Магазины электрических ве­личин

Вид материала

Документы

Содержание Магнитные линзы Магнитные ловушки Рис. 4. Простейшая адиабатическая магн. ловушка. Стрелки указывают направление тока в коаксиальных катушках. Магнитные материалы Магнитно-мягкие материалы Магнитные полупроводники Магнитные эталоны Магнитный момент С. В. Вонсовский.

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.

Н, его индукции В, магн. момента и ряда др. магн. характеристик в-ва обычно наз. магнитометрами; из них нек-рые имеют своё наименование: для измерения магн. потока — флюксметры или веберметры; потенциала поля — магнитные потенциалометры; градиента — градиентометры; коэрци­тивной силы — коэрцитиметры и т. д. В соответствии с классифика­цией методов М. и. различают приборы, основанные на явлении эл.-магн. индукции, гальваномагн. явлениях, на силовом (пондеромоторном) дей­ствии поля, на изменении оптич., механич., магн. и др. св-в материалов под действием магн. поля (см., напр., Феррозонд), на специфич. квант. явлениях (напр., квантовый магнито­метр). Единой классификации при­боров для М. и. пока не разработано.

• Электрические измерения. Средства и ме­тоды измерений (Общий курс), под ред. Е. Г. Шрамкова, М., 1972; Магнитные из­мерения, под ред. Е. Т. Чернышева, М., 1969; Чечерников В. И., Магнитные измерения, 2 изд., М., 1969; ГОСТ 12635—67. Методы испытаний в диапазоне частот от 10 кГц до 1 МГц; ГОСТ 12636—67. Ме­тоды испытаний в диапазоне частот от 1 до 200 МГц.

В. И. Чечерников.

МАГНИТНЫЕ ЛИНЗЫ, устройства для создания магн. полей, обладаю­щих определ. симметрией; служат для фокусировки пучков заряж. ч-ц. См. Электронные линзы.

МАГНИТНЫЕ ЛОВУШКИ, конфигу­рации магнитного поля, способные длит. время удерживать заряж. ч-цы внутри определ. объёма пр-ва. М. л. природного происхождения явл. магн. поле Земли; огромное кол-во захва­ченных и удерживаемых им косм. за­ряж. ч-ц высоких энергий (эл-нов и протонов) образует радиац. пояса Земли за пределами её атмосферы. В лаб. условиях М. л. разл. видов исследуют гл. обр. применительно к проблеме удержания плазмы. Совер­шенствование М. л. для плазмы на­правлено на осуществление с их по­мощью управляемого термоядерного синтеза.

Для того чтобы магн. поле стало М. л., оно должно удовлетворять определ. условиям. Известно, что оно действует только на движущиеся заряж. ч-цы. Скорость Ч-цы v в любой точке всегда можно предста­вить в виде геом. суммы двух состав­ляющих: v, перпендикулярной к на­пряжённости Н магн. поля в этой точке, и v║, совпадающей по направ­лению с Н. Сила F воздействия поля на ч-цу, т. н. Лоренца сила, опреде­ляется только v и не зависит от v║.. В СГС системе единиц F по абс. величине равна (e/c)vH. Сила Ло­ренца всегда направлена под прямым углом как к v, так и к v║ и не изме­няет абс. величины скорости ч-цы, однако меняет направление этой ско­рости, искривляя траекторию ч-цы. Наиболее простым явл. движение

ч-цы в однородном магн. поле. Если скорость ч-цы направлена поперёк такого поля (v=v), то её траекто­рией будет окружность радиуса R (рис. 1, а). Сила Лоренца в этом слу­чае играет роль центростремитель­ной силы (равной mv²/R, m — масса ч-цы), что даёт возможность выразить R через v и Н: R=vl_H, где _H=еН/mс. Окружность, по к-рой



движется заряж. ч-ца в однородном магн. поле, наз. ларморовской окружностью, её радиус — ларморовским радиусом (R_Л), а _H — ларморовской частотой. Если скорость ч-цы направлена к полю под углом, отличающимся от прямого, то, кроме v, ч-ца обладает и v║. Ларморовское вращение при этом сохранится, но к нему добавится равномерное движение вдоль магн. поля, так что результи­рующая траектория будет винтовой линией (рис. 1, б).

