Магнит постоянный магнит сверхпроводящий магнитная анизотропия

374

силовые линии поля будут навиваться на тороидальные поверхности. Ч-цы с малым R_Л будут не очень сильно отклоняться от этих поверхностей. Аналогичные конфигурации можно создать с помощью внеш. обмоток, напр. добавляя к обмотке тора (рис. 2, а) винтовую обмотку с попе­ременно направленными токами. Ещё один способ состоит в скручивании то­ра в фигуру типа восьмёрки (рис. 2, г). Можно также использовать более сложные конфигурации, комбинируя разл. элементы «гофрированных» и винтовых полей.

Зеркальные (адиабатические) М. п. Другой метод удержания ч-ц в М. л. в продольном (по полю) направлении состоит в использовании магнит­ных пробок, или магнит­ных зеркал,— областей, в к-рых напряжённость магн. поля сильно (но плавно) возрастает. Такие области могут отражать налетающие на них вдоль силовых линий заряж. ч-цы.



Рис. 3. Движение за­ряж. ч-цы в «зеркаль­ной» магн. ловушке: при продвижении в область сильного по­ля радиус траектории ч-цы уменьшается. Магн. зеркало, от к-рого отражается ч-ца, находится в «горловой» части конфигурации.
На рис. 3 изображена траектория ч-цы в неоднородном магн. поле, напряжённость к-рого меняется вдоль его силовых линий. Эффект от­ражения обусловлен следующим. В сильном магн. поле, когда ларморовский радиус R_Л значительно меньше характ. длины изменения магн. поля, сохраняется постоянным адиабатический инвариант  квазипериодич. движения — отношение поперечной энергии ч-цы к магн. полю: =mv²/2H — величина, имеющая смысл магн. момента ларморовского кружка. Поскольку —const, при при­ближении заряж. ч-цы к пробке попе­речная компонента скорости v воз-

растает, а т. к. полная энергия заряж. ч-цы при движении в магн. поле не меняется, то при росте v будет умень­шаться v║. В точке, где v║ станет равной нулю, и происходит отражение ч-цы от магн. зеркала. Простейшая адиабатическая М. л. создаётся двумя одинаковыми коаксиальными катуш­ками, в к-рых ток протекает в одина­ковом направлении (рис. 4). Магн. зеркалами в ней явл. области наиб. сильного поля внутри катушек.

М. л. для плазмы. Если заполнять М. л. ч-цами одного вида (напр., эл-нами), то по мере накопления этих ч-ц увеличивается создаваемое ими электрич. поле. Сила электростатич. отталкивания одноимённых зарядов растёт, и эффективность ловушки падает. Поэтому заполнить М. л. с достаточно большой плотностью мож­но только плазмой.

Когда электрич. поле в плазме настолько мало, что можно пренебречь его влиянием на движение ч-ц, меха­низмы их удержания в ловушке не отличаются от рассмотренных приме­нительно к отд. ч-цам. Поэтому в М. л. для плазмы должны быть выпол­нены все сформулированные выше условия. Но, кроме того, к таким М. л. предъявляются дополнит. тре­бования, связанные с необходимостью стабилизации плазменных неустойчиеостей — самопроизвольно возникаю­щих и резко нарастающих отклонений электрич. поля и плотности ч-ц в плаз­ме от их ср. значений. Простейшая не­устойчивость, получившая назв. желобковой, обусловлена диамаг­нетизмом плазмы, вследствие к-рого

