Магнит постоянный магнит сверхпроводящий магнитная анизотропия

МАГНИТНАЯ ТЕРМОМЕТРИЯ, ме­тод измерения темп-р (ниже 1 К), основанный на температурной зави­симости магнитной восприимчивости к парамагнетика (см. Термомет­рия). Для М. т. подбирают парамагне­тики, у к-рых  простейшим образом зависит от темп-ры: =С/Т (см. Кюри закон). По измеренному в слабом магн. поле значению к и известной для данного парамагнетика постоянной Кюри С может быть определена т. н. м а г н и т н а я темп-pa Т*. В об­ласти темп-р, в к-рой выполняется закон Кюри, Т* совпадает с темп-рой Т по термодинамич. температурной шкале. При понижении темп-ры закон Кюри перестаёт быть точным, и Т* может заметно отличаться от Т. Для получения более точных результатов необходимо учитывать анизотропию восприимчивости, геом. форму образ­ца и др. факторы. Наиболее широко для измерения сверхнизких темп-р (до 6 мК) применяют церий-магние­вый нитрат, для к-рого расхождение шкал Т и Т* при указанной темп-ре меньше 0,1 мК. Для измерения темп-р ниже 10 мК используют тем­пературную зависимость ядерной магн. восприимчивости Pt или Cu, к-рая следует закону Кюри до темп-ры в неск. мК. Кроме закона Кюри в яд. термометрии применяют правило Корринга для времени релаксации т яд. спиновой системы: T=const. Практически магн. темп-ру переводят в термодинамическую по таблицам и кривым, составленным на основании тщательных исследований зависимости (T).

• Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959, гл. 7; Мендельсон К., На пути к абсолют­ному нулю, пер. с англ., М., 1971.

МАГНИТНАЯ ЦЕПЬ, последователь­ность магнетиков, по к-рым проходит магнитный поток. Понятием М. ц. широко пользуются при расчётах пост. магнитов, электромагнитов, реле, магн. усилителей, электроизмерит. и др. приборов. В технике распростра­нены как М. ц., в к-рых магн. поток практически полностью проходит в ферромагнетиках (замкнутые М. ц.), так и М. ц., включающие, помимо ферромагнетиков, диамагнетики (напр., возд. зазоры). Если магн. поток воз­буждается в М. ц. пост. магнитами, то такую цепь называют поляризо­ванной. М. ц. без пост. магнитов наз. нейтральной; магн. поток в ней возбуждается током, протекаю­щим в обмотках, охватывающих часть или всю М. ц. В зависимости от хар-ра тока возбуждения различают

М. ц. п о с т о я н н о г о, п е р е м е н н о г о и и м п у л ь с н о г о магн. потоков. Вследствие формальной аналогии электрич. и магн. цепей к ним приме­ним общий матем. аппарат. Напр., для М. ц. аналогом Ома закона служит ф-ла F=Ф•R_m, где Ф — магн. поток, R_m — магнитное сопротивление, F — маг­нитодвижущая сила. К М. ц. приме­нимы Кирхгофа правила. Существует, однако, и принципиальное различие между М. ц. и электрич. цепью: в М. ц. с неизменным во времени пото­ком Ф не выделяется Джоулева теп­лота (см. Джоуля — Ленца закон), т. е. нет рассеяния эл.-магн. энергии.

• Калашников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики); П о л и в а н о в К. М., Ферромагнетики, М.—Л., 1957.

МАГНИТНОЕ ДАВЛЕНИЕ, действие, оказываемое вмороженным магн. полем на плазму (или проводящую жид­кость), направленное перпендикуляр­но силовым линиям. М. д. равно плот­ности магн. энергии, т. ё. пропорц. квадрату напряжённости магн. поля H: р_м=H²/8 (в . ед. СГС). М. д. может уравновешиваться кинетич. давлением плазмы; превышение М. д. над кинетическим приводит к пинч-эффекту.

МАГНИТНОЕ НАСЫЩЕНИЕ, со­стояние парамагнетика или ферро­магнетика, при к-ром его намагничен­ность J достигает предельного значе­ния J_ — намагниченности насыще­ния, не меняющейся при дальнейшем увеличении напряжённости намагни­чивающего поля. В случае ферромаг­нетиков J_ достигается при оконча­нии т. н. процессов технич. намагни­чивания: а) роста доменов с магн. моментом, ориентированным по оси лёгкого намагничивания, в результате процесса смещения границ доменов; б) поворота вектора намагни­ченности образца в направлении на­магничивающего поля (процесса вращения); и парапроцесса — увеличения под действием сильного внеш. поля числа спинов, ориентиро­ванных по полю, за счёт спинов, имею­щих антнпараллельную ориентацию (см. Намагничивания кривые). На прак­тике обычно получают технич. М. н. при 20°С в полях от неск. Э до ~10⁴ Э. В случае парамагнетиков состояние, близкое к М. н., достигается в полях

~10 кЭ (~10³ кА/м) при темп-рах ~1 К.

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

МАГНИТНОЕ ОХЛАЖДЕНИЕ, ме­тод получения темп-р ниже 1 К путём адиабатич. размагничивания парамагн. в-в. Предложен П. Дебаем и амер. физиком У. Джиоком (1926); впервые осуществлён в 1933. М. о.— один из двух практически применяе­мых методов получения темп-р ниже 0,3 К (другим методом явл. раство­рение жидкого гелия ³Не в жидком ⁴Не).