Рассмотрение даже этого простей­шего случая однородного поля позво­ляет сформулировать одно из требова­ний к М. л.: её размеры должны быть велики по сравнению с R_Л, иначе ч-ца выйдет за пределы ловушки. Удовлет­ворить это условие можно не только увеличением размеров М. л., но и уве­личением напряжённости магн. поля, т. к. R_Л убывает с возрастанием H. При экспериментах в лабораториях идут по второму пути, в то время как в природных условиях чаще возни­кают М. л. с протяжёнными, но срав­нительно слабыми полями (напр., ра­диац. пояса Земли).

Далее, малость R_Л обеспечивает ограничение движения ч-цы в на­правлении поперёк поля, но его необ­ходимо ограничить и в направлении вдоль силовых линий ноля. В зависи­мости от метода ограничения разли­чают два типа М. л.: тороидальные и зеркальные (адиабатические).

Тороидальные М. л. Один из спосо­бов предотвращения ухода ч-ц из М. л. вдоль направления поля состоит в придании ловушке конфигурации, при к-рой у объёма, занимаемого ею, вообще нет концов, такой конфигу­рацией является, напр., тор. Простей­шим примером М. л. этого типа явл. тороидальный соленоид (рис. 2, а). Однако в ловушке со столь простой геометрией поля ч-цы удерживаются не очень долго: за каждый оборот вокруг тора ч-ца отклоняется на не­большое расстояние б поперёк поля (т. н. т о р о и д а л ь н ы й дрейф). Эти смещения накапливаются, и в конце концов ч-цы попадают на стен­ки М. л. Для компенсации тороидаль-

374


ного дрейфа можно сделать поле неод­нородным вдоль М. л., как бы «прогофрировав» его (рис. 2, б). Но более удобно создать конфигурацию, при к-рой силовые линии магн. поля вин­тообразно навиваются на замкнутые поверхности, причём эти поверхности вложены одна в другую. Напр., если внутри тороидального соленоида по­местить проводник с током, проходя­щий по его ср. линии (рис. 2, в), то



силовые линии поля будут навиваться на тороидальные поверхности. Ч-цы с малым R_Л будут не очень сильно отклоняться от этих поверхностей. Аналогичные конфигурации можно создать с помощью внеш. обмоток, напр. добавляя к обмотке тора (рис. 2, а) винтовую обмотку с попе­ременно направленными токами. Ещё один способ состоит в скручивании то­ра в фигуру типа восьмёрки (рис. 2, г). Можно также использовать более сложные конфигурации, комбинируя разл. элементы «гофрированных» и винтовых полей.

Зеркальные (адиабатические) М. п. Другой метод удержания ч-ц в М. л. в продольном (по полю) направлении состоит в использовании магнит­ных пробок, или магнит­ных зеркал,— областей, в к-рых напряжённость магн. поля сильно (но плавно) возрастает. Такие области могут отражать налетающие на них вдоль силовых линий заряж. ч-цы.



Рис. 3. Движение за­ряж. ч-цы в «зеркаль­ной» магн. ловушке: при продвижении в область сильного по­ля радиус траектории ч-цы уменьшается. Магн. зеркало, от к-рого отражается ч-ца, находится в «горловой» части конфигурации.


