ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 19.03.2024
Просмотров: 215
Скачиваний: 0
У вакуумі J = 0 , тому H перетворюється в B / μ0 , і формула (11.12) переходить у формулу для циркуляції магнітного поля у вакуумі.
Як випливає з визначення напруженості магнітного поля (11.11), величина H вимірюється в амперах поділених на метр (А/м).
§ 12 Магнітна проникність, магнітна сприйнятливість [5] 1 Із причин, які з'ясуються пізніше, намагніченість прийнято зв'язувати не з магнітною
індукцією, а з напруженістю поля. Вважаємо, що в кожній точці магнетика |
|
||
|
J = χH |
, |
(12.1) |
де χ – характерна для даного магнетика величина, яка називається |
магнітною |
сприйнятливістю. Дослід показує, що для слабомагнітних (неферомагнітних) речовин при не занадто сильних полях χ не залежить від H . Неважко з’ясувати, що розмірність H
збігається з розмірністю J . Отже, χ – безрозмірна величина.
Підставивши у формулу, що виражає означення напруженості магнітного поля, вираз (12.1) для J , отримаємо співвідношення
r |
|
B |
|
r |
|
|
H = |
− χH |
, |
|
|||
μ0 |
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
з якого знаходимо |
|
|
|
|
|
|
r |
= |
|
B |
. |
(12.2) |
|
H |
|
|
||||
μ0 (1+ χ) |
||||||
Безрозмірна величина |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
μ =1+ χ |
|
|
(12.3) |
називається відносною магнітною проникністю, або просто магнітною проникністю речовини.
На відміну від діелектричної сприйнятливості α , що може мати лише додатні значення (вектор поляризації P в ізотропному діелектрику завжди спрямований вздовж поля
E ), магнітна сприйнятливість χ буває як |
додатною, так і від’ємною. |
Тому магнітна |
||
проникність μ може бути як більшою, так і меншою від одиниці. |
|
|||
З урахуванням (12.3) формулі (12.2) можна надати вигляду |
|
|||
r |
B |
|
|
|
H = |
. |
(12.4) |
||
|
||||
|
μ0μ |
|
Таким чином, напруженістю магнітного поля H є вектор, що має такий самий напрям, що й вектор B , але в μ0μ разів менший за модулем. (В анізотропних середовищах вектори H й
B в загальному випадку не збігаються за напрямом.)
2 З'ясуємо фізичний зміст магнітної проникності. Припустимо, що є однорідне магнітне поле у вакуумі, яке ми будемо характеризувати за допомогою або вектора B0 , або
вектора H0 = B0 / μ0 . Внесемо в це поле (яке ми будемо називати зовнішнім) нескінченно довгий круглий стрижень із однорідного й ізотропного матеріалу й розмістимо його уздовж ліній B0 (рис. 12.1). Під дією поля молекулярні струми встановляться так, що їхні магнітні
моменти розмістяться уздовж осі стержня, а площини струмів стануть перпендикулярними до цієї осі. Розглянемо молекулярні струми, що лежать в одному з поперечних перерізів
31
стержня. У будь-якій точці усередині стержня сусідні молекулярні струми проходять у протилежних напрямках, так що їх спільна дія дорівнює нулю. Некомпенсованими будуть лише ділянки струмів, що примикають до поверхні стержня. Таким чином, сумарна дія молекулярних струмів буде такою, яка викликала б макроскопічний струм, що проходить по поверхні стержня перпендикулярно до його осі. Позначимо лінійну густину цього струму через jлін . Проходження такого струму можна описати за допомогою моделі соленоїда, в
якому лінійна густина має таке саме значення, тобто jлін . Це має місце, коли в цьому соленоїді добуток лінійної густини витків на силу струму буде дорівнювати jлін , тобто nI = jлін . Магнітна індукція усередині такого соленоїда визначається за формулою B = μ0nI .
