2. Сопротивление проводников на высоких частотах.

На высоких частотах наблюдается неравномерное распределение элект­рического тока по сечению проводников: плотность тока максимальна на поверхности и убывает по мере проникновения в глубь проводника. Это явление получило название поверхностного эффекта (скин-эффекта).

Неравномерное распределение тока объясняется действием маг­нитного поля того же проводника. Сцепленный с проводом магнитный поток пропорционален току: Ф = Li

где L — индуктивность проводника. Изменение магнитного потока вызывает появление э. д. с. самоиндукции . Если ток изменяется по синусоидальному закону, то индуцируемая э. д. с. пропорциональна частоте. Э. д. с. самоиндукции имеет направление, противоположное току в проводе и тормозит его изменение в соответствии с законом Ленца. При прохождении переменного тока переменное магнитное поле воз­никает как вне проводника, так и внутри него, причем по отношению к этому полю различные участки сечения провода находятся не в оди­наковых условиях. Э. д. с. самоиндукции максимальна в центре проводника и затухает в направлении к поверхности. Соответственно и плотность тока наиболее сильно ослабляется в центральных частях проводника и в меньшей степени у поверхности. С ростом частоты «вытеснение» тока к поверхности проводника проявляется сильнее, так как э. д. с. самоиндукции пропорциональна частоте. Если радиус кривизны поверхности проводника велик по сравнению с глубиной, на которой сосредоточена основная часть тока, то его можно рассмат­ривать как бесконечное полупространство, заполненное веществом.

Глубина проникновения поля численно равна расстоянию, на кото­ром амплитуда напряженности поля, а следовательно, и плотности тока, уменьшается в е раз по отношению к своему значению на поверх­ности проводника. По мере удаления от поверхности изменяется не только амплитуда поля, но и фаза электромагнитных колебаний на , т. е. внутри проводящей среды колебания запаздывают по фазе по отношению к колебаниям на поверхности.

Резкость проявления поверхностного эффекта усиливается не толь­ко при увеличении частоты, но и при увеличении магнитной про­ницаемости и удельной проводимости материала. Это объясняется тем, что увеличение вызывает увеличение потока внутри провода, т. е. приводит к возрастанию индуктивности проводника L а увели­чение усиливает влияние э. д. с. самоиндукции. При высоких частотах плотность тока во всех частях сечения, за исключением небольшого поверхностного слоя, практически равна нулю.

3. Процессы при намагничивании ферромагнетиков.

Магнитная анизотропия. В монокристаллах ферромагнитных веществ существуют направления легкого и трудного намагничивания. Число таких направлений определяется симметрией кристаллической решетки. В отсутствие внешнего поля магнитные моменты доменов самопроизвольно ориентируются вдоль одной из осей легкого намаг­ничивания. На рис. 9.6 показаны направления легкого, среднего и трудного намагничивания в монокристаллах трех основных ферромагнитных элементов: железа, никеля и кобальта.

Элементарная ячейка же­леза представляет собой объемноцентрированный куб. Направле­ние легкого намагничивания совпадает с ребром куба [100] (рис.а). Следовательно, в монокристалле железа можно выделить шесть эквивалентных направлений легкого намагничивания. Направление пространственной диагонали куба соответствует направлению трудного намагничивания. У никеля, имеющего структуру гранецентрированного куба, диагональ [111], наоборот, является направле­нием легкого намагничивания (рис.б); симметрия решетки опре­деляет восемь таких эквивалентных направлений. В то же время кобальт, кристаллизующийся в гексагональной структуре, имеет лишь два направления легкого на­магничивания, совпадающих с осью призмы. Такие ферромагнетики назы­вают материалами с одноосной маг­нитной анизотропией.

Для намагничивания монокрис­таллического образца до насыщения вдоль одной из осей легкого намаг­ничивания нужно затратить значи­тельно меньшую энергию, чем для такого же намагничивания вдоль оси трудного намагничивания.

Энергию, затрачиваемую внешним магнитным полем на поворот вектора намагниченности фер­ромагнитного кристалла из направления легкого намагничивания в направление трудного намагничивания, называют энергией ecтеmвенной магнитной кристаллографической анизотропии.

Магнитный гистерезис. Если ферромагнетик намагнитить до насы­щения В_а, а затем отключить внешнее поле, то индукция в нуль не обратится, а примет некоторое значение Вr называемое остаточной индукцией. Чтобы убрать остаточную индукцию, необхо­димо приложить магнитное поле противоположного направления.

Напряженность размагничивающего поля — H_с, при которой ин­дукция в ферромагнетике, предварительно намагниченном до насыще­ния, обращается в нуль, называют коэрцитивной силой.

Увеличение напряженности поля до значений, больших —H_е, вызывает перемагничивание ферромагнетика вплоть до насыщения (—Вs). Таким образом, изменение магнитного состояния ферромагне­тика при его циклическом перемагничивании характеризуется яв­лением гистерезиса, т. е. отстава­ния индукции от напряженности поля. Магнитный гистерезис обус­ловлен необратимыми процессами намагничивания. Для различных амплитудных значений напряжен­ности внешнего поля можно полу­чить семейство петель гистерезиса. Петлю гистерезиса, полученную при индукции насыщения, назы­вают предельной. При дальнейшем возрастании поля площадь гистерезисной петли остается неизменной.

- петли гестерезиса при различных значениях амплитуды переменного магнитного поля.