плазма выталкивается из областей более сильного магн. поля. Происхо­дит след. процесс: сначала поверхность плазмы становится волнистой — об­разуются длинные желобки, направ­ленные вдоль силовых линий поля (отсюда название неустойчивости), за­тем эти желобки углубляются, и плаз­ма распадается на отд. трубочки, дви­жущиеся к боковым границам объёма, занимаемого М. л. Напр., в простой зеркальной М. л. (рис. 4), в к-рой поле убывает в направлении, перпен­дикулярном общей оси катушки, плаз­ма может быть выброшена в этом направлении. Желобковую неустой­чивость можно стабилизировать с помощью дополнит. проводников с током, устанавливаемых вдоль М. л. по её периферии. При этом напряжён­ность магн. поля достигает минимума либо на оси, либо на нек-ром расстоя­нии от оси М. п., а затем возрастает к периферии. Чтобы добиться оптим. удержания ч-ц в продольном направ­лении, используются т. н. амбиполярные, или многопробочные, ловушки. В тороидальных М. л. можно создать конфигурацию со средним (по силовой линии) минимумом магн. поля. При­мером таких М. л. явл. установки типа токамак. В этих установках стабилизированы не только желобковая, но и многие др. виды неустойчи­вости и достигнуто сравнительно дли­тельное устойчивое удержание высо­котемпературной плазмы (десятки мс при темп-ре в десятки миллионов гра­дусов).

В М. л., наз. стеллараторами, кон­фигурации магн. поля, при к-рых силовые линии навиваются на торои­дальные поверхности (напр., скру­ченные в «восьмёрку», рис. 2, г), в отличие от конфигураций поля в токамаках, создаются только внеш. обмотками. Различные модификации стеллараторов также интенсивно иссле­дуются в целях использования их для удержания горячей плазмы.

Существуют и иные механизмы ста­билизации желобковой неустойчиво­сти. Напр., в радиац. лоясах Земли она стабилизируется за счёт электрич. контакта плазмы с ионосферой: заряж. ч-цы ионосферы могут компенсировать электрич. поля, возникающие в ра­диац. поясах.

• А р ц и м о в и ч Л. А., Элементарная фи­зика плазмы, М., 1969; Роуз Д. Дж., Кларк М., Физика плазмы и управляе­мые термоядерные реакции, пер. с англ., М., 1963.

Б. Б. Кадомцев.

МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ, веще­ства, магн. св-ва к-рых обусловли­вают их широкое применение в элект­ротехнике, автоматике, телемехани­ке, приборостроении (пост. магниты, электромагниты, статоры и роторы электрич. генераторов, датчики, магн. запоминающие устройства и т. д.). Широкое применение М. м. в электро­технике (сначала железа) началось в

375

19 в. С 1900 в электротехнике приме­няются железокремнистые стали, несколько позднее стали применять легко намагничивающиеся в слабых полях сплавы Fe — Ni. Разработ­ке новых М. м. способствовало раз­витие теории ферромагнетизма. В сер. 20 в. появились оксидные М. м.— ферриты, используемые в технике высоких и сверхвысо­ких частот; в 1976 — аморфные М. м. метгласы (металлические стёк­ла) на основе Fe, Co, Ni с добавками аморфизаторов В, Р, С, Si, Ge, редкозем. элементов (РЗЭ). Наиболее высокая индукция насыщения (B_s= 18000 Гс) получена в Fe в соче­тании с В и С, наибольшая коэрцитив­ная сила (H_с=30000 Э) — в Fe₂Dy. Аморфные М. м. стабильны до 300°С.

Физ. св-ва осн. М. м. приведены в ст. Магнитно-мягкие материалы и Магнитно-твёрдые материалы.

• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Займовский А. С., Чудновская Л. А., Магнитные мате­риалы, 3 изд., М.—Л., 1957; Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965.

И. М. Пузей.

МАГНИТНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ, полупроводниковые материалы, в хим. состав к-рых входят переходные или редкозем. элементы. Магн. моменты атомов этих элементов с частично за­полненными d- или f-оболочками при темп-ре T0К, как правило, упорядо­чены. Нек-рые из таких полупроводни­ков, напр. EuO, EuS, CdCr₂Se₄ — фер­ромагнетики, а другие, напр. EuTe, EuSe, NiO — антиферромагнетики. Сильное вз-ствие подвижных носителей заряда с локализов. магн. моментами d- и f-оболочек приводит к ряду особенностей электрич. и оптич. св-в М. п., отсутствующих у немагн. полу­проводников. Так, у ферромагн. ПП при понижении темп-ры наблюдается гигантский (до 0,5 эВ) сдвиг в ДВ сторону края собств. оптич. погло­щения и фотопроводимости. Часто их проводимость а вместо монотонного роста с увеличением Т обнаруживает резкий минимум вблизи точки Кюри Т_с. В определ. интервале концентра­ций донорных дефектов вырожденный ферромагн. ПП (EuO) при повыше­нии Т, а вырожденные антиферромагн. ПП (EuSe, EuTe) при понижении Т обнаруживают в магн. поле фазовый переход в EuO из высокопроводящего состояния в низкопроводящее со скач­ком проводимости ~10¹⁰—10¹⁷. В EuSe и EuTe магн. поле вызывает обратный переход. С другой стороны, носители заряда могут сильно влиять на магн. св-ва М. п., напр, легированием EuO и EuS удаётся вдвое поднять их Т_с, а легированием EuSe перевести его из антиферромагнитного в ферромагн. состояние.

