Реферат: Магазины электрических ве­личин

М
МАГАЗИНЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕ­ЛИЧИН, конструктивно объединён­ные наборы мер пассивных электрич. величин (сопротивления, ёмкости, ин­дуктивности, взаимной индуктивно­сти), позволяющие воспроизводить ди­скретный или непрерывный ряд значе­ний этих величин в определ. диапазо­не. Используются в измерит. практи­ке, особенно при высокоточных изме­рениях методами сравнения (см., напр., Мост измерительный).

Наборы мер, входящих в М. э. в., разделяются на декады. Каждую из декад обычно образуют 9 или 10 мер одинакового номин. значения. Соеди­нение мер в разл. комбинациях при помощи коммутирующего устройства позволяет воспроизводить разл. зна­чения электрич. величины. По виду коммутирующего устройства разли­чают рычажные, штепсельные, вилоч­ные, зажимные М. э. в. Получили рас­пространение цифроаналоговые пре­образователи (ЦАПы), представляющие собой автоматически (дистанцион­но) управляемые М. э. в.

Самая многочисл. группа М. э. в.— магазины сопротивлений для пост. и перем. токов. Пром-стью выпускаются магазины, воспроизводящие сопротив­ления от 0,01 Ом до 1000 ГОм, с час­тотным диапазоном до 70 кГц и осн. относит. погрешностью измерений до 0,01%. Магазины ёмкостей воспроиз­водят ёмкость до 100 мкФ (наимень­шая декада может быть плавно регу­лируемой), частотный диапазон — до 20 кГц, осн. относит. погрешность — до 0,05%.

Магазины индуктивностей воспроиз­водят индуктивность до 100 мГн в час­тотном диапазоне до 10 кГц и обладают осн. относит. погрешностью измерений до 0,05%. Пром-стью выпускаются также магазины взаимных индуктив­ностей.

Техн. требования к М. э. в. стандар­тизованы в ГОСТе 22261—76 (общие требования), ГОСТе 23737—79 (мага­зины сопротивлений), ГОСТе 6746—75

(магазины ёмкостей), ГОСТе 21175—75 (магазины индуктивностей), ГОСТе 20798—75 (магазины взаимных ин­дуктивностей) .

• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмеритель­ным приборам, 2 изд., Л., 1977.

В. П. Кузнецов.

^ МАГИЧЕСКИЕ ЯДРА, ядра, в к-рых число протонов Z или число нейтронов N равно одному из т. н. м а г и ч е с к и х ч и с е л — 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126. Ядра, подобные 20882Pb (Z=82, N=126), в к-рых и Z и N — магиче­ские, наз. дважды магичес­кими. М. я. выделяются среди др. ядер повыш. устойчивостью, большей распространённостью в природе и др. особенностями, напр. наблюдается уменьшение энергии отрыва нуклона от ядра при переходе через магич. число. Так, для ядер с N от 124 до 128 энергия отрыва 82-го протона ~8,5 МэВ, тогда как энергия отрыва 83-го протона лишь ~4,4 МэВ. Суще­ствование М. я. послужило одним из доводов в пользу оболочечной модели ядра, согласно к-рой нуклоны запол-

356


няют систему нейтронных и протон­ных оболочек с определ. числом мест в каждой; магич. числа соответствуют целиком заполненным оболочкам (см. Ядро атомное).

^ Ф. Л. Шапиро.

МАГНЕТИЗМ, 1) особая форма вз-ствия между электрич. токами, меж­ду токами и магнитами (т. е. телами с магнитным моментом) и между маг­нитами; 2) раздел физики, изучаю­щий это взаимодействие и св-ва в-в (магнетиков), в к-рых оно проявляется.

Основные проявления магнетизма. В наиболее общем виде М. можно оп­ределить как особую форму матер. вз-ствий, возникающих между движу­щимися электрически заряж. ч-цами. Передача магн. вз-ствия, реализую­щая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется магнитным полем. Оно представляет собой наряду с электрич. полем одно из проявлений эл.-магн. формы дви­жения материи (см. Электромагнит­ное поле). Между магн. и электрич. полями нет полной симметрии. Источ­никами электрич. поля явл. электрич. заряды, но аналогичных магн. заря­дов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см. Магнитный монополь). Источник магн. поля — движу­щийся электрич. заряд, т. е. электрич. ток. В ат. масштабах для эл-нов и нук­лонов (протонов, нейтронов) имеются два типа мпкроскопич. токов — орби­тальные, связанные с переносом цент­ра тяжести этих ч-ц в атоме, и спино­вые, связанные с их внутр. движением.

