Магазины электрических ве­личин

Вид материала

Документы

Содержание Магнитная структура атом­ная Рис. 1. Типы магн. структур: а — ферромаг­нитная, периоды атомной а и магнитной элем. ячеек совпадают; б, в и г — антиферромагн. Магнитная текстура Магнитная цепь Магнитное давление Магнитное насыщение Магнитное охлаждение Рис. 1. Энтропийная диаграмма процесса магн. охлаждения (S — энтропия, Т — темп-ра). Кривая S Рис. 2. Схемы установок для магн. охлажде­ния: а — одноступенчатого (N, S — полюсы электромагнита), б — двухступенчатого. Магнитное поле Максвел­ла уравнения.

Подобный материал:

• Рабочей программы дисциплины Электроэнергетические системы и сети по направлению подготовки, 21.71kb.
• Отчет по лабораторной работе должен содержать: наименование работы и номер, схемы, 365.83kb.
• Экзаменационные вопросы по курсу «Электротехника и электроника», 23.91kb.
• Бизнес-план магазина товаров для детей Содержание, 138.19kb.
• 1. Основные понятия и обозначения электрических величин и элементов электрических цепей., 277.03kb.
• Цифровой вольтметр щ-304, 137.06kb.
• Телемеханики, 26.01kb.
• Отдел метрологического обеспечения измерений электрических величин, 42.58kb.
• Курсовая работа по курсу «основы физических измерений», 226.86kb.
• Теория электрических цепей (часть, 63kb.

МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА АТОМ­НАЯ, периодич. пространств. распо­ложение магнитоактивных ионов и упорядоченная ориентация их маг­нитных моментов в кристалле (ферро-, ферри- или антиферромагнетике). М. с. а. следует отличать от доменной, определяемой характером и взаимным расположением доменов. Периодичность расположения ат. магн. моментов в пр-ве определяется кристаллич. структурой в-ва. За взаим­ную ориентацию моментов ответст­венно обменное взаимодействие электростатич. природы, за их общую ори­ентацию относительно кристаллогра­фич. осей — силы магнитной анизо­тропии. Более сложные (и слабые) типы магн. вз-ствия могут усложнять М. с. а. (см. Метамагнетик).

Различают два осн. класса магн. в-в, связанных с определённой М. с. а.: в-ва с ненулевым суммарным макроскопич. магн. моментом (М0) и в-ва с M=0. Первому слу­чаю соответствует ферромагнит­ная М. с. а. (рис. 1, а): магн. мо­менты всех атомов выстраиваются вдоль одного направления (оси лёг­кого намагничивания), к-рое может быть различным у разных кристаллов. Второму случаю соответствует антиферромагнитная М. с. а. (рис. 1,6): у каждого магн. момента в ближайшем окружении имеется ком­пенсирующий момент, ориентирован­ный строго антипараллельно. В зави­симости от хар-ра ближайшего окру­жения могут осуществляться разл. антиферромагн. М. с. а. (рис. 1, б, в и г), к-рые могут иметь периоды боль­шие, чем периоды ат. структуры, в це­лое число раз. Иногда осуществляют­ся антиферромагн. М. с. а. с ориента­цией магн. моментов вдоль двух или трёх осей и ещё более сложные -— зонтичные, треугольные и др. (рис. 1, д, е).

Близки к антпферромагн. М. с. а. ферримагн. структуры с М0. Они имеют место, когда антиферромагн. М. с. а. образуется атомами или ио­нами с разными по величине магн. моментами (рис. 1, ж). При этом зна­чение М определяется величиной раз­ности моментов двух или более подрешёток магнитных (систем одинаково

ориентированных магн. моментов). Другой случай осуществляется в сла­бых ферромагнетиках: наличие допол­нит. сил межатомного вз-ствия приво­дит к неколлинеарностн магн. момен­тов и появлению суммарной ферромагн. составляющей (рис. 1. з, см. также Слабый ферромагнетизм).



