Файл: Туровский Я. Техническая электродинамика.pdf

Скачать файл
Заказать решение

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 10.04.2024

Просмотров: 219

Скачиваний: 1

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

дает плотностью и проводимостью почти такими же, как алюминий, а его прочность при растяжении (35даН/мм2 ) приближается к прочности меди. Из этого материала производят проводники воздушных линий электропере­ дачи.

2. Магнитные свойства

тел

(ферромагнетизм)

Н а м а г н и ч е н н о с т ь .

Электроны в атомах, вращаясь

вокруг ядра и вокруг собственной оси, действуют как электрические токи i'o, протекающие в замкнутых круго­ вых контурах, и благодаря этому создают магнитное поле. Такие элементарные круговые токи существуют во всех телах. Они могут рассматриваться как магнитные диполи с магнитным моментом

pm==noioSo=md,

где i'o — элементарный ток; s0 — вектор, численно равный площадке, охватываемой элементарным током, направ­ ленныйпо нормали к площадке s0 и связанный с направ­ лением тока г0 правилом правого винта; m — магнитный поток, выходящий из равнодействующего полюса и часто называемый фиктивной магнитной массой полюса; d — вектор, численно равный расстоянию между полюсами и направленный так же, как вектор s0.

Магнитные свойства тел обусловливаются физикой этих диполей и их поведением в магнитном поле. Под влиянием внешнего магнитного поля Н существующие в каждой материальной среде диполи становятся менее или более упорядоченными. Тело подвергается, таким образом, магнитной поляризации. Дл я характеристики степени намагничивания тел было введено понятие век­ тора магнитной поляризации J,-, называемого также на­ магниченностью вещества [Л. 6-3].

Намагниченность вещества есть полный магнитный момент единицы объема тела V, содержащего N одина­ ково направленных диполей:

J*=WP«/V. (1-15)

Она одновременно равна геометрической сумме маг нитных моментов элементарных токов (1-14) в единице объема вещества.

Внутри намагниченного тела индукция от внешнего поля (Во=1юН) прибавляется к индукции \ioh от эде-

40

ментарных диполей. Обе величины, складываясь векторно, дают результирующую индукцию внутри тела

 

 

 

B = |ioH + mJ<.

 

 

 

(1-16)

Ф е р р о м а г н е т и к и , п а р а м а г н е т и к и и д и а -

м а г н е т и к и .

В средах магнитно-изотропных

намагни­

ченность

пропорциональна

напряженности

внешнего

магнитного

поля, т. е.

 

 

 

 

 

 

 

 

J;= £ M H .

 

 

(1-17)

Коэффициент ku

называют магнитной

восприимчи­

востью. Он является

меро й изменений

намагниченно­

сти тела под влиянием внешнего поля. Разделив

(1-16)

на Н и учтя

(1-17), получим:

 

 

 

 

 

 

 

^=B/H = no(l+Ji/H)=|ir|K).

 

 

(1-18)

Коэффициент ( х г = 1 + х называют магнитной

прони­

цаемостью

(относительной).

 

 

 

 

 

Магнитная

проницаемость

вещества

ц

зависит, сле­

довательно, от числа магнитных диполей в единице его

объема (/,) и от направления

вектора намагниченно­

сти Ji по отношению к вектору

внешнего поля Н. В об­

щем случае анизотропной среды проницаемость может иметь характер тензора [ср. (2-18а)]. Оба вектора обыч­ но все же параллельны или антипараллельны. (Анти­ параллельными называют векторы, лежащие на парал­ лельных осях, но направленные противоположно). В за­ висимости от числовых значений и направлений векторов Н и Ji все вещества можем подразделить на следующие

три класса:

1) ф е р р о м а г н и т н ы е

тела, у которых

второй член

в (1-18)

положителен и на много

больше

единицы; принадлежат к ним вещества

с отчетливо вы­

раженными

магнитными свойствами, т. е. железо, ни­

кель, кобальт и их сплавы

с относительной проницае­

мостью цг

больше

1,1; 2)

п а р а м а г н и т н ы е

тела,

у которых второй член в (1-18) положителен, но значи­

тельно

меньше цо; большинство из них имеет проницае­

мость

[хг = 1,000-г-1,001, не зависящую от внешнего поля;

к ним принадлежат,

например, железо

при температуре

выше точки Кюри, металлы платиновой

группы, натрий,

калий, соли железа,

кислород и др. В некоторых веще­

ствах

междуатомные

силы действуют

так, что магнит­

ные моменты соседних атомов антипараллельны. Явле­ ние это называется антиферромагнетизмом, который также характеризуется существованием гистерезиса и

41

точки Кюри. Ввиду того, что проницаемость антиферро­ магнетиков очень мала, их причисляют к парамагнит­

ным

телам

(например, MnSe,

МпТе); 3)

д и а м а г н и т ­

н ы е

тела,

в которых второй

член в (1-18)

отрицателен,

их относительная проницаемость меньше единицы. По­ мещенные в сильное внешнее магнитное поле диамагнит­

ные вещества перемещаются в направлении

более

слабого поля. Это вызвано

тем, что внешнее

поле

вызы­

вает в этих телах такое изменение движения

электронов

по орбите, которое согласно правилу Ленца

вырабаты­

вает

поле,

направленное

противоположно

возбуждаю­

щему

полю.

