10.2. Закон полного тока для магнитного поля в веществе

Ранее было показано, что циркуляция вектора для поля в вакууме , (см. формулу (9.1)).

В случае поля в веществе, циркуляция вектора (или закон полного тока для магнитного поля в веществе) запишется так

(10.10)

где I и I’ соответственно алгебраические суммы макротоков и микротоков, охватываемых контуром L. Можно показать, что

.

С учетом этого (10.10) перепишется в виде

, (10.11)

или, принимая во внимание (10.7), найдем .

Тогда , где - алгебраическая сумма макротоков.

В итоге имеем . (10.12)

Выражение (10.12) представляет собой теорему о циркуляции вектора или закон полного тока и гласит: циркуляция вектора напряженности магнитного поля по любому замкнутому контуру L равна алгебраической сумме макротоков, охватываемых контуром.

10.3. Виды магнетиков

В зависимости от знака и величины магнитной восприимчивости все магнетики подразделяются на три группы.

1. У диамагнетиков  отрицательна и мала по величине (10 10 ). Для них  несколько меньше единицы. Диамагнетиками являются Zn, Au, Hg, Si, P, С (графит), Bi (висмут).

Ослабление магнитного поля в диамагнетиках обусловлено дополнительным движением электрона вокруг направления внешнего поля. Этот наведенный (индуцированный) магнитный момент направлен в сторону, противоположную направлению внешнего поля.

2. У парамагнетиков  положительна и мала по величине (10 10 ). Для них  несколько больше единицы. Парамагнетиками являются щелочные металлы, кислород.

Вещество оказывается парамагнитным, если магнитный момент атомов отличен от нуля. Внешнее магнитное поле стремится установить магнитные моменты атомов вдоль , в то время как тепловое движение – разбросать их равномерно по всем направлениям. В результате устанавливается некоторая преимущественная ориентация магнитных моментов атомов вдоль поля, и поле усиливается.

3. У ферромагнетиков  положительна и очень велика. Она может достигать значений до 800000, например, у супермалоя. Для Fe магнитная проницаемость  = 5000.

М агнитная проницаемость  для ферромагнетиков сложным образом зависит от H , рис.10.1. Кроме того, вид этой зависимости зависит от предистории образца. Для каждого ферромагнетика имеется определенная температура, называемая точкой Кюри, при которой он теряет ферромагнитные свойства и становится парамагнетиком. Это фазовый переход II рода. Для железа .

Теория ферромагнетизма была создана в 1928 г Я.И. Френкелем (1894-1952) и В. Гейзенбергом (1901-1976). Согласно этой теории, ответственными за магнитные свойства ферромагнетиков являются собственные (спиновые) магнитные моменты электронов. При определенных условиях между электронами возникают так называемые обменные силы, имеющие особую электростатическую (не магнитную) природу. Благодаря действию этих сил магнитные моменты электронов выстраиваются параллельно друг другу. В результате возникают области спонтанного (самопроизвольного) намагничивания ферромагнетика, которые называются доменами. В пределах каждого домена ферромагнетик намагничен до насыщения и обладает определенным магнитным моментом. Для разных доменов эти моменты имеют различное направление, так что в отсутствие внешнего магнитного поля суммарный магнитный момент всего тела равен нулю.

П ри намагничивании ферромагнетика происходит смещение границ доменов, в результате чего домены, магнитный момент которых составляет с направлением внешнего магнитного поля наименьший угол, увеличиваются за счет уменьшения других доменов, рис.10.2. Этот процесс идет до тех пор, пока весь объем ферромагнетика не станет монодоменным.

К роме нелинейной зависимости В(Н), для ферромагнетиков характерно явление гистерезиса – запаздывание намагниченности за изменением магнитного поля. Если довести намагничивание до насыщения, а затем уменьшать напряженность внешнего магнитного поля, то индукция поля будет следовать не по первоначальной (основной) кривой намагничивания, а пойдет несколько выше, рис.10.3. В результате, когда напряженность магнитного поля станет равной нулю, индукция поля не исчезнет и будет характеризоваться величиной B_r, называемой остаточной индукцией.

Существование остаточной намагниченности делает возможным изготовление постоянных магнитов, то есть тел, обладающих макроскопическим магнитным моментом, на поддержание которого не требуются затраты энергии.

Намагниченность ферромагнетика обращается в нуль лишь под действием магнитного поля Н_с, имеющего направление, противоположное намагничивающему полю, рис.10.3. Напряженность поля Н_с называют коэрцитивной силой. Если коэрцитивная сила велика, ферромагнетик называют жестким; для такого ферромагнетика характерна широкая петля гистерезиса. Ферромагнетик с малой коэрцитивной силой (и соответственно узкой петлей гистерезиса) называют мягким.