Магнетизм

Магнетизм, совокупность явлений, возбуждаемых электрическим вектором электромагнитного процесса, причем магнитному вектору соответствуют явления элекрические. Магнитные явления выражаются главным образом в притяжении некоторых тел (Fe, Ni, Со, сплавы Гейсле-ра), в изменении геометрических размеров стержней, изготовленных из этих тел (смотрите Магнетострикция), во вращении плоскости поляризации луча, проходящего через нек-рые изотропные тела, в расщеплении спектральных линий (смотрите Магпетоопти-ка) и др. Количественные данные, относящиеся к магнетизму, и список магнитных явлений см. Спр. ТЭ т. IV, стр. 89—187.

Стерженек любого вещества, помещенный в магнитное поле, поляризуется особенным образом и под влиянием возникающих при этойполяризациипондеромоторных сил устанавливается (в однородном поле) своим наибольшим измерением либо в направлении поля (парамагнитны евеществ а), либо перпендикулярно к полю (диамагнитные вещества). В неоднородном поле кроме вышеуказанной ориентирующей пары появляется еще сила, стремящаяся переместить стерженек к месту наибольшей (парамагнитное тело) или наименьшей (диамагнитное тело) напряженности магнитного поля. Феноменологически эти пондеромотор-ные силы м. б. описаны как результат взаимодействия с магнитным полем двух равных по величине и противоположных по знаку магнитных масс, появляющихся в результате поляризации на концах стерженька и взаимодействующих по закону Кулона. Поляризованный т. о. стерженек называют намагниченным. Каждый элемент объёма dv намагниченного вещества приобретает при этом магнитный момент dm. Величину Г= Нт ~

(2υ->0 ^αν

принимают за меру намагничения вещества в данной точке. Кроме вышеопределен-ной величины намагничения единицы объёма (I) весьма часто употребляется магнитный момент единицы массы (1 г) вещества: α= ¹ (где 5—плотность). Благодаря намагничению к вектору напряженности внешнего магнитного поля Н в намагниченном веществе прибавляется еще вектор магнитной поляризации Р=4л1. Сумма этих полей дает поле магнитной индукции, напряженность которого В=Н 4-4лТ. В изотропном веществе все эти векторы совпадают по направлению. Величину

μ=^=1 + 4π ^=1 -[- 4πκ

называют магнитной проницаемостью, а величинуκ — магнитной восприимчивостью вещества. Кроме объёмной магнитной восприимчивости κ для характеристики слабомагнитных тел весьма часто применяется удельная магнитная восприимчивость χ, определяемая равенством χ=у. Для парамагнитных веществ

μ > 1 (* положительна). В этих веществах вектор I параллелен II. В диамагнитных веществах μ <1 (κ отрицательна), и вектор I антипараллелен Н. Для огромного большинства веществ намагничение I является однозначной ф-ией напряженности намагничивающего поля II. Только небольшая гцуппа парамагнитных веществ, а именно Fe, Со, Ni и некоторые сплавы (смотрите Магнитные материалы), выделяется среди всех остальных веществ. В этих веществах, получивших название ферромагнетиков, I достигает весьма больших значений уже при малых Я и не является однозначной ф-ией намагничивающего поля (смотрите Гистерезис). Невозможность получения свободных магнитных масс привела исторически к идее о диполярности основных носителей магнитных свойств вещества, получивших название элементарных магнитов (Вебер). В диа- и парамагнитных веществах такими элементарными магнитами являются атомы и молекулы. После открытия магнитных свойств тока Ампером была сделана попытка объяснения магнитных свойств молекул при помощи окружающих их постоянных «молекулярных токов». С современной точки зрения каждая электронная орбита атома с вращающимся на ней электроном является таким молекулярным амперовым током. Магнитный момент такой электронной орбиты м. б. подсчитан для модели атома Бора на основании теории квантов (смотрите) и оказывается целым, кратным величины

