Загальна фізика. Частина 2. Магнетизм. Коливання і хвилі. Оптика. Елементи атомної фізики, квантової механіки і фізики твердого тіла. Фізика ядра та елементарних часток

Парамагнетиками є речовини, атоми або молекули яких у відсутності зовнішнього поля мають відмінний від нуля магнітний момент  ; наприклад, якщо вони мають непарне число електронів в атомі. Тепловий рух робить орієнтацію магнітних моментів атомів хаотичною, тому у відсутності зовнішнього поля парамагнетик не намагнічений   В зовнішньому полі магнітні моменти атомів орієнтуються вздовж поля (див. § 4.1.), тому парамагнетик намагнічується в напрямку зовнішнього поля. Для парамагнетиків  . Магнітна сприйнятливість парамагнетика в слабких полях і при досить високих температурах обернено пропорційна до температури (закон Кюрі):  , де С – стала Кюрі, що залежить від роду парамагнетика.

І діа- і парамагнетики належать до слабкомагнітних речовин, оскільки для обох   Але існують сильномагнітні речовини – феромагнетики, у яких магнітна проникливість досягає  . Крім основного представника – заліза, до феромагнетиків належать Co, Ni, ряд рідкісноземельних елементів та сплавів на їх основі. Відома наступна властивість феромагнетиків: при температурі, що називається точкою Кюрі (залежить від речовини), феромагнетик стрибком втрачає свої феромагнітні властивості і переходить у парамагнітний стан. Це означає, що атом феромагнетика подібний до атома парамагнетика відмінністю від нуля магнітного моменту, а феромагнітні властивості притаманні не окремому атому, а кристалу феромагнітної речовини в цілому при температурах, нижчих від точки Кюрі.

Крім великої магнітної проникливості   феромагнетики відрізняються від слабкомагнітних речовин рядом властивостей:

1) на відміну від парамагнетиків, феромагнетики намагнічуються до насичення вже в слабких полях;

2) магнітна проникливість феромагнетика залежить від напруженості намагнічуючого поля (рис. 4.21): спочатку швидко зростає із збільшенням Н, досягає максимуму, а потім спадає, прямуючи до одиниці в сильних полях.

3) залежність B(H) (рис. 4.22) має гістерезисний характер.

При розміщенні розмагніченого феромагнетика в зовнішньому полі залежність В(Н) описується спочатку кривою 0-1. При зменшенні Н до нуля В(Н) змінюється по кривій 1-2; тобто має місце відставання зміни індукції від зміни напруженості. Це явище називається магнітним гістерезисом. Магнітна індукція, що зберігається у феромагнетику після зникнення зовнішнього поля (при Н = 0), називається залишковою магнітною індукцією Br (постійні магніти). Щоб розмагнітити феромагнетик, потрібно прикласти зовнішнє поле протилежного напрямку з напруженістю Нс, яка називається коерцитивною силою. При подальшому збільшенні напруженості відбувається намагнічування протилежного напрямку по кривій 3-4. Ділянка 4-5-6 знову відповідає розмагнічуванню. Надалі процес перемагнічування відбувається по замкненій кривій 6-1-2-3-4-5-6 (рис. 4.22), яка називається петлею гістерезису. В залежності від величини Нс усі феромагнітні матеріали поділяють на жорсткі (рис. 4.22, а) і м’які (рис. 4.22, б).

Властивості феромагнетиків пояснюються наявністю в них областей, які у відсутності зовнішнього поля спонтанно намагнічені до насичення; ці області називаються доменами. Розміри доменів ~ (  м). Розташування і намагніченість доменів такі, що у відсутності зовнішнього поля сумарна намагніченість дорівнює нулю. В зовнішньому полі вектори намагніченості доменів частково повертаються в напрямку поля і феромагнетик намагнічується.

 

 

Розглянемо замкнений провідний контур, що перебуває в змінному магнітному полі (рис 4.23). Згідно з законом Фарадея (див. § 4.8), в цьому контурі індукується електрорушійна сила

  (4.53)

і, як наслідок, виникає індукційний струм; тобто на вільні заряди контура діють сторонні сили. Оскільки контур нерухомий, то ці сили не можна ототожнити з силою Лоренца. Для відповіді на питання про природу сторонніх сил в розглянутому випадку Максвелл висунув гіпотезу про те, що змінне магнітне поле породжує в навколишньому просторі (навіть без провідного контура) вихрове електричне поле, яке і викликає появу індукційного струму. Напруженість цього поля позначають  , на відміну від напруженості електростатичного поля (створеного електричними зарядами), яку будем надалі позначати   Тоді за означенням електрорушійної сили:

 . (4.54)

З (4.53) і (4.54) одержимо

 .

Оскільки контур нерухомий, то в останньому рівнянні можна поміняти місцями операції інтегрування та диференціювання. І врахувавши, що в загальному  , запишемо

  (4.55)

На відміну від електростатичного, поле  , породжене змінним магнітним полем, є вихровим, бо його циркуляція відмінна від нуля  , і тому силові лінії цього поля замкнені.

Якщо ж у просторі одночасно існують і вихрове ( ), і електростатичне( ) поля, то за принципом суперпозиції напруженість результуючого поля

 +

Як було показано в розділі 3, ч.1, циркуляція напруженості електростатичного поля   Тому рівняння (4.55) можна узагальнити:

  (4.56)

Ми отримали перше рівняння Максвелла: циркуляція вектора напруженості електричного поля дорівнює взятій з протилежним знаком швидкості зміни магнітного потоку через довільну поверхню, що опирається на контур циркуляції (рис. 4.23).