Для М. о. применяют соли редко­земельных элементов (напр., сульфат гадолиния), хромокалиевые, железоаммониевые, хромометиламмониевые квасцы и ряд др. парамагн. в-в. Крист. решётка этих в-в содержит парамагн. ионы Fe, Cr, Gd, к-рые раз­делены в крист. решётке большим числом немагн. ионов и поэтому вза­имодействуют между собой слабо: даже при низких темп-pax, когда теп­ловое движение значительно ослаб­лено, силы магн. вз-ствия не способны упорядочить систему хаотически ори­ентированных спинов. В методе М. о. применяется достаточно сильное (~ неск. десятков кЭ) внеш. магн. поле, к-рое, упорядочивая направле­ние спинов, намагничивает парамаг­нетик. При выключении внеш. поля (размагничивании парамагнетика) спины под действием теплового дви­жения атомов (ионов) крист. решётки

368

Процесс М. о. принято изображать на термодинамич. диаграмме в координатах: темп-pa Т — энтропия S (рис. 1).

Цикл М. о. (рис. 1) состоит из двух стадий: 1) изотермич. намагничивания линия АБ) и 2) адиабатич. размагничивания парамагнетика (линия БВ). Перед намагничиванием темп-ру па­рамагнетика при помощи жидкого гелия понижают до Т~1 К и поддерживают её постоянной на протяжении всей первой стадии М. о. Намагничивание сопровождается выделением теплоты и уменьшением энтропии до значения S_Н. На второй стадии I. о. в процессе адиабатич. размагничивания энтропия парамагнетика остаётся постоянной и его темп-pa пони­жается (линия БВ).

Вз-ствие спинов между собой и с крист. решёткой определяет темп-ру, при к-рой начинается резкий спад кривой S_магн при Т 0. Чем слабее :1-ствие спинов, тем более низкие темп-ры можно получить методом М. о. парамагн. соли позволяют достичь темп-р ~ 5•10^-3 К.

Значительно более низких темп-р удалось достигнуть, используя ядер­ный парамагнетизм. Вз-ствие ядер­ных магн. моментов значительно сла­бее вз-ствия магн. моментов ионов. Для намагничивания до насыщения системы ядерных магн. моментов даже при T=1 К требуются очень сильные магн. поля (~10⁷ Э). При применяе­мых полях ~ 10⁵ Э намагничивание до насыщения возможно при темп-рах ~0,01 К. При исходной темп-ре ~0,01 К адиабатич. размагничивание системы яд. спинов (напр., в образце меди) удаётся достигнуть темп-ры 10^-5—10^-6 К. До этой темп-ры охлаж­дается не весь образец. Полученная темп-pa (её называют спиновой) ха­рактеризует интенсивность теплового движения в системе яд. спинов сразу после размагничивания. Эл-ны же и крист. решётка остаются после раз­магничивания при исходной темп-ре ~ 0,01 К. Последующий обмен энер­гией между системами яд. и электрон­ных спинов (посредством спин-спино­вого взаимодействия) может привести к кратковрем. охлаждению всего в-ва до T~10^-4 К (измеряют такие темп-ры методами магнитной термометрии). Практически М. о. осуществляют сле­дующим способом. Блок парамагн. соли С помещается на подвесках из материала с малым коэфф. теплопро­водности внутри камеры 1, к-рая пог­ружена в криостат 2 с жидким ⁴Не (рис. 2, а). Откачкой паров гелия через кран 3 темп-pa в криостате

проволочек, можно охладить в-во практически до тех же темп-р. Наибо­лее низкие темп-ры получают методом двухступенчатого М. о. (рис. 2, б). Сначала производят адиабатич. размаг­ничивание соли С и через тепловой ключ (теплопроводящую перемычку) К охлаждают предварительно намагни­ченную соль D. Затем, после размы­кания ключа K, размагничивают соль D, к-рая при этом охлаждается до темп-ры, существенно более низкой, чем была получена в блоке соли С. Теп­ловым ключом в установках описан­ного типа обычно служит проволочка из сверхпроводящего в-ва, теплопро­водности к-рой в норм. и сверхпроводящем состояниях при T~0,1 К силь­но отличаются (во много раз). По схеме рис. 2, б осуществляют и яд. размагничивание с тем отличием, что соль D заменяют образцом (напр., меди), для намагничивания к-рого применяется поле напряжённостью в неск. десятков кЭ.

М. о. широко используется при изу­чении низкотемпературных св-в жид­кого ³Не (сверхтекучести и др.), квант. явлений в тв. телах (напр., сверхпроводимости), св-в ат. ядер и т. д.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 368—82; Д е-К л е р к Д., Адиаба­тическое размагничивание, в кн.: Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959, с. 421—610; Мендельсон К., На пути к абсолют­ному нулю, пер. с англ., М., 1971; А м 6 л е р Е., Х а д с о н Р. П., Магнитное ох­лаждение, «УФН», 1959, т. 67, в. 3.

МАГНИТНОЕ ПОЛЕ, силовое поле, действующее на движущиеся электрич. заряды и на тела, обладающие маг­нитным моментом (независимо от состояния их движения). М. п. ха­рактеризуется вектором магнитной индукции В. Значение В определяет силу, действующую в данной точке поля на движущийся электрич. заряд (см. Лоренца сила) и на тела, имеющие магн. момент.

Термин «М. п.» ввёл в 1845 англ. физик М. Фарадей, считавший, что как электрич., так и магн. вз-ствия осуществляются посредством единого материального поля. Классич. теория эл.-магн. поля была создана англ. физиком Дж. Максвеллом (1873), квант. теория — в 20-х гг. 20 в. (см. Квантовая теория поля).