М=Γη Έ=⁹’²¹^10-21 CGSM,

получившей название магнетона Бора. Целый ряд фактов заставляет считать, что и электрон, не связанный с ядром атома (например каждый электрон проводимости), также обладает магнитным моментом, равным одному магнетону Бора. Этот момент обусловливается собственным вращением электрона около некоторой оси. Экспериментально Вейсс еще до создания теории Бора наблюдал, что намагничение всегда кратно величине, примерно в 5 раз меньшей (магнетон В е и с с а). Магнитные моменты отдельных электронных орбит,складываясь геометрически, дают результирующий магнитный момент атома (молекулы), который в частных случаях может быть равным нулю. К этой группе принадлежат т. н. благородные газы, а также ионы всех веществ с соответствующей благородным газам конфигурацией электронов. Так как атом с вращающимися вокруг ядра электронами механически представляет собою волчок, то должно ожидать связи между механическими и магнитными явлениями. При вращении ферромагнитного цилиндра элементарные магниты (электронные волчки) должны стремиться расположить свои оси вращения параллельно оси вращения всего цилиндра. Это должно привести к намагничению цилиндра. Эффект этот исследован в 1925 году Бернетом. При перемагничивании же подвешенного на кварцевой нити ферромагнитного цилиндра, когда все «электронные волчки» опрокидываются на 180°, надо на основании свойств жироскопа ждать появления пары сил, поворачивающей весь цилиндрик на некоторый угол. Эффект этот был открыт Эйнштейном и Де-Хозом в 1915 г.

Существование двух вышеуказанных маг-нетомеханич. эффектов непосредственно доказывает реальность амперовых молекулярных токов, а также и то, что они обусловлены движением отрицательного электричества.

Диамагнетизм. Удельная восприимчивость диамагнетиков весьма мала (для твердых тел порядка 10~⁷), не зависит от поля Нив большом числе случаев не зависит от t° (П. Кюри). Эти свойства диамагнетиков м. б. объяснены качественно, а отчасти и количественно, исходя из закона электромагнитной индукции. При возникновении намагничивающего поля под влиянием лоренцовой силы изменяется движение электронов по орбите. Для неподвижно закрепленной в пространстве орбиты изменяется скорость обращения электрона, для свободной же орбиты возникает прецессионное движение всей орбиты вокруг вектора внешнего магнитного поля. В обоих случаях эффект эквивалентен появлению нового амперового тока, вызывающего по закону Ленца магнитный момент, противоположный намагничивающему полю, то есть диамагнитный. Из этого следует, что диамагнитными свойствами должны обладать все тела природы. Однако обнаружить этот эффект вследствие его малости можно только в таких телах, атомы которых не обладают в нормальном состоянии магнитным моментом. В противном случае несравненно более значительный парамагнитный эффект маскирует диамагнетизм.

В предположении хаотич. распределения свободных электронных орбит вышеуказанная теория диамагнетизма приводит к следующему выражению для удельной восприимчивости:

Здесь е и т—заряд и масса электрона, z—число электронных орбит в атоме, N— число атомов в 1 г вещества и R—средний радиус электронных орбит.

Парамагнетизм. Для парамагнитных веществ κ не зависит от поля (для слабых и средних значений поля) и уменьшается в сильных полях при приближении к насыщению. Зависимость κ от <° выражается для многих парамагнетиков законом П. Кюри «T=Const. Теория, объясняющая эти факторы, построена для газов Ланжевеном на основании предположения, что атом парамагнитного газа обладает постоянным магнитным моментом. Вследствие хаотич. распределения в пространстве магнитных моментов вещество, состоящее из таких атомов, не будет обладать результирующим магнитным моментом. При помещении в магнитное иоле все атомные волчки начнут совершать прецессионные движения вокруг вектора намагничивающего поля, что поведет к появлению диамагнитного эффекта. Однако если прецессионное движение будет чем-либо (например вследствие взаимных столкновений молекул) заторможено, то все магнитные моменты атомов повернутся в направлении намагничивающего поля и тело намагнитится до насыщения. Очевидно однако, что это возможно только при отсутствии тепло вых движений, то есть при абсолютном нуле. При всякой другой t° установится нек-рое подвижное равновесие между упорядочивающим действием намагничивающ. поля и дезорганизующим действием тепловых столкновений. Ланжевен произвел этот подсчет, пользуясь методами кинетической теории газов, и пришел к следующей формуле намагничения:

В этой формуле Ланжевена σ обозначает магнитный момент при поле Η, σ„ магнитный момент при Н=оо (все атомные моменты ориентированы вдоль поля), наконец величина

Нт а ⁼ kf ^{9 где т}—^{магнитн}ыи момент молеку-лы, Т—абс. темп-pa, а к—константа Больцмана. При малом а (слабое поле Н либо высокая ί°) формула Ланжевена дает σ=σ„ “ или, т. к.=mN (N—число молекул в 1 г),

mrn

SkT

Я=/Я,

то есть

m²N ^Х ~ ЗкТ

(закон Кюри).