Многие св-ва М. п. объясняются тем, что энергия носителей заряда мини­мальна при ферромагн. упорядочении и повышается при его разрушении. Поэтому, напр., в антиферромагне­тиках возможны специфич. состояния Носителей (ф е р р о н н ы е), когда эл-н проводимости создаёт в кристалле ферромагн. микрообласть и локали­зуется в ней, делая её стабильной. В вырожденных полупроводниках воз­можны коллективные ферронные со­стояния, когда кристалл разбивается на чередующиеся ферро- и антифер­ромагн. области. В каждой ферромагн. области находится много эл-нов, в антиферромагнитных же областях их нет. Св-ва М. п. делают их перспек­тивными для использования в элект­ронике. Уже созданы приборы, ос­нованные на гигантском (до 5•10⁶ град/см) фарадеевском вращении пло­скости поляризации в М. п. (см. Фа­радея эффект).

• Метфессель 3., Маттис Д., Ма­гнитные полупроводники, пер. с англ., М., 1972; Нагаев Э. Л., Физика магнитных полупроводников, М., 1979.

МАГНИТНЫЕ ЭТАЛОНЫ, см. Эта­лоны магнитных величин.

МАГНИТНЫЙ ГИСТЕРЕЗИС, см. в ст. Гистерезис.

МАГНИТНЫЙ ЗАРЯД, вспомогатель­ное понятие, вводимое при расчётах статич. магн. полей (по аналогии с понятием электрич. заряда, создаю­щего электростатич. поле). М. з., в отличие от электрич. зарядов, ре­ально не существует, т. к., согласно классич. теории магнетизма, магн. поле не имеет особых источников, помимо электрич. токов. Гипотеза англ. физика П. Дирака (1931) о существовании в природе М. з.— т. н. магнитных монополей — эксперимен­тально пока не подтверждена, но попытки обнаружить М. з. продол­жаются. Для тел, обладающих на­магниченностью, можно ввести понятия объёмной _m и поверхностной _m плотности М. з. Первая связана с неоднородным распределением намаг­ниченности по объёму тела, вторая — со скачком норм. составляющей на­магниченности на поверхности магнетика. Принято считать, что М. з. располагаются двойными слоями на поверхностях, где происходит скачок норм. составляющей намагниченно­сти, причём элементарные М. з. про­тивоположных знаков связаны в магн. диполи.

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ, основная величина, характеризующая магн. свойства в-ва. Источником магнетиз­ма (М. м.), согласно классич. теории эл.-магн. явлений, явл. макро- и микро(атомные)- электрич. токи. Элем. источником магнетизма считают замк­нутый ток. Из опыта и классич. теории эл.-магн. поля следует, что магн. действия замкнутого тока (контура с током) определены, если известно произведение силы тока i на площадь контура  (M=i/с в СГС системе единиц). Вектор М и есть, по опре­делению, М. м. Его можно записать по аналогии с электрическим дипольным моментом в форме: M=ml, где т — эквивалентный магнитный заряд контура, а l — расстояние между «магн. зарядами» противоположных знаков.