Источниками макроскопич. М. п. явл. намагниченные тела, проводники с током и движущиеся электрически заряж. тела. Природа этих источников едина: М. п. возникает в результате движения заряж. микрочастиц (эл-нов, протонов, ионов), а также благодаря наличию у микрочастиц собственного (спинового) магн. момента (см. Маг­нетизм).

Перем. М. п. возникает также при изменении во времени электрич. поля. В свою очередь, при изменении во вре-

369

Для М. п. наиболее характерны след. проявления.

1. В пост. однородном М. п. на магн. диполь с магн. моментом р_m действует вращающий момент N=[p_mB] (так, магн. стрелка в М. п. поворачивается по полю; виток с током I, также обладающий магн. моментом, стре­мится занять положение, при к-ром его плоскость была бы перпендику­лярна линиям индукции; ат. диполь процессирует вдоль силовой линии с характеристич. частотой; рис., а).


Рис. а — действие однородного пост. магн. поля на магн. стрелку, виток с током I и ат. диполь (е — эл-н атома); б — действие однородного пост. магн. поля на свободно движущиеся электрич. заряды +q (их тра­ектория в общем случае имеет вид спирали); в — разделение пучка магн. диполей в неод­нородном магн. поле; г — возникновение то­ка индукции в витке при усилении внеш. магн. поля В (стрелками показано направле­ние тока индукции и создаваемого магн.

поля В ). P_m — магн. момент, q — электрич. заряд, v — скорость заряда.
2. В пост. однородном М. п. дейст­вие силы Лоренца приводит к тому, что траектория движения электрич. заряда имеет вид спирали с кривиз­ной, обратно пропорц. скорости (рис., б). Искривление траектории электрич. зарядов под действием силы Лоренца сказывается, напр., в пере­распределении тока по сечению провод­ника при внесении его в М. п. Этот эффект лежит в основе гальваномагн., термомагн. и др. родственных им явле­ний.

3. В пространственно неоднород­ном М. п. на магн. диполь р_m действует

сила F, перемещающая диполь, ориентированный по полю, в направ­лении градиента поля: F=grad (р_mВ); так, пучок атомов, содержащий ато­мы с противоположно ориентирован­ными магн. моментами, в неоднород­ном М. п. разделяется на два расходя­щихся пучка (рис., в).

4. М. п., непостоянное во времени, оказывает силовое действие на поко­ящиеся электрич. заряды и приводит их в движение; возникающий при этом в контуре ток I_инд (рис., г) своим М. п. противодействует изменению первоначального М. п. (см. Электро­магнитная индукция).

Магн. индукция В определяет ср. макроскопич. М. п., создаваемое в данной точке пр-ва как токами прово­димости (движением свободных носи­телей зарядов), так и имеющимися намагниченными телами. М. п., соз­данное токами проводимости и неза­висящее от магн. св-в присутствую­щего в-ва, характеризуется вектором напряжённости магнитного поля Н=B-4J или Н=(B/₀)-J (соот­ветственно в СГС системе единиц и Международной системе единиц). В этих соотношениях вектор J — намагниченность в-ва, ₀ — магнит­ная постоянная.

Отношение =В1₀Н наз. маг­нитной проницаемостью. В зависи­мости от величины  в-ва делят на диамагнетики (<1) и парамагнети­ки (>1), в-ва с >>1 наз. ферромагне­тиками.

Объёмная плотность энергии М. п. в отсутствии ферромагнетиков: w_м=H²/8 или w_м=BH/8 (в ед. СГС); w_м=₀H²/2 или ВН/2 (в ед. СИ).

В общем случае w_м=1/2∫HdB, где пределы интегрирования определя­ются начальными и конечными значе­ниями магн. индукции В, сложным образом зависящей от поля Н.

Для измерения хар-к М. п. приме­няют различного типа магнитометры.

Магнитные поля в природе разнооб­разны по масштабам и по вызываемым эффектам. М. п. Земли, образующее земную магнитосферу, простирается до расстояния в 70—80 тыс. км в на­правлении на Солнце и на многие миллионы км в противоположном на­правлении. У поверхности Земли М. п. Н равно в среднем 0,5 Э, на границе магнитосферы ~10^-3 Э. В околозем­ном пр-ве М. п. образует магнитную ловушку для заряж. ч-ц высоких энер­гий — радиационный пояс. Происхож­дение М. п. Земли связывают с конвективными движениями проводя­щего жидкого в-ва в земном ядре (см. Динамо-эффект).

Из других планет Солнечной систе­мы лишь Юпитер и Сатурн обладают собственными М. п., достаточными для создания устойчивых планетарных магн. ловушек. На Юпитере обнару­жены М. п. до 10 Э и ряд характер­ных явлений (магн. бури, синхротронное излучение в радиодиапазоне и др.),

указывающих на значит. роль М. л. в планетарных процессах.

Межпланетное М. п.— это гл. обр. поле солнечного ветра (непрерывно расширяющейся плазмы солн. коро­ны). Вблизи орбиты Земли межпланет­ное поле ~10^-4—10^-5 Э. Силовые линии регулярного межпланетного М. п. имеют вид идущих от Солнца раскручивающихся спиралей (их фор­ма обусловлена сложением радиаль­ного движения плазмы и вращения Солнца). М. п. межпланетной плазмы имеет секторную структуру: в одних секторах оно направлено от Солнца, в других — к Солнцу. Регулярность межпланетного М. п. может нарушать­ся из-за развития разл. видов плазмен­ной неустойчивости, прохождения ударных волн и распространения пото­ков быстрых ч-ц, рождённых солн. вспышками.