Для многих парамагнетиков закону Кюри необходимо придать более сложную форму:

1 Т - & „ о -

= _п, в к-рои величина v м. б. как поло-

% Ь

жительной, так и отрицательной. Положительную # можно трактовать как результат действия добавочного поля, упорядочивающего расположение магнитных моментов молекул (молекулярное поле Вейсса).

Теория Ланжевена не принимает во внимание квантовых соотношений. По теории квантов возможны только некоторые положения равновесия для молекулы, обладающей магнитным моментом, при которых векторы гп и II образуют вполне определенные углы (пространственное квантование). В виду этого кривая Ланжевена не может вполне соответствовать действительному ходу кривой намагничения даже для парамагнитного газа.

Существование магнитного момента парамагнитных газов и правильность принципа пространственного квантования экспериментально блестяще доказана опытами Герлаха и Штерна. При пропускании в пустоте тонкого молекулярного пучка парамагнитн. пара через весьма неоднородное магнитное поле молекулярные магниты должны отклониться от своего первоначального пути на величину, пропорциональную cos угла а, образованного магнитным моментом атома m и вектором внешнего магнитного поля Н. По классик. представлениям угол этот может принимать всевозможные значения, а следовательно молекулярный пучок должен развернуться в непрерывную ленту конечной ширины. По принципу пространственного квантования, наоборот, угол а может принимать только ряд дискретных значений; в простейшем случае либо α= 0 (т параллельно И) либо α=π (m антипараллельно Н). В результате этого пучок должен расщепиться на несколько (два) дискретных пучков. Опыты Штерна и Герлаха блестяще подтвердили это последнее., заключение.

Ферромагнетизм. Fe, Со, Ni, их сплавы и сплавы некоторых неферромагнитных металлов обнаруживают по сравнению с парамагнитными веществами огромную восприимчивость при малых намагничивающих полях. Кроме того большинство этих веществ обладает магнитным гистерезисом (смотрите). Ферромагнитные свойства с ί° меняются и выше некоторой определенной для каждого ферромагнетика t° (точки Кюри) исчезают совершенно. Выше точки Кюри ферромагнетик обладает лишь парамагнитными свойствами. Теория ферромагнетизма наименее разработана. Первая попытка теории дана Юингом, считавшим, что значительные группы элементарных магнитов располагаются в ферромагнетике упорядоченно благодаря взаимодействию своих полей. Внешнее поле сначала отклоняет их от этого положения равновесия упруго, а затем при нек-ром значении поля происходит переопрокидывание целой системы магнетиков в новое положение равновесия. Этим путем Юингу удается объяснить гистерезис. Значительно позднее Вейсс, исходя из введенного им внутреннего поля и из ф-лыЛанжевена, пришел к выводу, что в ферромагнитных телах ниже точки Кюри должно иметь место самопроизвольное, то есть возникающее даже в отсутствии внешнего поля, намагничение. Это явление не удалось однако наблюдать на опыте ни в поли-кристаллич. ни в монокристаллич. ферромагнетиках. Возможно, что оно существует в микрокристаллич. элементах объёма. Многие факты указывают на тесную связь ферромагнетизма с кристаллич. строением. Всякое изменение правильности кристаллич. решетки, вызванное посторонними примесями, тепловой обработкой или даже меха-нич. деформацией, сильно сказывается на ферромагнитных свойствах вещества. По-видимому гистерезис тесно связан с существованием таких внутренних пороков кристаллич. решетки. Что касается первичных носителей магнитных свойств, то в последнее время наряду с прежними воззрениями, считавшими таковыми ионы, образующие кристаллич. решетку, успешно развивается теория, переносящая эти функции на свободные электроны металлич. проводимости.

Лит.: Хвольсон О. Д., Курс физики, т. 4, гл. S, Берлин, 1923; Введенский Б. А. и Ландсберг Г. С., Современ. учение о магнетизме, М.—Л., 1929; Stoner Е., Magnetism a. Atomic Structure, L., 1926. Н. Теодорчик.