Рис. 1. Типы магн. структур: а — ферромаг­нитная, периоды атомной а и магнитной элем. ячеек совпадают; б, в и г — антиферромагн. структуры, период магн. структуры _м в нек-рых направлениях в-ва раза больше ; д — треугольная; е — зонтичная; ж — ферримагнитная; з — слабосферромагнитная; угол склонения на рисунке сильно увели­чен.


Более сложный (дальнодействующий) хар-р межатомного вз-ствия в нек-рых случаях приводит к уста­новлению геликоидальных М. с. а. В последних магн. моменты соседних атомов повёрнуты друг относительно друга так, что концы изображающих их векторов лежат на одной спираль­ной линии. В зависимости от вели­чины проекции магн. моментов на направление оси спирали различают неск. видов геликоидальных М. с. а. (рис. 2). Существенное отличие их от остальных М. с. а. заключается в том, что в общем случае шаг спирали

367


несоизмерим с соответствующим перио­дом кристаллич. решётки и, кроме того, зависит от темп-ры.

Полная классификация М. с. а. основывается на теории магнитной симметрии, учитывающей не только расположение, но и ориентацию ат. магн. моментов в кристалле. В число



Рис. 2. Примеры спиральных магн. структур ( — период спирали): а — простая спираль с нулевым значением проекции магн. момен­та на ось спирали; б — ферромагнитная (ко­ническая) спираль с пост. значением проек­ции магн. момента на ось спирали.


преобразований магн. симметрии, кроме обычных поворотов вокруг осей симметрии, отражения в плоскостях симметрии и трансляций, дополни­тельно входит преобразование R, изменяющее направления магн. мо­ментов на противоположные. В-ва, обладающие М. с. а., описываются группами магн. симметрии, в к-рые R входит в виде произведений с обыч­ными преобразованиями симметрии кристаллов.

М. с. а. кристалла и его физиче­ские (в первую очередь магнитные) св-ва тесно взаимосвязаны. Поэтому косвенные суждения о М. с. а. могут быть высказаны на основе данных об этих физ. свойствах в-ва. Прямые дан­ные о М. с. а. кристаллов позволяет получить магн. нейтронография.

• И з ю м о в Ю. А., О з е р о в Р. П., Магнитная нейтронография, М., 1966; В о н с о в с к и й С. В., Магнетизм, М., 1971; К о п ц и к В. А., Шубниковские группы, М., 1966.

Р. П. Озеров.

МАГНИТНАЯ ТЕКСТУРА, см. Текс­тура магнитная.

МАГНИТНАЯ ТЕРМОМЕТРИЯ, ме­тод измерения темп-р (ниже 1 К), основанный на температурной зави­симости магнитной восприимчивости к парамагнетика (см. Термомет­рия). Для М. т. подбирают парамагне­тики, у к-рых  простейшим образом зависит от темп-ры: =С/Т (см. Кюри закон). По измеренному в слабом магн. поле значению к и известной для данного парамагнетика постоянной Кюри С может быть определена т. н. м а г н и т н а я темп-pa Т*. В об­ласти темп-р, в к-рой выполняется закон Кюри, Т* совпадает с темп-рой Т по термодинамич. температурной шкале. При понижении темп-ры закон Кюри перестаёт быть точным, и Т* может заметно отличаться от Т. Для получения более точных результатов необходимо учитывать анизотропию восприимчивости, геом. форму образ­ца и др. факторы. Наиболее широко для измерения сверхнизких темп-р (до 6 мК) применяют церий-магние­вый нитрат, для к-рого расхождение шкал Т и Т* при указанной темп-ре меньше 0,1 мК. Для измерения темп-р ниже 10 мК используют тем­пературную зависимость ядерной магн. восприимчивости Pt или Cu, к-рая следует закону Кюри до темп-ры в неск. мК. Кроме закона Кюри в яд. термометрии применяют правило Корринга для времени релаксации т яд. спиновой системы: T=const. Практически магн. темп-ру переводят в термодинамическую по таблицам и кривым, составленным на основании тщательных исследований зависимости (T).

• Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959, гл. 7; Мендельсон К., На пути к абсолют­ному нулю, пер. с англ., М., 1971.

МАГНИТНАЯ ЦЕПЬ, последователь­ность магнетиков, по к-рым проходит магнитный поток. Понятием М. ц. широко пользуются при расчётах пост. магнитов, электромагнитов, реле, магн. усилителей, электроизмерит. и др. приборов. В технике распростра­нены как М. ц., в к-рых магн. поток практически полностью проходит в ферромагнетиках (замкнутые М. ц.), так и М. ц., включающие, помимо ферромагнетиков, диамагнетики (напр., возд. зазоры). Если магн. поток воз­буждается в М. ц. пост. магнитами, то такую цепь называют поляризо­ванной. М. ц. без пост. магнитов наз. нейтральной; магн. поток в ней возбуждается током, протекаю­щим в обмотках, охватывающих часть или всю М. ц. В зависимости от хар-ра тока возбуждения различают

М. ц. п о с т о я н н о г о, п е р е м е н н о г о и и м п у л ь с н о г о магн. потоков. Вследствие формальной аналогии электрич. и магн. цепей к ним приме­ним общий матем. аппарат. Напр., для М. ц. аналогом Ома закона служит ф-ла F=Ф•R_m, где Ф — магн. поток, R_m — магнитное сопротивление, F — маг­нитодвижущая сила. К М. ц. приме­нимы Кирхгофа правила. Существует, однако, и принципиальное различие между М. ц. и электрич. цепью: в М. ц. с неизменным во времени пото­ком Ф не выделяется Джоулева теп­лота (см. Джоуля — Ленца закон), т. е. нет рассеяния эл.-магн. энергии.

• Калашников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики); П о л и в а н о в К. М., Ферромагнетики, М.—Л., 1957.

МАГНИТНОЕ ДАВЛЕНИЕ, действие, оказываемое вмороженным магн. полем на плазму (или проводящую жид­кость), направленное перпендикуляр­но силовым линиям. М. д. равно плот­ности магн. энергии, т. ё. пропорц. квадрату напряжённости магн. поля H: р_м=H²/8 (в . ед. СГС). М. д. может уравновешиваться кинетич. давлением плазмы; превышение М. д. над кинетическим приводит к пинч-эффекту.

МАГНИТНОЕ НАСЫЩЕНИЕ, со­стояние парамагнетика или ферро­магнетика, при к-ром его намагничен­ность J достигает предельного значе­ния J_ — намагниченности насыще­ния, не меняющейся при дальнейшем увеличении напряжённости намагни­чивающего поля. В случае ферромаг­нетиков J_ достигается при оконча­нии т. н. процессов технич. намагни­чивания: а) роста доменов с магн. моментом, ориентированным по оси лёгкого намагничивания, в результате процесса смещения границ доменов; б) поворота вектора намагни­ченности образца в направлении на­магничивающего поля (процесса вращения); и парапроцесса — увеличения под действием сильного внеш. поля числа спинов, ориентиро­ванных по полю, за счёт спинов, имею­щих антнпараллельную ориентацию (см. Намагничивания кривые). На прак­тике обычно получают технич. М. н. при 20°С в полях от неск. Э до ~10⁴ Э. В случае парамагнетиков состояние, близкое к М. н., достигается в полях

~10 кЭ (~10³ кА/м) при темп-рах ~1 К.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М.. 1971.

МАГНИТНОЕ ОХЛАЖДЕНИЕ, ме­тод получения темп-р ниже 1 К путём адиабатич. размагничивания парамагн. в-в. Предложен П. Дебаем и амер. физиком У. Джиоком (1926); впервые осуществлён в 1933. М. о.— один из двух практически применяе­мых методов получения темп-р ниже 0,3 К (другим методом явл. раство­рение жидкого гелия ³Не в жидком ⁴Не).

