При каких условиях ферромагнетик превращается в парамагнетик?

При нагревании до точки Кюри

Магнитный поток внутри контура площадью 30 см 2 , расположенного перпендикулярно полю, равен 0,6 мВб. Индукция поля внутри контура равна:

Плоский контур площадью 50 см 2 пронизывает магнитный поток 2 мВб при индукции поля 0,4 Тл. Угол между плоскостью контура и направлением поля равен:

В однородной изотропной среде с = 2 и = 1 распространяется плоская электромагнитная волна. Определите её фазовую скорость.

Прямоугольная катушка из 1000 витков со сторонами 5 и 4 см находится в однородном магнитном поле индукцией 0,5 Тл. Сила тока в катушке 2 А. Максимальный вращающий момент, действующий на катушку равен:

По круговому витку радиусом 40 см циркулирует ток 4 А. Магнитная индукция в центре витка равна:

Энергия диполя во внешнем электрическом поле равна:

Из провода изготовлена катушка длиной 6,28 см радиусом 1 см. Она содержит 200 витков и по ней проходит ток силой 1 А. Магнитный поток внутри катушки равен:

Чтобы при изменении магнитной индукции от 0,2 до 0,6 Тл в течение 4 мс в катушке с площадью поперечного сечения 50 см2 возбуждалась ЭДС индукции 5 В, она должна содержать количество витков, равное

На проводник с током 1,5 А, помещенный в однородное магнитное поле индукцией 4 Тл, действует сила 10 Н. Проводник расположен под углом 45° к линиям магнитной индукции. Длина активной части проводника равна:

Какие понятия названы правильно? 1. Электролитическая диссоциация – это распад молекул растворенного вещества на ионы под действием молекул растворителя. 2. Ионизация – распад молекул на ионы. 3. Термоэлектронная эмиссия – испускание электронов нагретыми металлами. 4. Фотоэлектронная эмиссия – испускание телами электронов под действием света.

Всякое вещество является магнетиком, т. е. оно способно под действием магнитного поля приобретать магнитный момент (намагничиваться). Для понимания механизма этого явления необходимо рассмотреть действие магнитного поля на движущиеся в атоме электроны.

Ради простоты предположим, что электрон в атоме движется по круговой орбите. Если орбита электрона ориентирована относительно вектора произвольным образом, составляя с ним угол α (рис. 1), то можно доказать, что она приходит в такое движение вокруг , при котором вектор маг­нитного момента , сохраняя постоянным угол α, вращается вокруг вектора с некоторой угловой скоростью. Такое движение в механике называется прецессией. Прецессию вокруг вертикальной оси, проходящей через точку опоры, совершает, например, диск волчка при замедлении движения.

Рис. 1

Таким образом, электронные орбиты атома под действием внешнего магнитного поля совершают прецессионное движение, которое эквивалентно круговому току. Так как этот микроток индуцирован внешним магнитным полем, то, согласно правилу Ленца, у атома появляется составляющая магнитного поля, направленная противоположно внешнему полю. Наведенные составляющие магнитных полей атомов (молекул) складываются и образуют собственное магнитное поле вещества, ослабляющее внешнее магнитное поле. Этот эффект получил название диамагнитного эффекта, а вещества, намагничивающиеся во внешнем магнитном поле против направления поля, называются диамагнетиками.

В отсутствие внешнего магнитного поля диамагнетик немагнитен, поскольку в данном случае магнитные моменты электронов взаимно компенсируются, и суммарный магнитный момент атома [он равен векторной сумме магнитных моментов (орбитальных и спиновых) составляющих атом электронов] равен нулю. К диамагнетикам относятся многие металлы (например, Bi, Ag, Аu, Сu), большинство органических соединений, смолы, углерод и т.д.

Так как диамагнитный эффект обусловлен действием внешнего магнитного поля на электроны атомов вещества, то диамагнетизм свойствен всем веществам. Однако наряду с диамагнетиками существуют и парамагнетики - вещества, намагничивающиеся во внешнем магнитном поле по направлению поля.