Количеств. характеристикой М. час­тиц явл. их орбитальный и спиновый магн. моменты. Поскольку все микро­структурные элементы в-в — элек­троны, протоны и нейтроны — обла­дают магн. моментами, то и любые их комбинации — ат. ядра и электронные оболочки, а также и комбинации их комбинаций, т. е. атомы, молекулы и макроскопич. тела, могут в принципе быть источниками М. Т. о., по сущест­ву все в-ва обладают магн. св-вами.

Известны два осн. эффекта воздейст­вия внеш. магн. поля на в-ва. Во-первых, в соответствии с законом эл.-магн. индукции Фарадея внеш. магн. поле всегда создаёт в в-ве такой индукц. ток, магн. поле к-рого направле­но против нач. поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внеш. полем магн. момент в-ва всегда направлен противоположно внеш. полю (см. Диа­магнетизм). Во-вторых, если атом об­ладает отличным от нуля магн. мо­ментом (спиновым, орбитальным или тем и другим), то внеш. поле будет стремиться ориентировать его вдоль своего направления. В результате воз­никает параллельный полю магн. мо­мент, к-рый наз. парамагнит­ным (см. Парамагнетизм).

Существ. влияние на магн. свойства в-ва могут оказать также внутр. вз-ствия (электрич. и магн. природы) между микрочастицами — носителя­ми магн. момента (атомами и др.).

В нек-рых случаях благодаря этим вз-ствиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в в-ве существовала самопроизвольная (не зависящая от внеш. поля) упорядоченность в ориен­тации магн. моментов ч-ц (ат. магн. порядок). В-ва, в к-рых ат. магн. мо­менты ориентированы параллельно друг другу, наз. ферромагнетиками (см. Ферромагнетизм), соответственно антиферромагнетиками наз. в-ва, в к-рых соседние ат. моменты располо­жены антипараллельно (см. Антифер­ромагнетизм). Кроме таких коллинеарных ферро- и антиферромагнит­ных ат. структур, наблюдаются и неколлинеарные (винтовые, треугольные и др.).

Сложность ат. структуры в-в, по­строенных из огромного числа атомов, приводит к практически неисчерпае­мому разнообразию их магн. св-в. При рассмотрении магн. свойств в-в для них употребляют общий термин «магнетики». Взаимосвязь магн. свойств в-в с их немагн. св-вами (электрич., механич., оптическими и т. д.) позволяет очень часто использовать исследования магн. св-в как источник информации о внутр. структуре микрочастиц и тел макроскопич. размеров. Огромный ди­апазон магн. явлений, простирающий­ся от М. элем. ч-ц до М. косм. тел (Зем­ли, Солнца, звёзд и др.), объясняет глубокий интерес к М. со стороны мн. наук (физики, астрофизики, химии, биологии) и его широкое применение в технике. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи: Солнечный ветер, Земной магнетизм, Магнитосфера, Магнитное поле, Маг­нитная гидродинамика, Магнитная структура атомная, Магнитные ма­териалы, Магнит постоянный и др.

Магнетизм веществ. Макроскопич. описание магн. свойств в-в обычно проводится в рамках теории эл.-магн. поля (см. ^ Максвелла уравнения), тер­модинамики и статистической физи­ки. Одной из осн. макроскопич. хар-к магнетика, определяющих его термодинамич. состояние, явл. вектор на­магниченности J (суммарный магн. момент ед. объёма магнетика). Вектор J — ф-ция напряжённости магн. поля Н. Графически зависимость J(H) изоб­ражается кривой намагни­чивания, имеющей разл. вид у разных магнетиков. В ряде в-в между J и Н существует линейная зависи­мость: J=H, где  — магнитная восприимчивость ед. объёма в-ва (у диамагнетиков <0, у парамагнети­ков >0). У ферромагнетиков J свя­зана с H нелинейно; у них восприим­чивость зависит не только от темп-ры Т и свойств вещества, но и от по­ля H.

Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через по­тенциал термодинамический Ф(Н, Т, р) по ф-ле: J=-(дФ/дН)Т,р (р — давление). В свою очередь, расчёт Ф(Н, Т, р) основан на соотноше­нии Гиббса — Богуславского: Ф= -kTlnZ(H, T,p), где Z(H,Т,р)— статистическая сумма.