На рис. 3 изображена траектория ч-цы в неоднородном магн. поле, напряжённость к-рого меняется вдоль его силовых линий. Эффект от­ражения обусловлен следующим. В сильном магн. поле, когда ларморовский радиус R_Л значительно меньше характ. длины изменения магн. поля, сохраняется постоянным адиабатический инвариант  квазипериодич. движения — отношение поперечной энергии ч-цы к магн. полю: =mv²/2H — величина, имеющая смысл магн. момента ларморовского кружка. Поскольку —const, при при­ближении заряж. ч-цы к пробке попе­речная компонента скорости v воз-

растает, а т. к. полная энергия заряж. ч-цы при движении в магн. поле не меняется, то при росте v будет умень­шаться v║. В точке, где v║ станет равной нулю, и происходит отражение ч-цы от магн. зеркала. Простейшая адиабатическая М. л. создаётся двумя одинаковыми коаксиальными катуш­ками, в к-рых ток протекает в одина­ковом направлении (рис. 4). Магн. зеркалами в ней явл. области наиб. сильного поля внутри катушек.




Рис. 4. Простейшая адиабатическая магн. ловушка. Стрелки указывают направление тока в коаксиальных катушках.


Адиабатич. М. л. удерживают не все ч-цы: если v║ достаточно велика по сравнению с v, то ч-цы вылетают за пределы магн. зеркал. Макс. отно­шение v║/v, при к-ром отражение ещё происходит, тем больше, чем вы­ше т. н. зеркальное отношение — от­ношение наибольшей напряжённости магн. поля в магн. зеркалах к полю в центр. части М. л. (между магн. зер­калами). Напр., магн. поле Земли убывает пропорц. кубу расстояния от её центра. Соотв. при приближении заряж. ч-цы к Земле вдоль силовой линии, уходящей в плоскости эква­тора достаточно далеко от Земли, магн. поле возрастает очень сильно. «Зеркальное отношение» в этом случае велико, макс. отношение v║/v также велико (доля вылетающих из М. л. ч-ц мала).

М. л. для плазмы. Если заполнять М. л. ч-цами одного вида (напр., эл-нами), то по мере накопления этих ч-ц увеличивается создаваемое ими электрич. поле. Сила электростатич. отталкивания одноимённых зарядов растёт, и эффективность ловушки падает. Поэтому заполнить М. л. с достаточно большой плотностью мож­но только плазмой.

Когда электрич. поле в плазме настолько мало, что можно пренебречь его влиянием на движение ч-ц, меха­низмы их удержания в ловушке не отличаются от рассмотренных приме­нительно к отд. ч-цам. Поэтому в М. л. для плазмы должны быть выпол­нены все сформулированные выше условия. Но, кроме того, к таким М. л. предъявляются дополнит. тре­бования, связанные с необходимостью стабилизации плазменных неустойчиеостей — самопроизвольно возникаю­щих и резко нарастающих отклонений электрич. поля и плотности ч-ц в плаз­ме от их ср. значений. Простейшая не­устойчивость, получившая назв. желобковой, обусловлена диамаг­нетизмом плазмы, вследствие к-рого

плазма выталкивается из областей более сильного магн. поля. Происхо­дит след. процесс: сначала поверхность плазмы становится волнистой — об­разуются длинные желобки, направ­ленные вдоль силовых линий поля (отсюда название неустойчивости), за­тем эти желобки углубляются, и плаз­ма распадается на отд. трубочки, дви­жущиеся к боковым границам объёма, занимаемого М. л. Напр., в простой зеркальной М. л. (рис. 4), в к-рой поле убывает в направлении, перпен­дикулярном общей оси катушки, плаз­ма может быть выброшена в этом направлении. Желобковую неустой­чивость можно стабилизировать с помощью дополнит. проводников с током, устанавливаемых вдоль М. л. по её периферии. При этом напряжён­ность магн. поля достигает минимума либо на оси, либо на нек-ром расстоя­нии от оси М. п., а затем возрастает к периферии. Чтобы добиться оптим. удержания ч-ц в продольном направ­лении, используются т. н. амбиполярные, или многопробочные, ловушки. В тороидальных М. л. можно создать конфигурацию со средним (по силовой линии) минимумом магн. поля. При­мером таких М. л. явл. установки типа токамак. В этих установках стабилизированы не только желобковая, но и многие др. виды неустойчи­вости и достигнуто сравнительно дли­тельное устойчивое удержание высо­котемпературной плазмы (десятки мс при темп-ре в десятки миллионов гра­дусов).