Во всех процессах на Солнце — вспышках, появлении пятен и проту­беранцев, рождении солн. космич. лучей — М. п. играет важнейшую роль. Измерения, основанные на Зеемана эффекте, показали, что М. п. солн. пятен достигает неск. тыс. Э, протуберанцы удерживаются полями ~10—100 Э (при ср. значении общего М. п. Солнца ~ 1 Э). Удалённость звёзд не позволяет пока наблюдать у них М. п. типа солнечных. В то же время более чем у двухсот т. н. маг­нитных звёзд обнаружены аномально большие поля (до 3,4•10⁴ Э). Поля ~10⁷ Э измерены у неск. звёзд — белых карликов. Особенно большие (~10¹⁰—10¹² Э) М. п. должны быть, по совр. представлениям, у нейтрон­ных звёзд.

В явлениях микромира роль М. п. столь же существенна, как и в косм, масштабах. Это объясняется сущест­вованием у всех ч-ц — структурных элементов в-ва (эл-нов, протонов, ней­тронов) магн. момента, а также дей­ствием М. п. на движущиеся электрич. заряды.

На расстоянии порядка размера атома (~10^-8 см) М. п. ядра состав­ляет ~50 Э. В ферримагнетиках (ферритах-гранатах) на ядрах ионов железа М. п. оказалось ~5•10⁵ Э, на ядрах редкоземельного металла диспрозия ~8•10⁶ Э. Внеш. М. п. и внутриатомные М. п., создаваемые эл-нами атома и его ядром, расщепля­ют энергетич. уровни атома, в резуль­тате спектры атомов приобретают слож­ное строение (см. Тонкая структура и Сверхтонкая структура). Расстояния между зеемановскими подуровнями энергии (и соответствующими спектр. линиями) пропорц. величине М. п., что позволяет спектр. методами оп­ределять значение М. п.

Получение магнитных полей. М. п. обычно подразделяют на слабые (до 500 Э), средние (500 Э — 40 кЭ), сильные (40 кЭ — 1 МЭ) и сверхсиль­ные (св. 1 МЭ). На использовании слабых и средних М. п. основана прак­тически вся электротехника, радио-

370

Для получения сильных М. п. при­меняют сверхпроводящие соленоиды (до 150—200 кЭ), соленоиды, охлаж­даемые водой (до 250 кЭ), импульсные соленоиды (до 1,6 МЭ). Сверхсильные М. п. получают методом направлен­ного взрыва. Медную трубу, внутри к-рой предварительно создано силь­ное импульсное М. п., радиально сжимают давлением продуктов взры­ва. С уменьшением радиуса R трубы величина М. п. в ней возрастает ~1/R² (если магн. поток через трубу сохраняется). М. п., получаемое в установках подобного типа (т. н. взрывомагнитных генераторах), может достигать неск. десятков МЭ.

• Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 2): Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; П а р с е л л Э., Электричество и магнетизм, пер. с англ., М., 1971 (Берклеевский курс физики, т. 2); Монтгомери Б., Получение сильных магнитных полей с помощью соленоидов, пер. с англ., М., 1971; Кнопфель Г., Сверхсильные импульсные магнитные поля, пер. с англ., М., 1972; Вайнштейн С. И., Зельдович Я. Б., О происхож­дении магнитных полей в астрофизике, «УФН», 1972, т. 106, в. 3.

МАГНИТНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ, характеристика магнитной цепи; М. с. R_m равно отношению магнитодвижу­щей силы F, действующей в магн. цепи, к созданному в цепи магнитному потоку Ф. М. с. однородного участка магн. цепи может быть вычислено по ф-ле R_m=l/₀S, где l и S — длина и поперечное сечение участка магн. цепи,  — относит. магнитная про­ницаемость материала цепи, ₀ — иагнитная постоянная. В случае неоднородной магн. цепи (состоящей из однородных последовательных участков с различными l, S, ) её М. с. равно сумме R_m однородных уча­стков. Расчёт М. с. по приведённой ф-ле явл. приближённым, т. к. ф-ла не учитывает «магнитные утечки» (рас­сеяние магн. потока в окружающем цепь пр-ве), неоднородности магн. юля в цепи, нелинейную зависимость М. с. от поля. В перем. магн. поле М. с.— комплексная величина, т. к. ( этом случае  зависит от частоты эл.-магн. колебаний. Единицей М. с. ч Международной системе единиц служит ампер (или ампер-виток) , на (вебер (А/Вб), в СГС системе единиц — гильберт на максвелл (Гб/Мкс). А/Вб=4•10^-9 Гб/Мкс1,2566Х10^-8 Гб/Мкс.

МАГНИТНОЕ СТАРЕНИЕ, изменение магн. св-в ферромагнетика со временем при комнатной (рабочей) темп-ре. М. с. может быть вызвано изменением доменной структуры ферромагнетика о б р а т и м о е М. с.) или его кристаллич. структуры (н е о б р а т и м о е М. с.). Обратимое М. с. обусловлено перестройкой доменной структуры (см. Домены) под влиянием внеш. воздействий: магн. полей, температурных колебаний, механич. вибраций и т. п. Повторное намагничивание устраняет последствия обратимого М. с. и вос­станавливает первоначальную намаг­ниченность ферромагн. образца. Не­обратимое М. с. вызывается перехо­дом кристаллич. структуры ферро­магнетика из метастабильного состоя­ния в более равновесное, оно происхо­дит независимо от магн. состояния образца. Необратимое М. с. ускоря­ется с повышением темп-ры. Для по­вышения магн. стабильности ферро­магн. изделия подвергают искусств. старению. Стабилизацию кристаллич. структуры осуществляют, выдерживая изделия при повышенной темп-ре. Такая обработка снижает эффект пос­ледующего М. с. при комнатной темп-ре. Наиболее простым способом стабилизации магн. доменной струк­туры изделий, сохраняющих опреде­лённую остаточную намагниченность, явл. частичное размагничивание их перем. магн. полем.

• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956.

МАГНИТНО-ЖЕСТКИЕ МАТЕРИА­ЛЫ, см. Магнитно-твёрдые материа­лы.

МАГНИТНО-МЯГКИЕ МАТЕРИА­ЛЫ, магнитные материалы (ферро­магнетики), к-рые намагничиваются до насыщения и перемагничиваются в относительно слабых магн. полях напряжённостью H~8—800 А/м (~0,1—10 Э). При темп-pax ниже Кюри точки (у технически чистого железа, напр., ниже 768°С) М.-м. м. спонтанно намагничены, но внешне не проявляют магн. св-в, т. к. состоят из хаотически ориентированных на­магниченных до насыщения областей (доменов). М.-м. м. характеризуются высокими значениями магнитной проницаемости — начальной _a~10²—10⁵ и максимальной _макс~10³ —10⁶. Коэрцитивная сила Н_с М.-м. м. колеблется от 0,8 до 8 А/м (от 0,01 до 0,1 Э), а потери на магн. гистерезис очень малы~1—10³ Дж/м³ (10—10⁴ эрг/см³) на один цикл перемагничивания.

Способность М.-м. м. намагничи­ваться до насыщения в слабых магн. полях обусловлена низкими значения­ми энергии магнитной анизотропии, а у нек-рых из них (напр., у М.-м. м. на основе Fe—Ni и у ряда ферритов) также низкими значениями констант магнитострикции. Эти св-ва приводят к тому, что намагничивание (включаю­щее процессы смещения границ доме­нов и вращения их вектора намагни­ченности J_s) не требует значит. полей и энергий. Подвижность доменных границ, способствующая намагничи­ванию, снижается в случае присутствия в материале разл. неоднородностей и напряжений (растёт энергия, необхо­димая для их смещения). Поэтому ферромагнетики, содержащие заметные кол-ва примесей внедрения (С, N, О

и др.), дислокаций и др. дефектов кристаллич. решётки, обладают св-вами М.-м. м. лишь при малых зна­чениях энергии доменных границ (малой энергии анизотропии). Если же энергия доменных границ велика, то материал будет магнитно-мягким, когда его структура имеет мало де­фектов. Получение малодефектных М.-м. м. связано с большими технологич. трудностями.

К М.-м. м. принадлежат ряд спла­вов (напр., перминвары) и нек-рые ферриты с малой энергией магн. кри­сталлич. анизотропии, но с хорошо выраженной одноосной анизотропией, формирующейся при отжиге материа­ла в магн. поле. Нек-рые М.-м. м. (напр., пермендюр) имеют слабую ани­зотропию, но большие значения маг­нитострикции. Важнейшими предста­вителями М.-м. м., применяемых в технике слабых токов, явл. бинарные и легиров. сплавы на основе Fe—Ni (пермаллои), имеющие низкую Н_с~0,01 Э и очень высокие _a (до 10⁵) и _макс (до 10⁶). К этой же группе от­носятся сплавы на основе Fe—Co (напр., пермендюр), к-рые среди М.-м. м. обладают наивысшими точкой Кюри (950—980°С) и значением магн. индукции насыщения B_s, достигаю­щей 2,4•10⁴ Гс (2,4 Тл), а также спла­вы Fe—Аl и Fe—Si—Al. Для работы при частотах до 10⁵ Гц используются сплавы на основе Fe—Со—Ni с пост. магн. проницаемостью, достигаемой термич. обработкой образцов в попе­речном магн. поле, к-рое формирует индуцированную одноосевую анизо­тропию. Постоянство магн. проницае­мости (в пределах 15%) сохраняется при индукциях до 8000 Гс и обеспечи­вается тем, что при намагничивании таких М.-м. м. процесс вращения J_s явл. доминирующим. В области частот 10⁴—10⁸ Гц нашли применение магнитодиэлектрики. В технике слабых то­ков используются смешанные ферриты (напр., соединение из цинкового и никелевого ферритов), а также ферри­ты-гранаты. Для них характерно вы­сокое электрическое сопротивление и практическое отсутствие скин-эффекта. Ферриты-гранаты приме­няются при очень высоких частотах (если невелики диэлектрические по­тери).

К новым видам М.-м. м. относятся т. н. аморфные материалы (металли­ческие стёкла, или метгласы). Неупо­рядоченность расположения атомов, характерная для аморфного состояния, приводит к изотропии магн. св-в ма­териала, что характерно для М.-м. м. (табл.). Для достижения наилучших магн. св-в аморфные сплавы подвер­гают термич. обработке в течение 1 — 1,5 ч в магн. поле или без поля в за­висимости от того, стремятся ли полу­чить прямоугольную петлю гистере­зиса или высокое значение _а. Рабо-

371

ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВАЖНЕЙШИХ МАГНИТНО-МЯГКИХ МАТЕРИАЛОВ

Примечание: _a и _макс — начальная и максимальная магн. проницаемости;  — темп-pa Кюри;  —уд. электрич. сопротив­ление; H_с — коэрцитивная сила; B_s, B_r и B_m — индукция насыщения, индукции остаточная и максимальная в поле 8—10 Э; W — по­тери на гистерезис.