Отже, магнітна індукція додаткового поля, яке створюється молекулярними струмами усередині стержня, дорівнює
|
|
|
|
|
B′ = μ0 jлін . |
(12.5) |
|
Відповідно до правила правого гвинта напрям B′ збігається з напрямом B0 |
(див. рис. 12.1). |
||||||
За межами стержня B′ дорівнює нулю. |
|
|
|||||
Виділимо |
подумки |
у |
стержні |
|
|
||
перпендикулярний до його осі шар |
|
|
|||||
товщиною |
dl |
(рис. 12.1). |
Молекулярні |
B0 |
|
||
струми, які розміщені в цьому шарі, |
|
||||||
jлін |
|
||||||
еквівалентні круговому струму сили jлін dl . |
dl |
||||||
Згідно з означенням магнітний момент цього |
|
||||||
|
|
||||||
струму дорівнює |
|
|
|
|
|
||
|
|
dpm = jлін Sdl , |
|
|
|
|
|
де S – площа поперечного перерізу стержня. |
|
|
|||||
Розділивши dpm на об'єм шару |
dV = Sdl , |
Рисунок 12.1 – Молекулярні |
струми в на- |
||||
отримаємо |
згідно |
з |
означенням |
||||
намагніченість стержня: |
|
|
|
магніченому стержні |
|
||
|
|
|
|
|
J = jлін . |
(12.6) |
Таким чином, модуль намагніченості стержня дорівнює лінійної густині молекулярного струму, який обходить стержень. З урахуванням (12.6) формула (12.5) набирає вигляду
B′ = μ0 J |
(12.7) |
(ми змогли написати формулу у векторному вигляді, оскільки вектори B′ й J збігаються за напрямом).
Склавши вектори B0 й B′, знайдемо магнітну індукцію результуючого поля усередині стержня:
B = B0 + B′ = B0 + μ0 J .
Підстановка цього виразу у формулу, яка є визначенням напруженості магнітного поля H , дає напруженість поля усередині стержня:
r |
B |
|
B0 |
r |
|
H = |
− J = |
= H0 . |
|||
μ0 |
μ0 |
||||
|
|
|
Отже, напруженість поля у стержні виявляється такою, що збігається з напруженістю зовнішнього поля. Помноживши H на μ0μ , отримаємо магнітну індукцію усередині стержня:
32
r |
r |
|
B0 |
r |
|
|
|
|
|
|
|
B = μB0 |
|
|
|||||
B = μ |
μH = μ |
μ |
= μB |
, тобто |
. |
(12.8) |
|||
|
|||||||||
0 |
0 |
|
μ0 |
0 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Звідси випливає, що магнітна проникність μ показує, у скільки разів підсилюється поле в магнетику. У цьому полягає фізичний зміст магнітної проникності. Нагадаємо, що діелектрична проникність ε показує, у скільки разів послабляється поле в діелектрику.
Відзначимо, що оскільки поле B′ відмінне від нуля тільки усередині стержня, магнітне поле поза стержнем залишається без змін.
Отриманий нами результат є правильним лише в тих випадках, коли однорідний і ізотропний магнетик заповнює об'єм, що обмежений поверхнями, які утворені лініями напруженості зовнішнього поля.
Зазначимо, що оскільки H (на відміну від B ) при дотриманні зазначених вище умов не залежить від μ (а отже, і від χ ), то доцільно розглядати залежність J від H , а не від B
(див. формулу (12.1)).
§ 13 Умови для векторів індукції та напруженості магнітного поля на межі двох |
||||||||||||
магнетиків [5] |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
1 З'ясуємо, як змінюються вектори |
B й H |
при переході з одного середовища з |
||||||||||
магнітною проникністю μ1 |
в іншу з магнітною проникністю μ2 . Розглянемо стаціонарний |
|||||||||||
випадок, коли поля не змінюються з часом. Для вирішення вищесформульованої проблеми |
||||||||||||
застосуємо теорему Гаусса для індукції магнітного поля в речовині |
|
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
ò BdS = 0 |
|
|
(13.1) |
||
|
|
|
|
|
|
|
S |
|
|
|
|
|
та теорему про циркуляцію напруженості магнітного поля |
|
|
||||||||||
|
|
|
|
|
|
ò Hdl = åIk . |
|
|
(13.2) |
|||
|
|
|
|
|
|
Γ |
|
|
k |
|
|
|
2 Розглянемо на межі двох магнетиків із |
(S1 = S2 = S) |
|
||||||||||
проникностями |
μ1 |
й |
μ2 |
уявну |
циліндричну |
S1 |
r |
|
||||
поверхню висотою |
h |
з основами |
S |
й |
S |
|
, які |
|
||||
2 |
n |
|
||||||||||
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
1 |
μ1 |
|
розміщені по різні |
боки від поверхні |
розділу |
h |
|
||||||||
(рис. 13.1). Потік вектора B через цю замкнуту |
|
μ2 |
||||||||||
|
|
|||||||||||
поверхню дорівнює |
|
|
|
|
|
|
|
|
S2 |
r |
||
òBdS = B1n1 S1 + B2n2 S2 + < Bn > Sбічн . (13.3) |
n2 |
r |
||||||||||
|
|
B |
||||||||||
S |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Рисунок 13.1 |
|
Відповідно до теореми Гаусса (13.1) потік |
|
|
||||||||||
|
|
|
вектора B через будь-яку замкнуту поверхню дорівнює нулю. Тому прирівнюємо до нуля вираз (13.3), виконаємо перехід h → 0 , і приходимо до співвідношення B1n1 = −B2n2 .