Из общих положений классич. статистич. физики следует, что электронные системы не могут обладать термо­динамически устойчивым магн. мо­ментом (Бора — ван-Лёвен теорема), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М. атомов и макроскопич. тел. М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магн. момен­тами их эл-нов, движением эл-нов в оболочках атомов и молекул (т. н. орбитальным М.), спиновым и орбитальным М. нуклонов ядер. В мно­гоэлектронных атомах сложение орби­тальных и спиновых магн. моментов производится по законам пространств. квантования — результирующий магн. момент j определяется полным угло­вым квантовым числом j и равен: j=gj(j(j+1)Б),где gj— Ланде множитель, б — магнетон Бора.

У атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и др.) электронные оболочки маг­нитно нейтральны (их суммарный магн. момент равен нулю). Во внеш. магн. поле инертные газы проявляют диамагн. св-ва. Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и др.) обладает лишь спиновым магн. моментом валентного эл-на, орби­тальный магн. момент этих атомов ра­вен нулю. В результате атомы щелоч­ных металлов парамагнитны. У атомов переходных металлов [Fe, Co, Ni, ред­коземельных металлов (РЗМ) и др.] не достроены d- и f-слои их электрон­ных оболочек. Спиновые и орбиталь­ные магн. моменты эл-нов этих слоев не скомпенсированы, что приводит к существованию у изолированных ато­мов Fe, Co, Ni и РЗМ значит. магн. мо­мента.

Магн. свойства в-в определяются природой ат. носителей М. и хар-ром их вз-ствий. Даже в-во одного и того же хим. состава в зависимости от внеш. условий, а также крист. или фазовой структуры (напр., степени упорядоче­ния атомов в сплавах и т. п.) может об­ладать разл. магн. св-вами. Напр., Fe, Со и Ni в крист. состоянии ниже определ. темп-ры (Кюри точка) обла­дают ферромагн. св-вами, выше точки Кюри они парамагнитны. То же на­блюдается и у антиферромагнетиков, их критич. темп-ру наз. Нееля точкой. У нек-рых РЗМ между ферро- и пара­магнитной температурными областями существует антиферромагн. область.

Количественно вз-ствие между ат. носителями М. в в-ве можно охаракте­ризовать величиной энергии этого вз-ствия вз, рассчитанной на отд. пару частиц — носителей магн. момента. Энергию вз, обусловленную электрич. и магн. вз-ствием ч-ц, можно сопоста­вить с величинами энергий др. ат. вз-ствий: с энергией ч-цы, имеющей

357


магн. момент порядка ~б в нек-ром эффективном магн. поле ^ Hэфф, т. е. с H=БHэфф, и со ср. энергией теп­лового движения ч-цы при нек-рой эффективной критич. темп-ре Тк, т. е. T=kTк (Hэфф и Тк служат мерами энергии вз-ствия ч-ц). При значениях напряжённости внеш. поля Hэфф или при темп-pax Tк будут сильно проявляться магн. свойства в-ва, обус­ловленные внутр. вз-ствиями ат. носителей М. (т. н. «сильный» М. в-в). Наоборот, в областях H>>Hэфф или Т>>Тк будут доминировать внеш. фак­торы — темп-pa или поле, подавляю­щие эффекты внутр. вз-ствия («слабый» М. в-в). Эта классификация формаль­на, т. к. не вскрывает физ. природы Hэфф и Tк. Для полного выяснения природы магн. свойств в-ва необхо­димо знать не только величину энер­гии вз по сравнению с T или H, но также и её физ. происхождение и хар-р магн. момента носителей (орби­тальный или спиновый). Если исклю­чить случай ядерного М., то в. элек­тронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе конден­сированных в-в (жидкости, кристаллы) действуют два типа сил — электриче­ские и магнитные. Мерой электрич. вз-ствия может служить электростатич. энергия эл двух эл-нов, находя­щихся на ат. расстоянии a (a=10-8 см): эл~е2/а=2,57•10-11 эрг. Мерой магн. вз-ствия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магн. мо­ментами б и находящихся на расстоя­нии а, т. е. магн~2Б/a310-15 эрг.