М. м. обладают элем. ч-цы, ат. ядра, электронные оболочки атомов и мо­лекул. М. м. отдельных элем. ч-ц (эл-нов, протонов, нейтронов и др.), как показала квант. механика, обус­ловлен существованием у них собств. механич. момента — спина. М. м. ядер складываются из спиновых М. м. протонов и нейтронов, образующих эти ядра, а также из М. м., связан­ных с их орбит. движением внутри ядра. М. м. ат. ядер на три порядка меньше М. м. эл-нов в атомах, по­этому М. м. атомов и молекул опре­деляется в осн. спиновыми и орби­тальными М. м. эл-нов. Спиновый М. м. эл-на _сп может ориентиро­ваться во внеш. магн. поле так, что возможны только две равные и про­тивоположно направленные проекции _сп на направление вектора напряжённости Н внеш. поля:

где │е│ — абс. значение элем. элект­рич. заряда, m_e — масса покоя эл-на, _Б — магнетон Бора, S^H — проек­ция на H спинового механич. момента. Исследования ат. спектров показали, что _cn фактически равен не _б, а _б(1+0,0116). Это обусловлено действием на эл-н т. н. нулевых колебаний эл.-магн. поля (см. Кван­товая электродинамика).

Орбитальный М. м. эл-на _орб свя­зан с его орбит. механич. моментом

376

Для хар-ки магн. состояния макроскопич. тел вычисляется ср. значение результирующего М. м. всех образующих тело микрочастиц. Отнесённый к ед. объёма тела М. м. наз. намагниченностыо. Для макроскопич. гол, особенно для тел с магнитной структурой атомной (ферро-, ферри- и антиферромагнетиков), вводят по­нятие средних атомных М. м. как ср. значениям, м., приходящегося на один атом (ион) — носитель М. м. Обычно средние атомные М. м. отли­чаются от М. м. изолированных атомов; их значения в _Б оказываются дробными (напр., у Fe, Co и Ni они равны соответственно 2,218; 1,715 и 0,604 _б).

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976; Вонсовский С. В., Магнетизм микрочастиц, М., 1973.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНЫЙ МОНОПОЛЬ. Законы природы обнаруживают большую сте­пень подобия между электрич. и магн. полями. Ур-ния поля, установленные англ. физиком Дж.. Максвеллом, одни :и те же для обоих полей. Имеется, однако, одно большое различие. Ч-цы с электрич. зарядами, положитель­ными и отрицательными, постоянно наблюдаются в природе, они создают в окружающем пр-ве кулоновское электрич. поле. Магнитные же за­ряды, ни положительные, ни отрица­тельные, никогда не наблюдались по отдельности. Магнит всегда имеет два равных по величине полюса на двух своих концах — положительный и от­рицательный, и магн. поле вокруг него есть результирующее поле обоих по­люсов.

Законы классич. электродинамики допускают существование ч-ц с одним магн. полюсом — м а г н и т н ы х м о н о п о л е й и дают для них определ. ур-ния поля и ур-ния движения. Эти :законы не содержат никаких запре­тов, в силу к-рых М. м. не могли бы существовать.

В квант. механике ситуация не­сколько иная. Непротиворечивые ур-ния движения для заряж. ч-цы, движущейся в поле М. м., и для М. м.,

движущегося в поле ч-цы, можно построить только при условии, что электрич. заряд е ч-цы и магн. заряд  М. м. связаны соотношением:

где n — положит. или отрицат. целое число. Это условие возникает вслед­ствие того, что в квант. механике ч-цы представляются волнами и появляются интерференц. эффекты в движении ч-ц одного типа под влиянием ч-ц другого типа. Если М.м. с магн. зарядом  существует, то ф-ла (*) требует, чтобы все заряж. ч-цы в его окрестности имели заряд е, равный целому кратному величины ћc/2. Т. о., электрич. заряды должны быть квантовании. Но именно кратность всех наблюдаемых зарядов заряду эл-на явл. одним из фундам. законов природы. Если бы существовал М. м., этот закон имел бы естеств. объясне­ние. Никакого другого объяснения квантования электрич. заряда не из­вестно. Принимая, что е — заряд эл-на, величина к-рого определяется соотношением е²/ћc=¹/₁₃₇, можно из ф-лы (*) получить наименьший магн. заряд ₀ М. м., определяемый равен­ством: и,20/ћc=¹³⁷/₄. Т. о., ₀ значи­тельно больше е. Отсюда следует, что трек быстро движущегося М. м., напр. в Вильсона камере или в пузырьковой камере, должен очень сильно выде­ляться на фоне треков др. ч-ц. Были предприняты тщат. поиски таких тре­ков, но до сих пор М. м. не были обнаружены.