У парамагнитных веществ при отсутствии внешнего магнитного поля магнитные моменты электронов не компенсируют друг друга, и атомы (молекулы) парамагнетиков всегда обладают магнитным моментом. Однако вследствие теплового движения молекул их магнитные моменты ориентированы беспорядочно, поэтому парамагнитные вещества магнитными свойствами не обладают. При внесении парамагнетика во внешнее магнитное поле устанавливается преимущественная ориентация магнитных моментов атомов по полю (полной ориентации препятствует тепловое движение атомов). Таким образом, парамагнетик намагничивается, создавая собственное магнитное поле, совпадающее по направлению с внешним полем и усиливающее его. Этот эффект называется парамагнитным.

При ослаблении внешнего магнитного поля до нуля ориентация магнитных моментов вследствие теплового движения нарушается и парамагнетик размагничивается. К парамагнетикам относятся редкоземельные элементы, Pt, A1 и т.д. Диамагнитный эффект наблюдается и в парамагнетиках, но он значительно слабее парамагнитного и поэтому остается незаметным.

Помимо рассмотренных двух классов веществ - диа- и парамагнетиков, называемых слабомагнитными веществами, существуют еще сильномагнитные вещества - ферромагнетики - вещества, обладающие спонтанной намагниченностью, т.е. они намагничены даже при отсутствии внешнего магнитного поля. К ферромагнетикам кроме основного их представителя - железа (от него и идет название «ферромагнетизм») - относятся, например, кобальт, никель, гадолиний, их сплавы и соединения.

Ферромагнетики помимо способности сильно намагничиваться обладают еще и другими свойствами, существенно отличающими их от диа- и парамагнетиков. Если для слабомагнитных веществ зависимость от линейна, то для ферромагнетиков эта зависимость является довольно сложной. По мере возрастания H намагниченность J сначала растет быстро, затем медленнее и, наконец, достигается так называемое магнитное насыщение J на c , уже не зависящее от напряженности поля.

Рис. 2

Подобный характер зависимости J от Н можно объяснить тем, что по мере увеличения намагничивающего поля возрастает степень ориентации молекулярных магнитных моментов по полю. Однако этот процесс начнет замедляться, когда остается все меньше и меньше несориентированных моментов, и, наконец, когда все моменты будут ориентированы по полю, дальнейшее увеличение Н прекращается и наступает магнитное насыщение.

Рис. 3

Магнитная индукция В = μ 0 (Н + J) в слабых полях растет быстро с увеличением Н вследствие возрастания J , а в сильных полях, поскольку второе слагаемое постоянно (J= J Hac ), В возрастает с увеличением Н по линейному закону.

Существенная особенность ферромагнетиков - не только большие значения μ (например, для железа - 5000, для сплава супермаллоя - 800 000!), но и зависимость μ от Н (рис. 3). Вначале μ растет с увеличением Н , затем, достигая максимума, начинает уменьшаться, стремясь в случае сильных полей к 1 ( , поэтому при J= J Hac = const с ростом Н отношение , а μ → 1).

Рис.4

Характерная особенность ферромагнетиков состоит также в том, что для них зависимость J от Н (а следовательно, и В от Н ) определяется предысторией намагничивания ферромагнетика. Это явление получило название магнитного гистерезиса. Если намагнитить ферромагнетик до насыщения (рис. 4, точка 1), а затем начать уменьшать напряженность Н намагничивающего поля, то, как показывает опыт, уменьшение описывается кривой 1 - 2, лежащей выше кривой 1 - 0. При Н = 0 , J отличается от нуля, т. е. в ферромагнетике наблюдается остаточное намагничивание J oc .

С наличием остаточного намагничения связано существование постоянных магнитов. Намагничивание обращается в нуль под действием поля Н с, имеющего направление, противоположное полю, вызвавшему намагничивание. Напряженность Н с называется коэрцитивной силой.

При дальнейшем увеличении противоположного поля ферромагнетик перемагничивается (кривая 3 - 4), и при Н = - Н нас достигается насыщение (точка 4 ). Затем ферромагнетик можно опять размагнитить (кривая 4 - 5-6) и вновь перемагнитить до насыщения (кривая 6- 1 ).