чая темп-pa аморфных М.-м. м.— до 150°С.

К М.-м. м. спец. назначения отно­сятся термомагнитные материалы, служащие для компенсации темпера­турных изменений магн. потоков в магн. системах приборов, а также магнитострикционные материалы, с помощью к-рых эл.-магн. энергия преобразуется в механич. энергию.

• Таблицы физических величин. Справоч­ник, М., 1976; Прецизионные сплавы. Спра­вочник, М., 1974; Займовский А. С., Чудновская Л. А., Магнитные мате­риалы, 3 изд., М.— Л., 1957; Магнитно-мяг­кие материалы, пер. с чеш., М.—Л., 1964.

МАГНИТНО-ТВЁРДЫЕ МАТЕРИА­ЛЫ (магнитно-жёсткие или высоко­коэрцитивные материалы), магнитные материалы (ферро- и ферримагнетики), к-рые намагничиваются до насыщения и перемагничиваются в сравнительно сильных магн. полях, напряжённо­стью в тысячи и десятки тысяч А/м (10²—10³ Э). М.-т. м. характеризуют­ся высокими значениями коэрцитивной силы Н_с, остаточной индукции B_r, магн. энергии (ВН)_макс на участке размагничивания петли гистерезиса (табл.). После намагничивания М.-т. м. остаются магнитами постоянными из-за высоких значений B_r и Н_с. Большая коэрцитивная сила М.-т. м. может быть обусловлена след. причинами: 1) задержкой смещения границ доменов из-за посторонних включений или сильной деформации крист. решётки; 2) выпадением в слабомагн. матрице мелких однодоменных ферромагн. ч-ц, имеющих или сильную крист. анизотропию, или анизотропию формы.

ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВАЖНЕЙШИХ МАГНИТНО-ТВЁРДЫХ МАТЕРИАЛОВ


М.-т. м. классифицируют по разным признакам, напр. по физ. природе коэрцитивной силы, по технологич. признакам. Из М.-т. м. наибольшее значение в технике приобрели: литые и порошковые (очень твёрдые, неде­формируемые) сплавы типа Fe — Аl—Ni—Со; более пластичные (деформи­руемые) сплавы типа Fe—Со—Мо, Fe—Со—V, Pt—Co и ферриты. В ка­честве М.-т. м. используются также соединения редкозем. элементов с Со; магнитопласты и магнитоэласты из порошков сплавов ални и альнико, ферритов со связкой из пластмасс и

резины (см. Магнитодиэлектрики); материалы из порошков Fe, Fe—Со, Mn — Bi, SmCo₅. Высокая коэрци­тивная сила литых и порошковых М.-т. м. (к ним относятся материалы типа альнико, магнико и др.) объясня­ется наличием мелкодисперсных сильномагн. ч-ц вытянутой формы в слабомагн, матрице. Охлаждение в магн. поле приводит к преимуществ. ориен­тации продольных осей этих ч-ц по полю. Повышенными магн. св-вами обладают подобные М.-т. м., пред­ставляющие собой монокристаллы или сплавы, созданные путём направлен­ной кристаллизации. Их максималь­ная магн. энергия (.ВH)_макс достигает 10⁷Гс•Э. Дисперсионно-твердеющие

372

сплавы типа Fe—Со—Mo (комолы) приобретают высококоэрцитивное со­стояние (магн. твёрдость) в результате отпуска после закалки, при к-ром происходит распад тв. р-ра и выделя­ется фаза, богатая молибденом. Спла­вы типа Fe—Со—V (викаллои) для придания им св-в М.-т. м. подвергают холодной пластич. деформации с боль­шим обжатием и последующему отпус­ку. Высококоэрцитивное состояние сплавов типа Pt—Co возникает за счёт появления упорядоченной тетра­гональной фазы с энергией магн. ани­зотропии 5•10⁷ эрг/см³. К М.-т. м. относятся гексаферриты, т. е. фер­риты с гексагональной крист. решёт­кой (напр., BaO•6Fe₂O₃, SrO•6Fe₂O₃). В феррите кобальта CoO•Fe₂O₃ со структурой шпинели после термич. обработки в магн. поле формируется одноосевая анизотропия, что и явл. причиной его высокой коэрцитивной силы.

МАГНИТНЫЕ ВЕСЫ, приборы, дей­ствующие по принципу маятниковых, крутильных или рычажных весов и применяемые для измерения магнит­ной восприимчивости тел (в частности, анизотропии магн. восприимчивости). Восприимчивость магн. материала

восприимчивостью. Одна из конструк­ций рычажный М. в. приведена на рис. Чувствительность М. в. этого типа достигает 10^-8 Н на деление шкалы, относит. погрешность измере­ний ~1%.

• Чечерников В. И., Магнитные из­мерения, 2 изд., М., 1969; Чечурина Е. Н., Приборы для измерения магнитных величин, М., 1969; С е л в у д П., Магнето-химия, пер. с англ., 2 изд., М., 1958; Боро­вик-Романов А. С., Крейнас Н., Магнитные свойства трехвалентных ионов европия и самария, «ЖЭТФ», 1955, т. 29, в. 6(12), с. 790.

МАГНИТНЫЕ ЗЕРКАЛА (магнитные пробки), см. Магнитные ловушки.

МАГНИТНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ, изме­рения хар-к магнитного поля или магн. свойств в-в (материалов). К изме­ряемым хар-кам магн. поля относят­ся: вектор магнитной индукции В, напряжённость магнитного поля Н, поток вектора индукции (магнитный поток), градиент магн. поля и др. Магн. состояние в-ва определяется: намагниченностью J, магнитной вос­приимчивостью , магнитной проницае­мостью , магнитной структурой атомной.

