Магнит постоянный магнит сверхпроводящий магнитная анизотропия

║/₀=(║-₀)/₀ (см. Магниторезистивный эффект).

МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФ­ФЕКТ, возникновение в кристаллах намагниченности J при помещении их в электрич. поле E (J=E). М. э. возможен только в магнитоупорядоченных кристаллах (антиферро-, ферри- и ферромагнетиках). На возмож­ность существования М. э. указали впервые Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц (1957). И. Е. Дзялошинский (1959) на основании данных о магн. симметрии кристаллов предсказал, в каких из известных антиферромагне­тиков должен наблюдаться М. э. Экспериментально эффект был открыт Д. Н. Астровым (1960) в антиферро­магнитном кристалле Cr₂O₃. Величи­на М. э. мала. Макс. значение коэф.  для Cr₂O₃

составляет ~2•10^-6. Су­ществует и обратный эффект — воз­никновение электрич. поляризации Р при помещении кристалла в магн. поле Н (Р=Н).

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Б о р о в и к-Р о м а н о в А. С., Ан­тиферромагнетизм, в кн.: Антиферромагне­тизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физико-математические науки, т. 4).

МАГНЕТРОН, многорезонаторный прибор для генерации эл.-магн. коле­баний СВЧ, основанный на вз-ствии эл-нов, движущихся в магн. поле по криволинейным траекториям с воз­буждаемым эл.-магн. полем. Анод М.— массивный полый цилиндр, во внутр. части к-рого вырезаны объём­ные резонаторы со щелями, выходя­щими на внутр. поверхность цилиндра (рис., a). По оси цилиндра рас­положен катод. Под действием магн. поля Н, направленного вдоль оси цилиндра, траектория эл-нов, вылетаю­щих с катода, искривляется. Когда в резонаторах возбуждаются ко­лебания, то около щелей возникает переменное электрическое поле. Под воздействием СВЧ поля и скре­щенных статических электрич. и магн. полей вылетающие с катода эл-ны образуют сгустки («спицы», рис., б).

Эл-ны в сгустках при вз-ствии с тор­мозящим СВЧ полем отдают полю по­тенциальную энергию и приближа­ются к аноду. На анод они попадают, отдав эл.-магн. полю почти всю энер­гию, что обусловливает высокий (до 90%) кпд. Существуют М.— усили­тели с разомкнутой цепочкой резона­торов (а м п л и т р о н ы и др.). М. способны генерировать колебания вплоть до миллиметрового диапазона эл.-магн. волн и отдавать мощности до тыс. квт в импульсном режиме.

• Лебедев И. В., Техника и приборы СВЧ, 2 изд., т. 2, М., 1972: Вайнштейн Л. А., Солнцев В. А., Лекции по сверх­высокочастотной электронике, М., 1973; Кукарин С. В., Электронные СВЧ при­боры, 2 изд., М., 1981.

МАГНИТ ПОСТОЯННЫЙ, изделие оп­ределённой формы (в виде подковы, полосы и др.) из предварительно намагниченных ферромагнитных или ферримагнитных материалов, спо­собных сохранять большую магнит­ную индукцию после устранения на­магничивающего поля (т. н. магнит­но-твёрдых материалов). М. п. широ­ко применяются как автономные источники пост. магн. поля в электро­технике, радиотехнике, автоматике. Св-ва М. п. определяются характе­ром размагничивающей ветви петли магн. гистерезиса материала, из к-ро­го М. п. изготовлен. Чем больше коэрцитивная сила Н_с и остаточная магн. индукция B_r материала (рис.), тем больше он подходит для М. п. Индукция в М. п. может равняться наибольшей остаточной индукции B_r лишь в том случае, если он представ­ляет собой замкнутый магнитопровод. Обычно же М. п. служит для создания магн. потока в возд. зазоре, напр. между полюсами подковообразного магнита. Возд. зазор уменьшает индукцию (и намагниченность) М. п.; влияние зазора подобно действию нек-рого внеш. размагничивающего поля H_d. Значение поля H_d, уменьшающего остаточную индукцию B_r до значения B_d (рис.), определяется конфигура­цией М. п. (см. Размагничивающий фактор). Т. о., при помощи М. п. могут быть созданы магн. поля, индукция к-рых B B_r.