М. м.— стабильная ч-ца и не может исчезнуть до тех пор, пока не встре­тится с др. монополем, имеющим рав­ный по величине и противоположный по знаку магн. заряд. Если М. м. генерируются высокоэнергичными кос­мическими лучами, непрерывно па­дающими на Землю, то они должны встречаться повсюду на земной по­верхности. Их искали, но также не нашли. Остаётся открытым вопрос, связано ли это с тем, что М. м. очень редко рождаются, или же они вовсе не существуют. П. А. М. Дирак.

О т р е д а к ц и и. Гипотеза о воз­можности существования М. м. — ч-цы, обладающей положит. или отрицат. магн. зарядом, была высказана англ. физиком П. А. М. Дираком (1931), по­этому М. м. наз. также моно­полем Дирака.

• D i r а с Р. А. М., Quantised singularities in the electromagnetic field, «Proceedings of the Royal Society. Ser. A», 1931, v. 133, .№ 821; Д э в о н с С., Поиски магнитного монополя, «УФН», 1965, т. 85, в. 4, с. 755—60 (Допол­нение Б. М. Болотовского, там же, с. 761 — 762); Швингер Ю., Магнитная модель материи, там же, 1971, т. 103, в. 2, с. 355— 365; Монополь Дирака. Сб. статей, пер. с англ., под ред. Б. М. Болотовского и Ю. Д. Усачева, М., 1970.

МАГНИТНЫЙ ПОЛЮС, участок по­верхности намагниченного образца (магнита), на к-ром норм. составля­ющая намагниченности J_n отлична от нуля. Если магнитный поток в образце и окружающем пр-ве изобразить графически при помощи линий ин­дукции (силовых линий) магнитного поля, то М. п. будет соответствовать месту пересечения поверхности об­разца этими линиями (рис.). Обычно участок поверхности, из к-рого вы­ходят силовые линии, наз. север­ным (N) или положительным М. п.,

МАГНИТНЫЙ ПОТЕНЦИАЛОМЕТР, устройство для измерения разности значений потенциала (U_магн) магн. поля между двумя его точками и напряженности магн. поля на поверх­ности намагнич. образца. В кач-ве М. п. применяют феррозонды, пре­образователи, действующие на основе Холла эффекта; магниторезисторные преобразователи (см. Магнетосопротивленив) и др. устройства. Широкое применение в кач-ве М. п. нашли индукц. катушки пост. сечения по длине с бифилярной обмоткой. Концы обмотки присоединяют к измерителю, в кач-ве к-рого при измерениях в пост. магн. полях обычно применяют баллистический гальванометр или микровеберметр, в перем. магн. полях — вольтметр или электронно-лучевой осциллограф. Если такой М. п. нахо­дится в постоянном неоднородном магн. поле, причём его концы рас­полагаются в точках с разными магн. потенциалами, то магн. поток, про­низывающий М. п. (потокосцепление потенциометра), пропорц. разности U_магн между его концами. При уда­лении М. п. из поля, смыкании его концов или выключении поля про­исходит отброс стрелки баллистич. гальванометра, пропорциональный изменению потокосцепления Ф.

377
Измеряемое значение Ф=kU_магн, где k — постоянная М. п. По вели­чине U_магн рассчитывают ср. напря­жённость магн. поля (H_cp) между концами М. п.: H_ср=U_магн/l, где l — расстояние между фиксиров. точ­ками поля.

М. п. на основе индукц. катушек можно измерять разности магн. по­тенциалов, начиная с 10^-3—10^-2 А. Ещё большей чувствительностью об­ладают феррозондовые М. п., позво­ляющие измерять

U_магн~10^-5—10^-6 А.

• Чечерников В. И., Магнитные измерения, 2 изд., М., 1969.