К важнейшим хар-кам наиб. рас­пространённых магн. материалов — ферромагнетиков относятся: кривые индукции В(Н) и намагничивания кривые J(H), коэрцитивная сила, потери энергии на перемагничивание (см. Гистерезис), макс. магн. энергия ед. объёма (или массы), размагничи­вающий фактор (коэфф. размагничи­вания) ферромагн. образца.

Для измерения магн. хар-к приме­няют след. методы: баллистический, магнетометрический, электродинами­ческий, индукционный, пондеромоторный, мостовой, потенциометрический, ваттметрический, калориметри­ческий, нейтронографический и резо­нансный.

Баллистический метод основан на измерении баллистичес­ким гальванометром кол-ва электри­чества Q, переносимого током индук­ции через надетую на образец измерит. катушку с числом витков w при бы­стром изменении сцепленного с ней магн. потока Ф. Изменение магн. пото­ка Ф=QRlw, где R — сопротивление цепи. Баллистич. методом опреде­ляют осн. кривую индукции В(Н), кривую намагничивания J(H), петлю гистерезиса, разл. виды проницае­мости и размагничивающий фактор ферромагн. образцов.

Магнетометрический ме­тод основан на воздействии ис­следуемого намагнич. образца на рас­положенный вблизи него пост. магнит. Распространён действующий по этому принципу астатич. магнитометр. Он состоит из двух одинаковых после­довательно включённых в цепь кату­шек — намагничивающей и компенса­ционной, между к-рыми на подвесе укреплён магн. датчик: система из двух линейных магнитов одинаковых размеров с равными магнитными мо­ментами (астатич. система). Магниты

расположены параллельно друг другу полюсами в разные стороны. Действие магн. полей катушек на астатич. си­стему взаимно скомпенсировано. Обра­зец, помещаемый в намагничивающую катушку, нарушает скомпенсированность полей и вызывает поворот си­стемы магнитов. По углу поворота системы определяют магн. момент об­разца. Далее можно вычислить J, В и H. Т. о., метод даёт возможность найти зависимость В (Н) и J(H), петлю гистерезиса и магн. восприим­чивость. Благодаря высокой чувстви­тельности магнитометрич. метода его применяют для измерений геомагн. поля и для решения ряда метрологич. задач (см. Эталоны магнитных величин).

Иногда для измерения хар-к магн. поля, в частности в пром. условиях, применяется электродинами­ческий метод, при к-ром изме­ряется угол поворота рамки с током, находящейся в магн. поле намагни­ченного образца. Преимущество ме­тода — возможность градуирования шкалы прибора непосредственно в ед. измеряемой величины — в теслах (для В) или в А/м (для Н).

Для исследования ферромагн. в-в в широком интервале значений Н используются индукционный и пондеромоторный методы. Индукцион­ный метод позволяет измерять кривые В(Н), J(H), петлю гистерези­са и разл. виды проницаемости. Он основан на измерении эдс индукции, к-рая возбуждается во вторичной об­мотке, намотанной на образец, при пропускании намагничивающего перем. тока через первичную обмотку. Этот метод может быть также исполь­зован для измерения намагниченно­сти в сильных импульсных магн. по­лях и магн. восприимчивости дна- и парамагн. в-в в радиочастотном диа­пазоне. Этот метод используется, в частности, у индукц. магнитометре, в к-ром исследуемый образец колеблет­ся в магн. поле и при этом возбуж­дает эдс в измерит. катушках.

Пондеромоторный ме­тод состоит в измерении механич. силы, действующей на исследуемый образец в магн. поле. Особенно широко метод применяется при исследовании магн. свойств слабомагн. в-в. На осно­ве этого метода созданы разнообраз­ные установки и приборы для М. и.: маятниковые, крутильные и рычаж­ные магнитные весы, весы с использо­ванием упругого кольца и др. Метод применяется также для измерения магн. восприимчивости жидкостей и газов, намагниченности ферромагне­тиков и магн. анизотропии (см. Анизометр магнитный).

Мостовой и потенциометрический методы в большин­стве случаев применяются для изме­рения в перем. магн. полях в широком

373

диапазоне частот. Они основаны на из­мерении индуктивности L и активного сопротивления R электрич. цепи, в к-рую включают катушку с сердеч­ником — исследуемым ферромагн. об­разцом. Эти методы позволяют опре­делять зависимости В(Н), J(H), составляющие комплексной магнит­ной проницаемости и комплексного магн. сопротивления в перем. полях, потери на перемагничивание.

Абс. методом измерения потерь маг­нитных в ферромагн. материалах (в широком частотном диапазоне) явл. калориметрический ме­тод. Он позволяет измерять потери при любых законах изменения напря­жённости магн. поля и магн. индук­ции и в сложных условиях намагничи­вания. О потерях энергии в образце при его намагничивании перем. магн. полем судят по повышению темп-ры образца и окружающей его среды.

Магн. структуру ферромагн. и антиферромагн. в-в исследуют методами нейтронографии,

Резонансные методы из­мерений включают все виды магнит­ного резонанса — резонансного погло­щения эл.-магн. энергии эл-нами или ядрами в-ва, находящегося в пост. магн. поле. В-во может также резо­нансно поглощать звук. колебания, что позволяет определить природу носителей магнетизма и магн. струк­туру в-ва (см. Акустический пара­магнитный резонанс).