Для М. о. применяют соли редко­земельных элементов (напр., сульфат гадолиния), хромокалиевые, железоаммониевые, хромометиламмониевые квасцы и ряд др. парамагн. в-в. Крист. решётка этих в-в содержит парамагн. ионы Fe, Cr, Gd, к-рые раз­делены в крист. решётке большим числом немагн. ионов и поэтому вза­имодействуют между собой слабо: даже при низких темп-pax, когда теп­ловое движение значительно ослаб­лено, силы магн. вз-ствия не способны упорядочить систему хаотически ори­ентированных спинов. В методе М. о. применяется достаточно сильное (~ неск. десятков кЭ) внеш. магн. поле, к-рое, упорядочивая направле­ние спинов, намагничивает парамаг­нетик. При выключении внеш. поля (размагничивании парамагнетика) спины под действием теплового дви­жения атомов (ионов) крист. решётки

368


вновь приобретают хаотич. ориента­цию. Если размагничивание осуществ­ляется адиабатически (в условиях теплоизоляции), то темп-ра парамагне­тика понижается (см. Магнетокалорический эффект).

Процесс М. о. принято изображать на термодинамич. диаграмме в координатах: темп-pa Т — энтропия S (рис. 1).



Рис. 1. Энтропийная диаграмма процесса магн. охлаждения (S — энтропия, Т — темп-ра). Кривая S₀— изменение энтропии рабо­чего в-ва с темп-рой без магн. поля; S_H— изменение энтропии в-ва в поле напряжён­ностью Н; S_реш — энтропия кристаллич.решётки (S_реш~T³); T_кон — конечная темп-ра в цикле магн. охлаждения.


Получение низких темп-р свя­зано с достижением состояний, в к-рых в-во обладает малыми значения­ми энтропии. В энтропию кристаллич. парамагнетика, характеризующую не­упорядоченность его структуры, свою долю вносят тепловые колебания ато­мов крист. решётки («тепловой беспо­рядок») и разориентированность спи­нов («магнитный беспорядок»). При Т 0 энтропия решётки S_реш убы­вает быстрее энтропии системы спи­нов S_магн, так что S_реш при темп-рах Т 1 К становится исчезающе малой по сравнению с S_магн. В этих условиях возникает возможность осуществить М. о.

Цикл М. о. (рис. 1) состоит из двух стадий: 1) изотермич. намагничивания линия АБ) и 2) адиабатич. размагничивания парамагнетика (линия БВ). Перед намагничиванием темп-ру па­рамагнетика при помощи жидкого гелия понижают до Т~1 К и поддерживают её постоянной на протяжении всей первой стадии М. о. Намагничивание сопровождается выделением теплоты и уменьшением энтропии до значения S_Н. На второй стадии I. о. в процессе адиабатич. размагничивания энтропия парамагнетика остаётся постоянной и его темп-pa пони­жается (линия БВ).

Вз-ствие спинов между собой и с крист. решёткой определяет темп-ру, при к-рой начинается резкий спад кривой S_магн при Т 0. Чем слабее :1-ствие спинов, тем более низкие темп-ры можно получить методом М. о. парамагн. соли позволяют достичь темп-р ~ 5•10^-3 К.