В М. л., наз. стеллараторами, кон­фигурации магн. поля, при к-рых силовые линии навиваются на торои­дальные поверхности (напр., скру­ченные в «восьмёрку», рис. 2, г), в отличие от конфигураций поля в токамаках, создаются только внеш. обмотками. Различные модификации стеллараторов также интенсивно иссле­дуются в целях использования их для удержания горячей плазмы.

Существуют и иные механизмы ста­билизации желобковой неустойчиво­сти. Напр., в радиац. лоясах Земли она стабилизируется за счёт электрич. контакта плазмы с ионосферой: заряж. ч-цы ионосферы могут компенсировать электрич. поля, возникающие в ра­диац. поясах.

• А р ц и м о в и ч Л. А., Элементарная фи­зика плазмы, М., 1969; Роуз Д. Дж., Кларк М., Физика плазмы и управляе­мые термоядерные реакции, пер. с англ., М., 1963.

Б. Б. Кадомцев.

МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ, веще­ства, магн. св-ва к-рых обусловли­вают их широкое применение в элект­ротехнике, автоматике, телемехани­ке, приборостроении (пост. магниты, электромагниты, статоры и роторы электрич. генераторов, датчики, магн. запоминающие устройства и т. д.). Широкое применение М. м. в электро­технике (сначала железа) началось в

375


19 в. С 1900 в электротехнике приме­няются железокремнистые стали, несколько позднее стали применять легко намагничивающиеся в слабых полях сплавы Fe — Ni. Разработ­ке новых М. м. способствовало раз­витие теории ферромагнетизма. В сер. 20 в. появились оксидные М. м.— ферриты, используемые в технике высоких и сверхвысо­ких частот; в 1976 — аморфные М. м. метгласы (металлические стёк­ла) на основе Fe, Co, Ni с добавками аморфизаторов В, Р, С, Si, Ge, редкозем. элементов (РЗЭ). Наиболее высокая индукция насыщения (B_s= 18000 Гс) получена в Fe в соче­тании с В и С, наибольшая коэрцитив­ная сила (H_с=30000 Э) — в Fe₂Dy. Аморфные М. м. стабильны до 300°С.

По лёгкости намагничивания и перемагничивания М. м. подразделяют на магнитно-твёрдые материалы и магнитно-мягкие материалы. В отд. группы выделяют термомагнитные сплавы, магнитострикиионные мате­риалы, магнитодиэлектрики и др. спец. материалы. Создание более со­вершенных М. м. связано с примене­нием всё более чистых исходных (ших­товых) материалов и с разработкой новой технологии производства (ва­куумной плавки и др.). Улучшение крист. и магнитной текстуры М. м. позволяет уменьшить потери энергии в них на перемагничивание, что осо­бенно важно для электротехн. сталей. Формирование спец. вида кривых на­магничивания и петель гистерезиса возможно при воздействии на М. м. магн. полей, радиоактивного излу­чения, нагрева и др. физ. факторов. Для создания высококачеств. М. м. (напр., магнитно-мягких материалов с большой индукцией насыщения и с малой шириной магнитного резонанса) перспективны РЗЭ. Разрабатываются М. м., в к-рых магн. св-ва сочетаются с необходимыми электрич., оптич. и тепловыми св-вами.

Физ. св-ва осн. М. м. приведены в ст. Магнитно-мягкие материалы и Магнитно-твёрдые материалы.

• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Займовский А. С., Чудновская Л. А., Магнитные мате­риалы, 3 изд., М.—Л., 1957; Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965.