Важную область М. и. составляют измерения хар-к магн. материалов (ферритов, магнитодизлектрикое и др.) в перем. магн. полях частотой от 10 до 200 кГц. Для этой цели приме­няют в осн. ваттметрический, мостовой и резонансный методы. Измеряют обыч­но потери на перемагничивание, коэфф. потерь на гистерезис и вихревые токи, компоненты комплексной магн. проницаемости. Измерения осуществ­ляют при помощи пермеаметра, феррометра и др. устройств, позволяю­щих определять частотные хар-ки магн. материалов. Существуют и др. методы определения магн. хар-к (маг­нитооптический, в импульсном режи­ме перемагничивания, осциллографический, метод вольтметра и ампермет­ра и др.).

Приборы для М. и. классифицируют по их назначению, условиям приме­нения, по принципу действия чувстви­тельного элемента (датчика, или преобразователя). Приборы для измерения напряжённости магн. поля Н, его индукции В, магн. момента и ряда др. магн. характеристик в-ва обычно наз. магнитометрами; из них нек-рые имеют своё наименование: для измерения магн. потока — флюксметры или веберметры; потенциала поля — магнитные потенциалометры; градиента — градиентометры; коэрци­тивной силы — коэрцитиметры и т. д. В соответствии с классифика­цией методов М. и. различают приборы, основанные на явлении эл.-магн. индукции, гальваномагн. явлениях, на силовом (пондеромоторном) дей­ствии поля, на изменении оптич., механич., магн. и др. св-в материалов под действием магн. поля (см., напр., Феррозонд), на специфич. квант. явлениях (напр., квантовый магнито­метр). Единой классификации при­боров для М. и. пока не разработано.

• Электрические измерения. Средства и ме­тоды измерений (Общий курс), под ред. Е. Г. Шрамкова, М., 1972; Магнитные из­мерения, под ред. Е. Т. Чернышева, М., 1969; Чечерников В. И., Магнитные измерения, 2 изд., М., 1969; ГОСТ 12635—67. Методы испытаний в диапазоне частот от 10 кГц до 1 МГц; ГОСТ 12636—67. Ме­тоды испытаний в диапазоне частот от 1 до 200 МГц.

В. И. Чечерников.

МАГНИТНЫЕ ЛИНЗЫ, устройства для создания магн. полей, обладаю­щих определ. симметрией; служат для фокусировки пучков заряж. ч-ц. См. Электронные линзы.

МАГНИТНЫЕ ЛОВУШКИ, конфигу­рации магнитного поля, способные длит. время удерживать заряж. ч-цы внутри определ. объёма пр-ва. М. л. природного происхождения явл. магн. поле Земли; огромное кол-во захва­ченных и удерживаемых им косм. за­ряж. ч-ц высоких энергий (эл-нов и протонов) образует радиац. пояса Земли за пределами её атмосферы. В лаб. условиях М. л. разл. видов исследуют гл. обр. применительно к проблеме удержания плазмы. Совер­шенствование М. л. для плазмы на­правлено на осуществление с их по­мощью управляемого термоядерного синтеза.

Для того чтобы магн. поле стало М. л., оно должно удовлетворять определ. условиям. Известно, что оно действует только на движущиеся заряж. ч-цы. Скорость Ч-цы v в любой точке всегда можно предста­вить в виде геом. суммы двух состав­ляющих: v, перпендикулярной к на­пряжённости Н магн. поля в этой точке, и v║, совпадающей по направ­лению с Н. Сила F воздействия поля на ч-цу, т. н. Лоренца сила, опреде­ляется только v и не зависит от v║.. В СГС системе единиц F по абс. величине равна (e/c)vH. Сила Ло­ренца всегда направлена под прямым углом как к v, так и к v║ и не изме­няет абс. величины скорости ч-цы, однако меняет направление этой ско­рости, искривляя траекторию ч-цы. Наиболее простым явл. движение

ч-цы в однородном магн. поле. Если скорость ч-цы направлена поперёк такого поля (v=v), то её траекто­рией будет окружность радиуса R (рис. 1, а). Сила Лоренца в этом слу­чае играет роль центростремитель­ной силы (равной mv²/R, m — масса ч-цы), что даёт возможность выразить R через v и Н: R=vl_H, где _H=еН/mс. Окружность, по к-рой

движется заряж. ч-ца в однородном магн. поле, наз. ларморовской окружностью, её радиус — ларморовским радиусом (R_Л), а _H — ларморовской частотой. Если скорость ч-цы направлена к полю под углом, отличающимся от прямого, то, кроме v, ч-ца обладает и v║. Ларморовское вращение при этом сохранится, но к нему добавится равномерное движение вдоль магн. поля, так что результи­рующая траектория будет винтовой линией (рис. 1, б).

Рассмотрение даже этого простей­шего случая однородного поля позво­ляет сформулировать одно из требова­ний к М. л.: её размеры должны быть велики по сравнению с R_Л, иначе ч-ца выйдет за пределы ловушки. Удовлет­ворить это условие можно не только увеличением размеров М. л., но и уве­личением напряжённости магн. поля, т. к. R_Л убывает с возрастанием H. При экспериментах в лабораториях идут по второму пути, в то время как в природных условиях чаще возни­кают М. л. с протяжёнными, но срав­нительно слабыми полями (напр., ра­диац. пояса Земли).

Далее, малость R_Л обеспечивает ограничение движения ч-цы в на­правлении поперёк поля, но его необ­ходимо ограничить и в направлении вдоль силовых линий ноля. В зависи­мости от метода ограничения разли­чают два типа М. л.: тороидальные и зеркальные (адиабатические).