Таким образом, при действии на ферромагнетик переменного магнитного поля намагниченность J изменяется в соответствии с кривой 1-2-3-4- 5-6-1, которая называется петлей гистерезиса (от греч. «запаздывание»). Гистерезис приводит к тому, что намагничивание ферромагнетика не является однозначной функцией Н , т. е. одному и тому же значению Н соответствует несколько значений J.

Ферромагнетики обладают еще одной существенной особенностью: для каждого ферромагнетика имеется определенная температура, называемая точкой Кюри, при которой он теряет свои магнитные свойства. При нагревании образца выше точки Кюри ферромагнетик превращается в обычный парамагнетик. Переход вещества из ферромагнитного состояния в парамагнитное, происходящий в точке Кюри, не сопровождается поглощением или выделением теплоты, т.е. в точке Кюри происходит фазовый переход II рода.

Наконец, процесс намагничивания ферромагнетиков сопровождается изменением его линейных размеров и объема. Это явление получило название магнитострикции . Величина и знак эффекта зависят от напряженности H намагничивающего поля, от природы ферромагнетика и ориентации кристаллографических осей по отношению к полю.

Похожая информация.

Страницы:

Ufr>=C(r>^£!r> (r^l,2), (21) где s"rl - диэлектрическая проницаемость г -й среды.

По полученным соотношениям были проведены расчеты,

у(\)

характеризующие порядок степенной особенности у = 1 - - в вершине

составного клина при щ = я/2, а2=я (табл.1). Для случаев щ - щ = 2ж/3 , р1 = 0.5 , 0Л - , X - 3 и Л - 0.01 построены изотермические линии (рис.2 и рис.3 соответственно).

SUMMARY

Different questions mechanics of composite materials, heat conductivity, electrostatics, magnetostatics, mathematical biology result in boundary problems of elliptic type for piecewise ■ homogeneous mediums. When the border of area has angular points for correct determination о/ physical fields it is necessary to have the information about fields singularities In an angular point- It is considered u problem of the potential theory for compound wedge . Green"s function Is built for situation when the concentrated source works in one of phases .

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Арсеїшн В.Я., Мнтематическля физика. Основные уравнения и специальные функции.- Щ Наука, 1966.

УДК 537.624

ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД ПАРАМАГНЕТИК-ФЕРРОМАГНЕТИК В СИСТЕМЕ ОДНОДОМЕНЛЫХ ФЕРРОМАГНИТНЫХ ЧАСТИЦ

С.И.Денисов, проф.; В.Ф.Иефедченко, осп.

Хорошо известно , что причиной появления дальнего магнитного порядка в большинстве известных в настоящее время магнетиковзз.-.^:..-. обменное взаимодействие. Вместе в тем еще в 1946 году - _^ г :г Тисса теоретически ШЖВМЛЯі ч ги мпгнптидииолькас взаимодействие также может выполнять эту роль. Поскольку последнее швкмз-еястйие, как правило, намного слабее обменного, температура перехода із упорядоченное состояние еиетемы атомных

Момянтое, взаимодействующих маї читолнпол^ньш оОрл.чиг,:,
вызывается очень малой и составляет доли градуса Кельвина. Это

Г^лъство, а также отсутствие веществ, в которых иерархический рил магнитных взаимодействий начинается с маггштодипольного, долгое щжжл не позволяли провести экспериментальную проверку этой

- >ы. И только недавно соответствующая проверка, подтиерд нетал вывод Латтинжера и Тиссы, была проведена в на кристаллах солей КОРЕЯХ земель, имеющих химическую формулу Cs^Naii(N02)e.