И. М. Пузей.

МАГНИТНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ, полупроводниковые материалы, в хим. состав к-рых входят переходные или редкозем. элементы. Магн. моменты атомов этих элементов с частично за­полненными d- или f-оболочками при темп-ре T0К, как правило, упорядо­чены. Нек-рые из таких полупроводни­ков, напр. EuO, EuS, CdCr₂Se₄ — фер­ромагнетики, а другие, напр. EuTe, EuSe, NiO — антиферромагнетики. Сильное вз-ствие подвижных носителей заряда с локализов. магн. моментами d- и f-оболочек приводит к ряду особенностей электрич. и оптич. св-в М. п., отсутствующих у немагн. полу­проводников. Так, у ферромагн. ПП при понижении темп-ры наблюдается гигантский (до 0,5 эВ) сдвиг в ДВ сторону края собств. оптич. погло­щения и фотопроводимости. Часто их проводимость а вместо монотонного роста с увеличением Т обнаруживает резкий минимум вблизи точки Кюри Т_с. В определ. интервале концентра­ций донорных дефектов вырожденный ферромагн. ПП (EuO) при повыше­нии Т, а вырожденные антиферромагн. ПП (EuSe, EuTe) при понижении Т обнаруживают в магн. поле фазовый переход в EuO из высокопроводящего состояния в низкопроводящее со скач­ком проводимости ~10¹⁰—10¹⁷. В EuSe и EuTe магн. поле вызывает обратный переход. С другой стороны, носители заряда могут сильно влиять на магн. св-ва М. п., напр, легированием EuO и EuS удаётся вдвое поднять их Т_с, а легированием EuSe перевести его из антиферромагнитного в ферромагн. состояние.

Многие св-ва М. п. объясняются тем, что энергия носителей заряда мини­мальна при ферромагн. упорядочении и повышается при его разрушении. Поэтому, напр., в антиферромагне­тиках возможны специфич. состояния Носителей (ф е р р о н н ы е), когда эл-н проводимости создаёт в кристалле ферромагн. микрообласть и локали­зуется в ней, делая её стабильной. В вырожденных полупроводниках воз­можны коллективные ферронные со­стояния, когда кристалл разбивается на чередующиеся ферро- и антифер­ромагн. области. В каждой ферромагн. области находится много эл-нов, в антиферромагнитных же областях их нет. Св-ва М. п. делают их перспек­тивными для использования в элект­ронике. Уже созданы приборы, ос­нованные на гигантском (до 5•10⁶ град/см) фарадеевском вращении пло­скости поляризации в М. п. (см. Фа­радея эффект).

• Метфессель 3., Маттис Д., Ма­гнитные полупроводники, пер. с англ., М., 1972; Нагаев Э. Л., Физика магнитных полупроводников, М., 1979.

Э. Л. Нагаев.

МАГНИТНЫЕ ЭТАЛОНЫ, см. Эта­лоны магнитных величин.

МАГНИТНЫЙ ГИСТЕРЕЗИС, см. в ст. Гистерезис.

МАГНИТНЫЙ ЗАРЯД, вспомогатель­ное понятие, вводимое при расчётах статич. магн. полей (по аналогии с понятием электрич. заряда, создаю­щего электростатич. поле). М. з., в отличие от электрич. зарядов, ре­ально не существует, т. к., согласно классич. теории магнетизма, магн. поле не имеет особых источников, помимо электрич. токов. Гипотеза англ. физика П. Дирака (1931) о существовании в природе М. з.— т. н. магнитных монополей — эксперимен­тально пока не подтверждена, но попытки обнаружить М. з. продол­жаются. Для тел, обладающих на­магниченностью, можно ввести понятия объёмной _m и поверхностной _m плотности М. з. Первая связана с неоднородным распределением намаг­ниченности по объёму тела, вторая — со скачком норм. составляющей на­магниченности на поверхности магнетика. Принято считать, что М. з. располагаются двойными слоями на поверхностях, где происходит скачок норм. составляющей намагниченно­сти, причём элементарные М. з. про­тивоположных знаков связаны в магн. диполи.