М. п. изготовляют из сплавов на основе Fe, Co, Ni, Al, гексагональных ферритов и др. К наиболее эффектив­ным материалам для М. п. относятся ферримагнитные интерметаллич. со­единения редкоземельных металлов

ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ МАТЕРИАЛОВ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ (данные усреднены)

Sm и Nd с Со (типа SmCo₅). Эти соединения обладают рекордно высо­кой величиной (BH)_max (табл.).

Важным условием для достижения наивысших магн. характеристик М. п. явл. его предварит. намагничивание до состояния магнитного насыщения. Другое важное условие — неизмен­ность магн. св-в со временем, отсутст­вие магнитного старения. М. п., изготовленные из материалов, склон-

361

• Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Постоянные магниты. Спра­вочник, пер. с англ., М.—Л., 1963; Пре­ображенский А. А., К а в а л е р о в Л. А., Стабильность постоянных магнитов, в кн.: Энциклопедия измерений, контроля, автоматизации, в. 14, М., 1970; Белов К. П., Редкоземельные магнитные материалы, «УФН», 1972, т. 106, в. 2.

МАГНИТ СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ, соленоид или электромагнит с обмот­кой из сверхпроводящего материала. Обмотка в состоянии сверхпроводимо­сти обладает нулевым омич. сопротив­лением. Если она замкнута накоротко, то наведённый в ней электрич. ток циркулирует, практически не изме­няясь, сколь угодно долго и его магн. поле остаётся стабильным (лишённым пульсаций). Совр. М. с. позволяют получать поля до 150—200 кГс.

Обмотка М. с. теряет сверхпрово­димость при повышении темп-ры выше критической температуры Т_к сверх­проводника, при достижении в обмот­ке критич. тока I_к или критического магнитного поля Н_к. Учитывая это, для обмоток М. с. применяют материа­лы с высокими значениями Т_к, I_к и H_к (табл.).

Для предотвращения потери сверх­проводимости отд. участками обмотки обмоточные материалы выпускаются в виде проводов и шин, состоящих из тонких жил сверхпроводника в мат­рице норм. металла с высокой электро- и теплопроводностью (Си или А1). Жилы делают не толще неск. десят­ков мкм, что снижает тепловыделение в обмотке при проникновении в неё растущего с током магн. поля. Кроме того, весь проводник при изготовле­нии скручивают вдоль оси, что способ­ствует уменьшению токов, наводя­щихся в сверхпроводящих жилах и замыкающихся через металл матрицы. Обмоточные материалы из хрупких интерметаллич. соединений Nb₃Sn и V₃Ga выпускают в виде лент из Nb или V толщиной 10—20 мкм со слоями интерметаллич. соединений (2—3 мкм) на обеих поверхностях. Такая лен­та для упрочнения покрывается тон­ким слоем меди или нержавеющей стали.

Сравнительно небольшие М. с. (с энергией магн. поля до неск. сотен кДж) изготовляют с плотно намотан­ной обмоткой, содержащей 30—50% сверхпроводника в сечении провода. У крупных М. с., с энергией поля в десятки и сотни МДж, проводники (шины) в своём сечении содержат 5— 10% сверхпроводника, а в обмотке предусматриваются каналы, обеспе­чивающие надёжное охлаждение вит­ков жидким гелием.