Значительно более низких темп-р удалось достигнуть, используя ядер­ный парамагнетизм. Вз-ствие ядер­ных магн. моментов значительно сла­бее вз-ствия магн. моментов ионов. Для намагничивания до насыщения системы ядерных магн. моментов даже при T=1 К требуются очень сильные магн. поля (~10⁷ Э). При применяе­мых полях ~ 10⁵ Э намагничивание до насыщения возможно при темп-рах ~0,01 К. При исходной темп-ре ~0,01 К адиабатич. размагничивание системы яд. спинов (напр., в образце меди) удаётся достигнуть темп-ры 10^-5—10^-6 К. До этой темп-ры охлаж­дается не весь образец. Полученная темп-pa (её называют спиновой) ха­рактеризует интенсивность теплового движения в системе яд. спинов сразу после размагничивания. Эл-ны же и крист. решётка остаются после раз­магничивания при исходной темп-ре ~ 0,01 К. Последующий обмен энер­гией между системами яд. и электрон­ных спинов (посредством спин-спино­вого взаимодействия) может привести к кратковрем. охлаждению всего в-ва до T~10^-4 К (измеряют такие темп-ры методами магнитной термометрии). Практически М. о. осуществляют сле­дующим способом. Блок парамагн. соли С помещается на подвесках из материала с малым коэфф. теплопро­водности внутри камеры 1, к-рая пог­ружена в криостат 2 с жидким ⁴Не (рис. 2, а). Откачкой паров гелия через кран 3 темп-pa в криостате



Рис. 2. Схемы установок для магн. охлажде­ния: а — одноступенчатого (N, S — полюсы электромагнита), б — двухступенчатого.


поддерживается на уровне 1,0—1,2 К (применение жидкого ³Не позволяет снизить исходную темп-ру до ~0,3 К). Теплота, выделяющаяся в соли во время намагничивания, отводится к жидкому гелию газом, заполняющим камеру 7. Перед выключением магн. поля газ из камеры 1 откачивают через кран 4 и т. о. блок парамагн. соли С теплоизолируют от жидкого гелия. После размагничивания темп-pa соли понижается и может достигнуть неск. тысячных К. Запрессовывая в блок соли к.-л. в-во или соединяя в-во с блоком соли пучком тонких медных

проволочек, можно охладить в-во практически до тех же темп-р. Наибо­лее низкие темп-ры получают методом двухступенчатого М. о. (рис. 2, б). Сначала производят адиабатич. размаг­ничивание соли С и через тепловой ключ (теплопроводящую перемычку) К охлаждают предварительно намагни­ченную соль D. Затем, после размы­кания ключа K, размагничивают соль D, к-рая при этом охлаждается до темп-ры, существенно более низкой, чем была получена в блоке соли С. Теп­ловым ключом в установках описан­ного типа обычно служит проволочка из сверхпроводящего в-ва, теплопро­водности к-рой в норм. и сверхпроводящем состояниях при T~0,1 К силь­но отличаются (во много раз). По схеме рис. 2, б осуществляют и яд. размагничивание с тем отличием, что соль D заменяют образцом (напр., меди), для намагничивания к-рого применяется поле напряжённостью в неск. десятков кЭ.

М. о. широко используется при изу­чении низкотемпературных св-в жид­кого ³Не (сверхтекучести и др.), квант. явлений в тв. телах (напр., сверхпроводимости), св-в ат. ядер и т. д.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 368—82; Д е-К л е р к Д., Адиаба­тическое размагничивание, в кн.: Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959, с. 421—610; Мендельсон К., На пути к абсолют­ному нулю, пер. с англ., М., 1971; А м 6 л е р Е., Х а д с о н Р. П., Магнитное ох­лаждение, «УФН», 1959, т. 67, в. 3.

А. Б. Фрадков.

МАГНИТНОЕ ПОЛЕ, силовое поле, действующее на движущиеся электрич. заряды и на тела, обладающие маг­нитным моментом (независимо от состояния их движения). М. п. ха­рактеризуется вектором магнитной индукции В. Значение В определяет силу, действующую в данной точке поля на движущийся электрич. заряд (см. Лоренца сила) и на тела, имеющие магн. момент.

Термин «М. п.» ввёл в 1845 англ. физик М. Фарадей, считавший, что как электрич., так и магн. вз-ствия осуществляются посредством единого материального поля. Классич. теория эл.-магн. поля была создана англ. физиком Дж. Максвеллом (1873), квант. теория — в 20-х гг. 20 в. (см. Квантовая теория поля).

Источниками макроскопич. М. п. явл. намагниченные тела, проводники с током и движущиеся электрически заряж. тела. Природа этих источников едина: М. п. возникает в результате движения заряж. микрочастиц (эл-нов, протонов, ионов), а также благодаря наличию у микрочастиц собственного (спинового) магн. момента (см. Маг­нетизм).