"Квасе систем, в которых магнитодипольное взаимодействие
еируктурных элементов играет основную роль, включает также системы
«азсдоменных ферромагнитных частиц, случайно распределенных в
ввмагнитной твердой матрице. Исследованию таких систем, чрезвычайно
ашЕзых с практической точки зрения, посвящено много литературы.
Ойвако изучение кооперативных эффектов в них начато только в
последние годы. Основной результат, полученный как численными ,
да и аналитическими , так и прямыми экспериментальными данными,
состоит в том, что так же, как и в системах атомных магнитных
моментов, в системах однодоменных ферромагнитных частиц может
„■ходить (разовый переход ферромагнитное состояние. Хотя

некоторые особенности этого перехода изучены в , остались
нерешенными многие важные вопросы. Среди них, в частности,
яржнтшпиальный вопрос о влиянии на фазовый переход анизотропии
растре л чтения частиц в пространстве. Дело в том, что аналитические
методы, развитые в , предсказывают существование фазового
перехода и для изотропного распределения частиц. Однако этот вывод
противоречит одному из результатов , согласно которому в системе
ч. ;. :-.ь.х диполей, расположенных в узлах простои куопческой
решетки, фазовый переход в ферромагнитное состояние не происходит.
Ржеее не рассматривался также вопрос о влиянии конечности размера
Шш§ амагкитнЫХ частиц на величину среднего магнитного поля,
мвйствуюгцего на какую-либо частицу со стороны остальных. Между тем
его решение необходимо, в частности, для построения количественной
-- кооперативных эффектов в ЙИСТамаЯ ПДОТНвуИаЙОваЯЯЫХ частиц.

Решению отмеченных выше вопросов как раз и посвящена данная работа. Рассмотрим ансамбль сферических однодоменных ферромагнитных

Радиуса г, случайно распределенных л немагнитной твердой
хгтрице. Распределение частиц в матрице будем моделировать,

что их центры с вероятностью р занимают узлы простой

тетрагональной решетки, имеющей периоды dx(>2r) (вдоль осей х и у ) и Лг{>2г\ (вдоль оси 2 - оси четвертого порядка). Будем также ^ре.гліо.тагать, что частицы одноосные, их легкие оси намагничивания z±: -=:;-;:кулярны плоскости ху, взаимодействие частиц , _-- ;-. ;,:гилыюе, а динамика магнитного момента т=чп|і| ОрРвавоА&не ..й частицы описывается стохастическим уравнением Ланлау-

...

m - -ута х (Н + h) - (Ху j m)m к m x H (m(0) = e,m). (1)

4вка ,4>0)- гиромагнитное отношение; Я - параметр диссипации; m=|m|; е. - единичный вектор вдоль оси г; Н - -rfVfcia - эффективное ,= С-.лЗУи. 1999. Х>2(13)

13 магнитное поле; W - магнитная энергия частицы; h - тепловое магнитное ноле, определяемое соотношениями:

к ш = о. +?) = шт%0Щ$0д, (2)

где Т - абсолютная температура; $ц# - симиол Кроненера; a,fi=x,y.z Щ т)- (ї-функция, а черта обозначает усреднение по реализациям h.

Согласно выбранной модели в приближении среднего ноля имеем

W -(Haj2m)ml - H(t)m, , (3)

где Н/, - поле магнитной анизотропии; H(t) ~ среднее магнитное поле, действующее на выделенную частицу со стороны остальных. В (3) мы учли, что в соответствии с симметрийцыми соображениями в рассматриваемом случае среднее поле имеет только 2 -компоненту. Поместив начало координат в узел решетки, занимаемый выделенной частицей, и пронумеровав остальные индексом і, выражение для H(tj Представим в виде

(7)Наконец, отождествив в (7) выражение в скобках с тг(і) , учтя соотношение ШПу^м - Р и определив функцию 1 v 2-лі- 4

г 2 2 г2 2 "i .™s,"a ["і + 1д + С," П§

(8) {g = d2/dl), для среднего магнитного поля получаем следующее выражение:

Шй^ЩЩтМ, (9)

гае л = pfd-fd? - концентрация частиц.

Характерной особенностью функции S(^), обусловливающей

особенности магнитных свойств трехмерного
ансамбля однодоменных частиц, анизотропно
распределенных в пространстве, является
непостоянство ее знака: S( £)>0 при ljи
S(g)<0 цри £>1 (см. рис. 1). Согласно (9) это
означает, что при f направления средних
магнитных моментов частиц и среднего
магнитного поля совпадают, а при £>1 имеют
противоположные направления.
^-Следовательно, ферромагнитное упорядочение
в системах однодомепных частиц имеет место
~лишь при В частности, а полном