Эл.-магн. вз-ствие витков соленои­да создаёт механич. напряжения в обмотке, к-рые в случае длинного

СВОЙСТВА СВЕРХПРОВОДЯЩИХ МАТЕРИАЛОВ, ПРИМЕНЯЕМЫХ ДЛЯ ОБМОТОК СВЕРХПРОВОДЯЩИХ МАГНИТОВ

При создании в обмотке М. с. элект­рич. тока требуемой величины сна­чала включают нагреватель, располо­женный на замыкающем обмотку сверхпроводящем проводе (шунте). На­греватель повышает темп-ру замыкаю­щего провода выше его Т_к, и цепь шунта перестаёт быть сверхпроводящей. Когда ток в соленоиде достигнет требуемой величины, нагреватель вы­ключают. Цепь шунта, охлаждаясь, становится сверхпроводящей, и после снижения тока питания до нуля в об­мотке М. с. и замыкающем её проводе начинает циркулировать незатухаю­щий ток.

Работающий М. с. находится обыч­но внутри криостата (рис. 2) с жид­ким гелием (темп-pa кипящего гелия 4,2 К ниже Т_к сверхпроводящих обмоточных материалов). Для пре­дотвращения возможных поврежде­ний сверхпроводящей цепи и эконо­мии жидкого гелия при выделении запасённой в М. с. энергии в цепи М. с. имеется устройство для вывода энергии на разрядное сопротивление (рис. 3).

362

• Р о у з-И н с А., Родерик Е., Вве­дение в физику сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1972; 3 е н к е в и ч В. Б., С ы ч е в В. В., Магнитные системы на сверх­проводниках, М., 1972; К р е м л е в М. Г., Сверхпроводящие магниты, «УФН», 1967, т. 93, в. 4.

МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ, не­одинаковость магн. св-в тел по разл. направлениям. Причина М. а. заклю­чается в анизотропном характере магн. вз-ствия между атомами носи­телями магнитного момента в в-вах. В изотропных газах, жидкостях, аморфных телах (напр., металлич. стёклах) и поликристаллич. тв. телах М. а. в макромасштабе, как правило, не проявляется. Напротив, в моно­кристаллах М. а. приводит к большим наблюдаемым эффектам, напр. к раз­личию величины магнитной восприим­чивости парамагнетиков вдоль разл. направлений в кристалле. М. а.— результат магн. вз-ствия соседних магн. ионов и более сложных вз-ствий эл-нов этих ионов с существующими внутри кристалла электрич. полями (см. Впутрикристаллическое поле). Особенно велика М. а. в монокристал­лах ферромагнетиков, где она прояв­ляется в наличии осей лёгкого намаг­ничивания (гл. осей симметрии кри­сталлов), вдоль к-рых направлены векторы самопроизвольной намагни­ченности J_s ферромагн. доменов (см. Ферромагнетизм). Мерой М. а. для данного направления в кристалле явл. работа намагничивания внеш. магн. поля, необходимая для поворота век­тора J_s из положения вдоль оси наи­более лёгкого намагничивания в новое положение — вдоль внеш. поля. Эта работа при пост. темп-ре определяет свободную энергию М. a. F_aн для дан­ного направления. Зависимость F_ан (it ориентации J_s в кристалле опре­деляется из соображений симметрии (см. Симметрия кристаллов). Напр., для кубич. кристаллов:

где ₁,₂, ₃ — направляющие ко­синусы J_s относительно осей кристал­ла [100] (рис.), К₁ — первая кон­станта естественной кристаллографич. М. а. Величина и знак её определя­ются атомной кристаллич. структурой в-ва, а также зависят от темп-ры, дав­ления и т. п. Напр., в Fe при комнат­ной темп-ре K₁ ~ 10⁵ эрг/см³ (10⁴ Дж/м³), а в Ni К₁ ~ -10⁴ эрг/см³ (-10³ Дж/м³). С ростом темп-ры К₁ уменьшается, стремясь к нулю в

z — направление оси М. а. Значения констант а и b того же порядка, что и у ферромагнетиков. У антиферро­магнетиков наблюдается большая анизотропия магн. восприимчивости ; вдоль оси лёгкого намагничивания к стремится с понижением темп-ры к нулю, а в перпендикулярном к оси направлении (ниже Нееля точки) к не зависит от темп-ры.