Явление это существует также

и в

ферро­

магнетиках, но там оно маскируется значительно более сильным противоположным действием магнитных спино­ вых моментов. Поэтому тело становится диамагнетиком только тогда, когда результирующий магнитный момент частицы равен нулю, т. е. когда электронные оболочки заполнены.

Различия в вышеупомянутых свойствахтел явля­ ются результатом различного строения атомов и моле­ кул, а также различной кристаллографической струк­ туры.

Хорошие неферромагнитные проводники, помещенные в переменном магнитном поле, ведут себя как диамагнетики и отталкивают внешнее поле. Особенно относится это к состоянию сверхпроводимости, при которой тело

действует как

идеальный диамагнетик. Эффект

этот вы­

зван, конечно,

индуктированными

вихревыми

токами,

а не внутренней атомной структурой

тела, хотя, как бы­

ло показано,

все макроскопические

электромагнитные

явления непосредственно связаны с микроструктурой

вещества.

 

 

 

 

 

А т о м н о е

с т р о е н и е

ф е р р о м а г н е т и к о в .

Намагничивание

ферромагнетиков

вытекает из

специ­

фических свойств

их атомной

и кристаллической

струк­

туры.

 

 

 

 

 

Рассмотрим строение изолированного атома железа.

Атомное число

железа равняется

26. Это означает, что

на орбитах атома железа находится 26 электронов. Та­ кое же число протонов находится в его ядре. На рис. 1-12 показано схематически размещение этих электронов в слоях (оболочках), определяемых главным квантовым числом п, и на субоболочках (подгруппах), определяе­ мых с помощью орбитального квантового числа /. Маг-

нитные свойства железа обусловлены в основном элек­

тронами, находящимися в подгруппе

(« = 3; 1=2).

В этой

подгруппе имеется место для 10 электронов

(ср. рис.

1-2),

но в атоме железа она содержит

лишь

только

шесть

электронов, т. е. она заполнена только

частично.

Не­

смотря на

это, в следующей оболочке

находятся

два

электрона,

заполняющих

подгруппу

с

п = 4,

 

/==0

(рис. 1-2).

В твердом теле

эти внешние электроны ста-

Электрон-

Электронные

 

 

 

ные оболоч­

подгруппы

 

 

 

 

ки (слои)

{субоболочки)

 

 

 

 

к ю -

S3

 

 

 

 

 

(М)п=3

 

 

 

 

 

(L)n=Z

(Н)п = 1

О * -

1—0 (s)-CaMbiu низкий

 

 

энергетичес­

 

 

кий уровень

Рис. 1-12.

Распределение

26 электронов атома железа

на «дозволенных» энергетических уровнях [Л. 1-9]. Чер­ ные и белые кружки соответствуют двум возможным направлениям спина.

новятся свободными и находятся в зоне проводимости. Это является необходимым условием участия электро­ нов незаполненной подгруппы с п = 3, 1 = 2 в ферромаг­ нитных эффектах.

Каждый электрон обладает спиновым моментом ко­ личества движения относительно своей оси. Спиновый момент сопровождается магнитным моментом электрона

ps=Hoehf

(4лт),

(1-19)

43

где е — з а р я д электрона; т — масса

электрона; h — по­

стоянная

Планка.

 

 

Величина ps/iio называется

магнетоном Бора. Полный

спиновый

магнитный момент

атома

складывается из

спиновых магнитных моментов отдельных электронов. Эти моменты, как и сами спины, могут быть параллель­ ными или антипараллельными. Во многих веществах число положительных спинов равняется числу отрица­ тельных спинов. В случае железа спины отдельных элек­ тронов во всех заполненных оболочках также взаимно

компенсируются.

Но

в незаполненной

подгруппе

п = 3,

1 = 2 имеются

четыре

некомпенсированных спина,

бла­

годаря чему

атом

в

целом обладает

результирующим

спиновым магнитным моментом, равным четырем магне­ тонам Бора (рис. 1-12). Электрон может обладать так­ же нескомпенсированным орбитальным магнитным мо­ ментом, связанным с его вращением вокруг ядра. Но этот момент значительно меньше спинового момента атома и в случае твердых тел играет очень малую роль

[Л. 1-9].

В твердом ферромагнитном теле соседние атомы, воз­ действуя друг на друга, изменяют вышеописанное дви­ жение электронов в изолированных атомах или газах ферромагнитных металлов. При кристаллизации в ре­ зультате действия междуатомных сил внешние энерге­ тические уровни расщепляются и соприкасаются друг с другом. Вследствие этого внешние электроны уже не являются связанными с определенным атомом, но обла­ дают стремлением к переходу от одного атома к друго­

му, а также

с последнего

уровня (п = 4, 1 = 0) на пред­

последний

(п = 3, 1 = 2)

и обратно. Результирующим

эффектом такого движения является частичная компен­ сация неуравновешенных спинов, что проявляется в уменьшении среднего во времени магнитного момента атома. В результате при объединении атомов в кри­ сталлическую решетку результирующий спиновый маг­

нитный момент атома уменьшается

в случае

железа

от

4 до 2,22 и в случае никеля от 2 до

0,6 магнетона Бора.

О б л а с т и с а м о п р о и з в о л ь н о г о

н а м а г н и ­

ч и в а н и я . Согласно доменной теории Вейсса (1907

г.)

ферромагнитные материалы состоят из большого числа областей самопроизвольного намагничивания, так назы­ ваемых доменов. Каждый домен содержит в себе значи­ тельное число атомов, магнитные моменты которых ори-

44

Смотрите также файлы