Т. о., эл превосходит энергию магн на три-четыре порядка. В связи с этим сохранение намагниченности ферро­магнетиками (Fe, Co, Ni) до темп-р T~1000К может быть обусловлено только электрич. вз-ствием, т. к. при энергии магн~10-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирую­щее действие магн. сил уже при 1 К. Согласно квант. механике, наряду с кулоновским электростатич. вз-ствием заряж. ч-ц существует также чисто квантовое электростатическое обменное взаимодействие, зависящее от взаим­ной ориентации магн. моментов эл-нов. Эта часть вз-ствия, электростатическая по своей природе, оказывает существ. влияние на магн. состояние электрон­ных систем. В частности, это вз-ствие благоприятствует упорядоченной ори­ентации магн. моментов ат. носителей М. Верхний предел энергии обменного вз-ствия об~10-13 эрг.

Значение об>0 соответствует па­раллельной ориентации ат. магн. мо­ментов, т. е. самопроизвольной (спон­танной) намагниченности ферромагне­тиков. При об<0 имеет место тенден­ция к антипараллельной ориентации соседних магн. моментов, характер­ной для ат. магн. структуры антифер­ромагнетиков. В кристаллах сплавов

и соединении возможно т. н. смешан­ное обменное вз-ствие, когда между разл. узлами крист. решётки знаки об противоположны. Изложенное поз­воляет провести следующую физ. клас­сификацию магн. свойств в-в.

^ I. Магнетизм слабо взаимодействую­щих частиц (вз<<БH или вз<
Преобладание диамаг­нетизма. К в-вам с диамагн. св-вами относятся: а) все инертные газы, а также газы, атомы или молеку­лы к-рых не имеют собственного ре­зультирующего магн. момента. Их магн. восприимчивость отрицательна и очень мала по абс. величине [моляр­ная восприимчивость  порядка —(10-7—10-5)]; от темп-ры она прак­тически не зависит; б) органич. соеди­нения с неполярной связью, в к-рых молекулы или радикалы либо не имеют магн. момента, либо парамагн. эф­фект в них подавлен диамагнитным; у этих соединений  порядка —106 и также практически не зависит от темп-ры, но обладает заметной анизотропи­ей (см. Магнитная анизотропия); в) жидкие и крист. в-ва: нек-рые металлы (Zn, Au, Hg и др.); р-ры, сплавы и хим. соединения (напр., га­логены) с преобладанием диамагне­тизма ионных остовов (ионы, подоб­ные атомам инертных газов, Li+ , Ве2+ , Аl3+, Сl- и т. п.). М. этой груп­пы в-в похож на М. «классич.» диамагн. газов.

Преобладание парамаг­нетизма характерно: а) для свободных атомов, ионов и молекул, обладающих результирующим магн. моментом. Парамагнитны газы O2, NO, пары щелочных и переходных ме­таллов. Восприимчивость их ~10-3—10-5 и при не очень низких темп-рах и не очень сильных магн. полях (БH/kT<<1) не зависит от поля H, но существенно зависит от темп-ры — для  имеет место Кюри закон: =C/T, где С — постоянная Кюри; б) для ионов переходных элементов в жидкой фазе, а также в кристаллах при усло­вии, что магнитно-активные ионы сла­бо взаимодействуют друг с другом и их ближайшее окружение в конденсиров. фазе слабо влияет на их парамаг­нетизм. При условии БH/kT<<1 их восприимчивость  не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса закон: =С'/(Т-), где С' и  — константы в-ва; в) для ферро- и антиферромагн. в-в выше точки Кюри .

^ II. Магнетизм электронов проводи­мости в металлах и полупроводниках.

Парамагнетизм электро­нов проводимости (спино­вый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li, К, Na и др.), щёлочно­земельных (Са, Cr, Ba, Ra) и переход­ных металлов (элементов с недостроен­ными 3d-, 4d- и 5d-оболочками, кроме Fe, Ni, Co и Mn, Cr). Восприимчивость их мала (~10-5), не зависит от поля и слабо меняется с темп-рой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и др.) этот пара-

магнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов.

Диамагнетизм электро­нов проводимости в ме­таллах (Ландау диамагнетизм) присущ всем металлам, но в большин­стве случаев его маскирует либо более сильный спиновый электронный пара­магнетизм, либо диа- или парамагне­тизм ионных остовов.

Пара- и диамагнетизм электронов проводимо­сти в полупроводниках. По сравнению с металлами в ПП мало эл-нов проводимости, но число их растёт с повышением темп-ры;  в этом случае также зависит от Т.

М.сверхпроводников об­условлен электрич. токами, текущими в тонком поверхностном слое толщи­ной ~10-5 см. Эти токи экранируют толщу сверхпроводника от внеш. магн. полей, поэтому в массивном сверхпро­воднике при Tк магн. поле равно нулю (Мейснера эффект).