Экспериментально константы М. а. могут быть определены из сопостав­ления значений энергии М. а. для разл. кристаллографич. направлений. Другой метод определения констант М. а. сводится к измерению моментов вращения, действующих на диски из ферромагн. монокристаллов во внеш. поле (см. Анизометр магнитный), т. к. эти моменты пропорц. констан­там М. а. Наконец, эти константы можно определить графически по площади, ограниченной кривыми на­магничивания ферромагн. кристаллов и осью намагниченности, ибо эта пло­щадь также пропорц. константам М. а. Значения констант М. а. могут быть определены также из данных по элект­ронному парамагнитному резонансу (для парамагнетиков), по ферромаг­нитному резонансу (для ферромагне­тиков) и по антиферромагнитному резонансу (для антиферромагнетиков). Вследствие магнитострикции в магнетиках наряду с естеств. кристалло­графич. М. а. наблюдается также магнитоупругая анизотропия, к-рая возникает при наложении на образец внеш. односторонних напряжений. В поликристаллах, при наличии в них текстуры магнитной или тек­стуры кристаллографической, также проявляется М. а.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971.

МАГНИТНАЯ АНТЕННА, антенна в виде проволочной катушки с сердеч­ником из магн. материала с высокой магн. проницаемостью. Относится к классу магн. дипольных антенн. Диаграмма направленности М. а. сов­падает с диаграммой электрич. виб­ратора (тороид), но векторы поля имеют иную поляризацию (ЕН, Н -Е). Применяется в диа­пазоне длинных и ср. волн.

МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИ­ВОСТЬ, величина, характеризующая связь намагниченности в-ва с магн. полем в этом в-ве.

М. в.  в статич. полях равна отношению намагниченности в-ва J к напряжённости Н намагничивающе­го поля: =J/H;  — величина без­размерная. М. в., рассчитанная на 1 кг (или 1 г) в-ва, наз. удельной (_уд=/, где  — плотность в-ва), а М. в. одного моля — молярной (или атомной): =_уд•М, где М — молекулярная масса в-ва. С магнит­ной проницаемостью  M. в. в статич. полях (статич. М. в.) связана соот­ношениями: =1+4 (в ед. СГС), =1+ (в ед. СИ).

М. в. может быть как положитель­ной, так и отрицательной. Отрица­тельной обладают диамагнетики, они намагничиваются против поля; поло­жительной — парамагнетики и фер­ромагнетики, они намагничиваются по полю. М. в. диамагнетиков и пара­магнетиков мала (~10^-4—10^-6), она слабо зависит от Н и то лишь в области очень сильных полей (и низких темп-р). Значения М. в. см. в табл.

М. в. достигает особенно больших значений в ферромагнетиках (от неск. десятков до многих тыс. единиц),

АТОМНАЯ (МОЛЯРНАЯ) МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИВОСТЬ НЕКОТОРЫХ ДИАМАГНЕТИКОВ И ПАРАМАГНЕТИ­КОВ (при норм. условиях)*

363

причём она очень сильно и сложным образом зависит от Н. Поэтому для ферромагнетиков вводят дифференциальную М. в. _д=dJ/dH, к-рая характеризует зависимость J(H) в каждой точке кривой намагни­чивания. При H=0_д ферромагне­тиков не равна нулю, а имеет значение _а, её наз. начальной М. в. С увеличением II М. в. растёт, достигая максимума _д=_макс на крутом участке кривой намагничивания (в области Баркгаузена эффекта), и затем вновь уменьшается.

