увеличиваются, другие уменьшаются.

Этот процесс протекает необратимым образом, что является причиной гистерезиса.Для ферромагнетиков существует температура, которая называется точкой Кюри, прикоторой они теряют ферромагнитные свойства и становятся парамагнетиками. Для железа, например, ТС = 1043 К, для Никеля ТС = 627 К. При Т > TC магнитная восприимчивость зависитот температуры по закону Кюри-Вейса:  C.T  TCЗамечание. 1) Антиферромагнетизм - это одно из магнитных состояний вещества, при котором магнитные моменты микроскопических токов вещества ориB=0Bентированы навстречу друг другу (антипараллельно), и поэтомунамагниченность тела в целом очень мала.

Этим антиферромагнетизм отличается от ферромагнетизма. Точка Неля – температура ТN, выше которой антиферромагнетик теряет свои свойства.Например, для химических соединенийFeO: TN=190 K, а у NiO: TN=650 K.2) Ферриты - химические соединения оксида железа Fe2O3 с оксидами других металлов, обладающие уникальными магнитными свойствами, сочетающие высокую намагниченность и полупроводниковые или диэлектрические свойства, благодаря чему они получили широкое применение как магнитные материалы в радиотехнике, радиоэлектронике. Из-за уникального сочетания высоких магнитных свойств и низкой электропроводности ферриты не имеют конкурентов среди других магнитных материалов в технике высоких частот (более 100 кГц).10.

Характеристики

Список файлов лекций