|
|
r r |
r |
(див. |
Якщо проектувати B1 й B2 на одну і ту саму нормаль, наприклад n = n1 |
= −n2 |
|||
рис. 13.1), то отримаємо |
|
|
||
|
|
|
|
|
|
B1n = B2n |
. |
|
(13.4) |
Замінивши у (13.4) складові B відповідними складовими вектора H , які помножені на μ0μ , отримаємо співвідношення
μ0μ1H1n = μ0μ2H2n ,
з якого випливає, що
33
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
H |
1n |
= |
μ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
μ2 |
. |
|
|
(13.5) |
|||||
|
|
|
|
|
|
H |
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
2n |
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
Формули (13.4) та (13.5) показують, як змінюються нормальні складові векторів B |
||||||||||||||||
та H на межі поділу двох магнетиків. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
3 Тепер |
розглянемо |
на |
межі магнетиків |
|
|
H1τ |
||||||||||
прямокутний контур (рис. 13.2) і обчислимо для |
|
|
||||||||||||||
|
|
a |
||||||||||||||
нього циркуляцію H . При малих |
розмірах |
μ1 |
||||||||||||||
контуру циркуляцію можна подати у вигляді |
|
|
|
|
b |
|||||||||||
|
|
|
|
|||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
òHdl = H1τa − H2τa+ < Hl > 2b , |
(13.6) |
|
μ2 |
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
|
|
||||||||||||
де < Hl > |
– |
середнє |
значення |
|
H |
|
на |
|
|
H2τ |
||||||
перпендикулярних до межі ділянках контуру. |
|
|
||||||||||||||
|
|
Рисунок 13.2 |
||||||||||||||
Якщо вздовж |
межі розділу |
не |
проходять |
|
|
макроскопічні струми åIk = 0 , то циркуляція вектора H вздовж обраного контуру
відповідно до теореми (13.2) буде дорівнювати нулю. Поклавши вираз (13.6) таким, що дорівнює нулю, й виконавши граничний перехід b → 0 , прийдемо до співвідношення
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
H1τ |
= H2τ |
. |
|
(13.7) |
|||||||||
Замінивши складові H відповідними складовими вектора |
B , що поділені на μ0μ , |
||||||||||||||
отримаємо співвідношення |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
B1τ |
|
|
= |
|
B2τ |
|
, |
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
|
μ |
μ |
|
μ |
|
μ |
2 |
|
|
||||||
0 |
|
1 |
|
|
0 |
|
|
|
|
||||||
з якого випливає, що |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
|
|
B1τ |
= |
|
μ1 |
. |
|
(13.8) |
|||||||
|
|
B |
|
|
|
μ |
2 |
|
|
||||||
|
|
|
2τ |
|
|
|
|
|
|
|
|
Формули (13.7) та (13.8) показують, як змінюються нормальні складові векторів B
та H на межі поділу двох магнетиків.
Підбиваючи підсумок, можна сказати, що при переході через межу розділу двох магнетиків нормальна складова вектора B й тангенціальна складова вектора H не
змінюються. Тангенціальна ж складова вектора B й нормальна складова вектора H при переході через межу розділу перетерплюють розриви.