обратимую М. в. _обр=lim_H0J,

причём существенно, что изменение поля должно происходить в сторону

его уменьшения от нач. значения (H<0). Всегда _обр<_я. Разность _д и _обр, достигающая максимума вблизи значений коэрцитивной силы, может быть принята за меру необрати­мости процессов намагничивания и размагничивания (меру гистерезиса). М. в., как правило, существенно зависит от темп-ры (исключения со­ставляют большинство диамагнетиков и нек-рые парамагнетики — щелочные и отчасти щёлочноземельные и др. металлы, см. Парамагнетизм). М. в. парамагнетиков уменьшается с темп-рой, следуя Кюри закону или Кюри — Вейса закону. В ферромагнитных те­лах М. в. с ростом темп-ры увеличи­вается, достигая резкого максимума вблизи точки Кюри . М. в. антифер­ромагнетиков увеличивается с ростом темп-ры до точки Нееля, а затем падает по закону Кюри — Вейса. В перем. магн. полях (синусоидаль­ных) М. в.— комплексная величина (см. Магнитная проницаемость). М. в. анизотропных тел (ферро- и ферримагнетиков) — тензор. М. в. ферромагнетиков зависит от частоты перем. магн. поля. Эту зависимость изучает магн. спектроскопия.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Таблицы физических вели­чин, М., 1976; Foex G., Constantes selectionnees, diamagnetisme et paramagnetisme, в кн.: Tables de constantes et donnees numeriques, t. 7, P., 1957.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНАЯ ВЯЗКОСТЬ. 1) М. в. ферромагнетиков (магнитное последействие) — задержка во времени изменения магн. харак­теристик ферромагнетиков (намагни­ченности, магн. проницаемости и др.) от изменений напряжённости внеш. магн. поля. Вследствие М. в. намаг­ниченность образца устанавливается после изменения напряжённости поля через время от 10^-9 с до десятков ми­нут и даже часов (см. Релаксация).

При намагничивании ферромагне­тиков в перем. поле наряду с поте­рями эл.-магн. энергии на вихревые токи и гистерезис возникают потери, связанные с М. в., к-рые в полях высокой частоты достигают значит. вели­чины. М. в. в проводниках часто мас­кируется действием вихревых токов, «вытесняющих» магн. поток из фер­ромагнетиков. С целью уменьшения влияния вихревых токов при эксперим. исследовании М. в. (рис.) образ­цы материалов берутся в виде тонких проволок.

В зависимости от структуры ферро­магнетика, условий его намагничива­ния, темп-ры М. в. может иметь разл. природу. При апериодич. изменении напряжённости поля в интервале зна­чений, близких к коэрцитивной силе, где изменение намагниченности обыч­но обусловлено необратимым смеще­нием границ между доменами (см. Намагничивание), вязкостный эффект в проводниках вызывается в осн. вих­ревыми микротоками (1-й тип М. в.). Эти токи возникают при изменениях поля, связанных с перемагничиваннем доменов. Время установления магн. состояния в этом случае пропорц. дифференциальной магнитной воспри­имчивости и для чистых ферромагн. металлов (Fe, Co, Ni) обратно про­порц. абс. темп-ре. Другой тип М. в. обусловлен примесями. Перемещаю­щиеся вследствие изменения поля до­менные границы задерживаются в местах концентрации атомов примеси,

В высококоэрцитивных сплавах и ряде др. ферромагнетиков наблюда­ется т. н. сверхвязкость, для к-рой время магн. релаксации составляет неск. минут и более (3-й тип М. в.). Этот тип М. в. связан с локальными флуктуациями энергии, преим. тепловыми. Флуктуации вызывают перемагничивание доменов, к-рые при изменении поля получили недостаточно энергии, чтобы сразу перемагнититься. Диффузионные и флуктуац. процессы существенно за­висят от темп-ры, поэтому М. в. 2-го и 3-го типов характеризуется сильной температурной зависимостью; с понижением темп-ры М. в. возрастает. 4-й тип М. в., характерный гл. обр. для ферритов, обусловлен диффузией эл-нов между ионами Fe²⁺ и Fe³⁺ . Этот процесс эквивалентен диффузии самих ионов, но осуществляется зна­чительно легче, поэтому М. в. фер­ритов обычно невелика.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Kronmuller Н., Nachwirkung in Ferromagnetika, В.—Hdlb.—N. Y., 1968.

P. В. Телеснин.

2) М. в. в магн. гидродинамике — величина, характеризующая кинематич. и динамич. св-ва электропрово­дящих жидкостей и газов при их дви­жении в магн. поле. В СГС системе единиц М. в. v_m=c²/4, где  — электрич. проводимость среды.