^ III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (вз>>БH или вз>>kT).

Ферромагнетизм имеет ме­сто в в-вах с положительной обменной энергией (об>0): в кристаллах Fe, Со, Ni, ряде РЗМ (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb), в сплавах и соединениях с участием этих элементов, а также в сплавах Cr, Mn и в соединениях U. Для ферромагнетизма характерна са­мопроизвольная намагниченность при темп-pax T<, при T> ферромаг­нетики переходят либо в парамагнит­ное, либо в антиферромагн. состояние (последнее наблюдается, напр., в нек-рых РЗМ). Однако из опыта известно, что в отсутствии внеш. поля ферромагн. тела не обладают результирую­щей намагниченностью (если исклю­чить вторичное явление остаточной намагниченности). Это объясняется тем, что при H=0 ферромагнетик раз­бивается на большое число микроскопич. областей самопроизвольного на­магничивания — доменов. Векторы на­магниченности отд. доменов ориенти­рованы так, что суммарная намагни­ченность ферромагнетика равна нулю. Во внеш. поле доменная структура изменяется, ферромагн. образец при­обретает результирующую намагни­ченность (см. Намагничивание).

Антиферромагнетизм имеет место в в-вах с отрицательной обменной энергией (об<0): в кри­сталлах Cr и Mn, ряде РЗМ (Се, Pr, Nd, Sm, Eu), а также в многочисл. сое­динениях и сплавах с участием эле­ментов переходных групп.

Крист. решётка этих в-в разбивается на т. н. подрешётки магнитные, век­торы самопроизвольной намагничен­ности Jki к-рых либо антипараллельны (коллинеарная антиферромагн. связь), либо направлены друг к другу под углами, отличными от 0 и 180° (неколлинеарная связь, см. Магнитная структура атомная). Если суммар­ный момент всех магн. подрешёток в

358


антиферромагнетике равен нулю, то имеет место скомпенсиров. антиферро­магнетизм; если же имеется отличная от нуля разностная самопроизвольная намагниченность, то наблюдается нескомпенсиров. антиферромагнетизм, или ферримагнетизм, к-рый реализу­ется гл. обр. в кристаллах окислов металлов с крист. решёткой типа шпи­нели, граната, перовскита и др. мине­ралов (их наз. ферритами). Эти в-ва по электрич. св-вам — ПП и диэлект­рики, по магн. св-вам они похожи на обычные ферромагнетики. При нару­шении компенсации магн. моментов в антиферромагнетиках из-за слабого вз-ствия между ат. носителями М. в ряде случаев возникает очень малая самопроизвольная намагниченность в-в (~0,1% от обычных значений для ферро- и ферримагнетиков), к-рые наз. слабыми ферромагнетиками (напр., гематит -Fe2O3, карбонаты ряда металлов, ортоферриты; см. Слабый ферромагнетизм). Существует разли­чие в хар-ре ат. носителей магн.. мо­мента в ферро- и антиферромагнитных d- и f-металлах, металлич. сплавах и соединениях и непроводящих кри­сталлах. В d-металлах и сплавах осн. носителями ат. магн. момента явл. эл-ны бывшего недостроенного d-слоя взолиров. атомов. Обусловленный ими ферро- или антиферромагнетизм свя­зан с проявлением обменного вз-ствия в системе коллективизированных d-электронов.

В 4 f-металлах и диэлектрич. кри­сталлах упорядоченные ат. магн. структуры образованы магн. момен­тами, локализованными вблизи узлов крист. решётки, занятых магнитно-активными ионами.

Существует также упорядоченный М. в аморфных тв. телах (в переох­лаждённых жидкостях, т. н. металли­ческих стёклах), обладающих рядом специфич. св-в, отличных от магн. св-в крист. магнетиков.

Большой интерес представляют так­же в-ва, названные спиновыми стёк­лами, в к-рых имеется ат. упорядоче­ние, но отсутствует упорядочение ло­кализованных атомных спиновых или орбитальных магн. моментов.