МАГНИТНЫЙ ПОТОК (поток магнит­ной индукции), поток Ф вектора магн. индукции В через к.-л. поверхность. М. п. dФ через малую площадку dS, в пределах к-рой вектор В можно считать неизменным, выражается про­изведением величины площадки и про­екции B_n вектора на нормаль к этой площадке, т. е. dФ=B_ndS. М. п. Ф через конечную поверхность S оп­ределяется интегралом: Ф=∫_SB_ndS.

Для замкнутой поверхности этот ин­теграл равен нулю, что отражает соленоидальный хар-р магнитного поля, т. е. отсутствие в природе магнит­ных зарядов — источников магн. поля (магн. поля создаются электрич. то­ками). Единица М. п. в Международ­ной системе единиц (СИ) — вебер, в СГС системе единиц — максвелл; 1 Вб=10⁸ Мкс.

МАГНИТНЫЙ ПРОБОЙ, см. Про­бой магнитный.

МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС, избират. поглощение в-вом эл.-магн. волн определ. частоты , обусловленное изменением ориентации магн. момен­тов ч-ц в-ва (эл-нов, ат. ядер). Энергетич. уровни ч-цы, обладающей магн. моментом , во внеш. магн. поле Н расщепляются на магн. подуровни, каждому из к-рых соответствует оп­редел. ориентация магн. момента отно­сительно поля Н (см. Зеемана эффект). Эл.-магн. поле резонансной частоты  вызывает квант. переход между магн. подуровнями. Условие резо­нанса: ξ=ћ, где ξ — разность энергий между магн. подуровнями. Если поглощение энергии осуществ­ляется ядрами, то М. р. наз. ядерным магнитным резонансом (ЯМР). М. р., обусловленный магн. моментами не­спаренных эл-нов в парамагнетиках, наз. электронным парамагнитным ре­зонансом (ЭПР). В магнитоупорядоченных в-вах электронный М. р. наз.

ф e p p o м а г н и т н ы м и а н т и ф е р р о м а г н и т н ы м. В обычно применяемых магн. полях ~10³—10⁴ Э частоты ЯМР попадают в диапазон коротких радиоволн (10⁶— 10⁷ Гц), а ЭПР — в диапазон СВЧ (10⁹—10¹⁰ Гц). Спектры М. р. чувст­вительны к различным внутр. полям,

действующим в в-ве, поэтому М. р. применяется для исследования струк­туры твёрдых тел и жидкостей, атом­ной и молекулярной динамики и т. п.

В. А. Ацаркин.

МАГНИТНЫЙ СПЕКТРОМЕТР, при­бор для измерения импульсов заряж. ч-ц по кривизне их траекторий в магн. поле. Если при этом измеряется ско­рость ч-цы, то можно определить её массу, т. е. идентифицировать ч-цу (см. Лоренца сила). М. с. использу­ются для исследований бета-распада (см. Бета-спектрометр), яд. реакций и др. явлений, наблюдаемых при малых энергиях ч-ц. Физ. процессы в этом случае характеризуются малым числом рождающихся ч-ц в каждом акте и сравнительно высокой веро­ятностью. Поэтому соответствующие М. с., как правило, одноканальные приборы с небольшой апертурой, со­держащие на выходе детектор, реги­стрирующий ч-цу с фиксиров. тра­екторией. Энергетич. спектр ч-ц из­меряется последовательным измене­нием магн. поля.

(напр., двухчастичные распады короткоживущих ч-ц) на фоне большого кол-ва др. процессов. М. с. для таких экспериментов — сложные установки, содержащие трековые детекторы с автоматизиров. съёмом информации [искровые камеры (проволочные), про­порциональные камеры, дрейфовые ка­меры] с десятками, сотнями тысяч каналов регистрации ч-ц, сотни сцинтилляционных счётчиков, многочисл. детекторы для идентификации вто­ричных ч-ц {черенковские счётчики (газовые), электронные и мюонные идентификаторы], работающие в ли­нию с ЭВМ. В более простых М. с. в магн. поле расположены оптиче­ские искровые и стримерные камеры. Эти М. с. обладают меньшим быстро­действием.