Перем. М. п. возникает также при изменении во времени электрич. поля. В свою очередь, при изменении во вре-

369


мени М. п. возникает электрич. поле. Полное описание электрич. и магн. полей в их взаимосвязи дают Максвел­ла уравнения. Для хар-ки М. п. ча­сто вводят силовые линии поля (линии магн. индукции). В каждой точке такой линии вектор В расположен вдоль касательной. В местах повышен­ных значений В линии индукции сгу­щаются, в тех же местах, где поле слабее, линии расходятся (рис.).

Для М. п. наиболее характерны след. проявления.

1. В пост. однородном М. п. на магн. диполь с магн. моментом р_m действует вращающий момент N=[p_mB] (так, магн. стрелка в М. п. поворачивается по полю; виток с током I, также обладающий магн. моментом, стре­мится занять положение, при к-ром его плоскость была бы перпендику­лярна линиям индукции; ат. диполь процессирует вдоль силовой линии с характеристич. частотой; рис., а).




Рис. а — действие однородного пост. магн. поля на магн. стрелку, виток с током I и ат. диполь (е — эл-н атома); б — действие однородного пост. магн. поля на свободно движущиеся электрич. заряды +q (их тра­ектория в общем случае имеет вид спирали); в — разделение пучка магн. диполей в неод­нородном магн. поле; г — возникновение то­ка индукции в витке при усилении внеш. магн. поля В (стрелками показано направле­ние тока индукции и создаваемого магн.

поля В ). P_m — магн. момент, q — электрич. заряд, v — скорость заряда.


2. В пост. однородном М. п. дейст­вие силы Лоренца приводит к тому, что траектория движения электрич. заряда имеет вид спирали с кривиз­ной, обратно пропорц. скорости (рис., б). Искривление траектории электрич. зарядов под действием силы Лоренца сказывается, напр., в пере­распределении тока по сечению провод­ника при внесении его в М. п. Этот эффект лежит в основе гальваномагн., термомагн. и др. родственных им явле­ний.

3. В пространственно неоднород­ном М. п. на магн. диполь р_m действует

сила F, перемещающая диполь, ориентированный по полю, в направ­лении градиента поля: F=grad (р_mВ); так, пучок атомов, содержащий ато­мы с противоположно ориентирован­ными магн. моментами, в неоднород­ном М. п. разделяется на два расходя­щихся пучка (рис., в).

4. М. п., непостоянное во времени, оказывает силовое действие на поко­ящиеся электрич. заряды и приводит их в движение; возникающий при этом в контуре ток I_инд (рис., г) своим М. п. противодействует изменению первоначального М. п. (см. Электро­магнитная индукция).

Магн. индукция В определяет ср. макроскопич. М. п., создаваемое в данной точке пр-ва как токами прово­димости (движением свободных носи­телей зарядов), так и имеющимися намагниченными телами. М. п., соз­данное токами проводимости и неза­висящее от магн. св-в присутствую­щего в-ва, характеризуется вектором напряжённости магнитного поля Н=B-4J или Н=(B/₀)-J (соот­ветственно в СГС системе единиц и Международной системе единиц). В этих соотношениях вектор J — намагниченность в-ва, ₀ — магнит­ная постоянная.

Отношение =В1₀Н наз. маг­нитной проницаемостью. В зависи­мости от величины  в-ва делят на диамагнетики (<1) и парамагнети­ки (>1), в-ва с >>1 наз. ферромагне­тиками.

Объёмная плотность энергии М. п. в отсутствии ферромагнетиков: w_м=H²/8 или w_м=BH/8 (в ед. СГС); w_м=₀H²/2 или ВН/2 (в ед. СИ).

В общем случае w_м=1/2∫HdB, где пределы интегрирования определя­ются начальными и конечными значе­ниями магн. индукции