§ 14 Гіромагнітне відношення. Дослід Ейнштейна і де Хааса [5]
1 Природа молекулярних струмів стала зрозумілою після того, як дослідами Резерфорда було встановлено, що атоми всіх речовин складаються з додатно зарядженого ядра й від’ємно заряджених електронів, що рухаються навколо нього.
Рух електронів у атомах описується законами квантової механіки. Однак магнетизм речовин вдається задовільно пояснити, користуючись напівкласичною борівською моделлю, відповідно до якої електрони в атомах рухаються по стаціонарних кругових орбітах. Стабільність таких орбіт суперечить законам класичної фізики. Тому пояснити магнетизм речовини на основі чисто класичних уявлень неможливо. Вичерпне пояснення дає лише квантова механіка.
2 Розглянемо пояснення магнітних властивостей речовин на основі уявлення про стабільні електронні орбіти. Нехай електрон рухається зі швидкістю υ по орбіті радіусом r (рис. 14.1). Через площадку, розміщену в будь-якому місці на шляху електрона, переноситься
34
за одиницю часу заряд e /T , де e – елементарний заряд, а T – період обертання електрона навколо ядра. Отже, рух електрона по орбіті є еквівалентним круговому струму з силою електричного струму I = e /T . Оскільки заряд електрона від’ємний, то напрям руху електрона й напрям струму протилежні. Магнітний момент струму, який створюється електроном, дорівнює
pm = IS = (e /T )πr2 .
Добуток 2πr /T є швидкістю електрона υ. Тому можна написати, що
pm = eυr / 2 . |
(14.1) |
Цей момент обумовлений рухом електрона по орбіті, у зв'язку з чим називається орбітальним магнітним моментом електрона. Напрям вектора pm утворює з напрямом струму
правогвинтову, а з напрямом руху електрона лівогвинтову систему (див. рис. 14.1). Електрон, який рухається по орбіті, має момент імпульсу
L = mυr , |
(14.2) |
|
υ |
r |
|
− e |
|
|
|
|
L |
|
r |
I |
pm |
|
|
|
Рисунок 14.1 – Механічний і магнітний орбітальні моменти електрона
де m – маса електрона. Вектор L називається орбітальним
механічним моментом електрона. Він утворює з напрямом руху електрона правогвинтову систему. Отже, напрями векторів pm і L протилежні.
Відношення магнітного моменту елементарної частинки до її механічного моменту називається гіромагнітним (магнітомеханічним) відношенням. Для електрона, який рухається по орбіті, це відношення дорівнює
pm / L = −e / 2m . |
(14.3) |
Знак мінус вказує на те, що напрями моментів протилежні.
3 Внаслідок обертання навколо ядра електрон виявляється подібним до дзиґи. Ця обставина лежить в основі так званих магнітомеханічних явищ, що полягають у тому, що намагнічування магнетика приводить до його обертання й, навпаки, обертання магнетика викликає його намагнічування. Існування першого явища було доведено експериментально Ейнштейном і де Хаасом, другого – Барнеттом.
В основі досліду Ейнштейна й де Хааса лежать такі міркування. Якщо помістити стержень із магнетика в паралельне його осі магнітне поле, то магнітні моменти електронів установляться за напрямом поля, а механічні моменти – проти поля. У результаті сумарний механічний момент електронів
åLe стане відмінним від нуля (у вихідному стані внаслідок
хаотичної орієнтації окремих моментів він дорівнював нулю). |
|
Момент імпульсу системи стержень+електрони відповідно до |
|
закону збереження моменту імпульсу повинен залишитися |
|
сталим. Тому стержень отримує момент імпульсу, який |
|
протилежний до моменту імпульсу електронів, тобто дорівнює |
|
(− åLe ), і, отже, починає обертатися. Зміна напрямку поля на |
|
зворотне приведе до зміни напрямку обертання стержня. |
Рисунок 14.2 – Схема |
Механічну модель цього досліду можна здійснити, |
досліду Ейнштейна й де |
посадивши людину на стілець, який може обертатися, і давши їй |
Хааса |
у руки масивне колесо, що обертається. Повернувши колесо |
|
віссю вверх, людина починає обертатися протилежно до напрямку обертання колеса. Повернувши колесо віссю донизу, людина починає обертатися в інший бік.
35