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ, основная величина, характеризующая магн. свойства в-ва. Источником магнетиз­ма (М. м.), согласно классич. теории эл.-магн. явлений, явл. макро- и микро(атомные)- электрич. токи. Элем. источником магнетизма считают замк­нутый ток. Из опыта и классич. теории эл.-магн. поля следует, что магн. действия замкнутого тока (контура с током) определены, если известно произведение силы тока i на площадь контура  (M=i/с в СГС системе единиц). Вектор М и есть, по опре­делению, М. м. Его можно записать по аналогии с электрическим дипольным моментом в форме: M=ml, где т — эквивалентный магнитный заряд контура, а l — расстояние между «магн. зарядами» противоположных знаков.

М. м. обладают элем. ч-цы, ат. ядра, электронные оболочки атомов и мо­лекул. М. м. отдельных элем. ч-ц (эл-нов, протонов, нейтронов и др.), как показала квант. механика, обус­ловлен существованием у них собств. механич. момента — спина. М. м. ядер складываются из спиновых М. м. протонов и нейтронов, образующих эти ядра, а также из М. м., связан­ных с их орбит. движением внутри ядра. М. м. ат. ядер на три порядка меньше М. м. эл-нов в атомах, по­этому М. м. атомов и молекул опре­деляется в осн. спиновыми и орби­тальными М. м. эл-нов. Спиновый М. м. эл-на _сп может ориентиро­ваться во внеш. магн. поле так, что возможны только две равные и про­тивоположно направленные проекции _сп на направление вектора напряжённости Н внеш. поля:



где │е│ — абс. значение элем. элект­рич. заряда, m_e — масса покоя эл-на, _Б — магнетон Бора, S^H — проек­ция на H спинового механич. момента. Исследования ат. спектров показали, что _cn фактически равен не _б, а _б(1+0,0116). Это обусловлено действием на эл-н т. н. нулевых колебаний эл.-магн. поля (см. Кван­товая электродинамика).

Орбитальный М. м. эл-на _орб свя­зан с его орбит. механич. моментом



376


где g_орб — магнитомеханическое от­ношение для орбит. движения эл-на. Квант. механика допускает лишь дискр. ряд возможных проекций _орб на направление внеш. поля (см. Квантование пространственное): _op6=m_l•_Б, где m_l — магнитное кван­товое число, принимающее 2l+1 зна­чений (0, ±1, ±2, ..., ±l, где l — орбит. квант. число). В атомах сум­марные орбитальный и спиновый М. м. эл-нов определяются отдельно квант. числами L и S. Сложение этих мо­ментов проводится по правилам про­странств. квантования. В силу нера­венства магнитомеханич. отношения для спина эл-на и его орбит. движения результирующий М. м. электронной оболочки атома не будет параллелен или антипараллелен её результиру­ющему механич. моменту.

Для хар-ки магн. состояния макроскопич. тел вычисляется ср. значение результирующего М. м. всех образующих тело микрочастиц. Отнесённый к ед. объёма тела М. м. наз. намагниченностыо. Для макроскопич. гол, особенно для тел с магнитной структурой атомной (ферро-, ферри- и антиферромагнетиков), вводят по­нятие средних атомных М. м. как ср. значениям, м., приходящегося на один атом (ион) — носитель М. м. Обычно средние атомные М. м. отли­чаются от М. м. изолированных атомов; их значения в _Б оказываются дробными (напр., у Fe, Co и Ni они равны соответственно 2,218; 1,715 и 0,604 _б).

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976; Вонсовский С. В., Магнетизм микрочастиц, М., 1973.

С. В. Вонсовский.