Магн. состояние ферро- или анти­ферромагнетика во внеш. магн. поле ^ Н определяется, помимо величины поля, ещё и предшествующими состояниями магнетика (магн. предысторией образ­ца). Это явление наз. гистерезисом. Магн. гистерезис проявляется в неод­нозначности зависимости J от Н (в наличии петли гистерезиса). Благода­ря гистерезису для размагничивания образца оказывается недостаточным устранить внеш. поле, при H=0 об­разец сохранит остаточную намагни­ченность Jr. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магн. поле Нс, к-рое наз. коэрцитив­ной силой. В зависимости от значения Нс различают магнитно-мягкие мате­риалы (Hс<800 А/м или 10 Э) и маг­нитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (Hс>4 кА/м или 50 Э). Jr и Нс зависят от темп-ры и, как пра­вило, убывают с её повышением, стре­мясь к нулю с приближением Т к 0.

^ Научные и технические проблемы магнетизма. Осн. науч. проблемами совр. учения о М. являются: 1) выяс­нение природы обменного вз-ствия и вз-ствий, обусловливающих анизотро­пию в разл. типах магнитоупорядоченных кристаллов; объяснение спектров элем. магн. возбуждений (магнонов) и механизмов их вз-ствия между со­бой, а также с фононами, эл-нами проводимости и др.; 2) создание тео­рии перехода из парамагнитного в ферромагн. состояние. Исследование М. в-в применяется как средство изу­чения хим. связей и структуры моле­кул (магнетохимия). Изучение диа- и парамагн. св-в газов, жидкостей, р-ров, соединений в тв. фазе позволяет разобраться в деталях физ. и хим. процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магн. динамич. хар-к (магнитного резонанса и релаксац. процессов) помогает понять кинетику многих физ. и физ.-хим. процессов в разл. в-вах. Интенсивно развивается магнитобиология.

К важнейшим проблемам М. косм. тел относятся: выяснение происхож­дения магн. полей Земли, планет, Солнца, звёзд (в частности, пульса­ров), внегалактич. радиоисточников (радиогалактик, квазаров и др.), а также роли магн. полей в косм. пр-ве.

Проблемы техн. применения М. вхо­дят в число важнейших проблем элек­тротехники, радиотехники, электро­ники, приборостроения и вычислит. техники, навигации, автоматики и те­лемеханики. В технике широкое при­менение нашли магн. дефектоскопия и магн. методы контроля. Магнитные материалы идут на изготовление магнитопроводов генераторов, моторов, трансформаторов, реле, магн. усили­телей, элементов магн. памяти, стре­лок компасов, лент магн. записи и т. д.

^ Историческая справка. Первые пись­менные свидетельства о М. (Китай) имеют более чем двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о при­менении естеств. пост. магнитов в кач-ве компасов. В работах древнегреч. и римских учёных есть упомина­ние о притяжении и отталкивании магнитов и о намагничивании в при­сутствии магнита железных опилок (напр., у рим. поэта и философа-мате­риалиста Лукреция в поэме «О при­роде вещей», 1 в. до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться магн. компас (с 12 в.), были предприняты попытки эксперим. изучения св-в магнитов разной формы (франц. учёный Пьер де Марикур, 1269). Результаты исследований М. в эпоху Возрождения были обобщены в труде англ. физика У. Гильберта «О магните, магнитных телах и о боль­шом магните — Земле» (1600). Гиль­берт показал, в частности, что Земля — магн. диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноимён­ных полюсов магнита. Далее учение о М. развивалось в работах франц. учёного Р. Декарта, рус. учёного Ф. Эпинуса и франц. физика Ш. Куло­на. Декарт был автором первой под­робной метафиз. теории М. и геомаг­нетизма («Начала философии», ч. 4, 1644); он исходил из существования особой магн. субстанции, обусловли­вающей своим присутствием и движе­нием М. тел.

В трактате «Опыт теории электри­чества и магнетизма» (1759) Эпинус подчеркнул аналогию между электрич. и магн. явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—89), имеет определённое количеств. выражение: вз-ствие точечных магн. полюсов под­чиняется тому же закону, что и вз-ст­вие точечных электрич. зарядов (Ку­лона закон). В 1820 дат. физик X. Эр­стед открыл магн. поле электрич. тока. В том же году франц. физик А. Ампер установил законы магн. вз-ствия токов, эквивалентность магн. св-в кругового тока и тонкого плоско­го магнита; М. он объяснял существо­ванием мол. токов. В 30-х гг. 19 в. нем. учёные К. Гаусс и В. Вебер раз­вили матем. теорию геомагнетизма и разработали методы магн. измерений.

Новый этап в изучении М. начи­нается с работ англ. физика М. Фара­дея, к-рый дал последоват. трактовку явлений М. на основе представлений о реальности эл.-магн. поля. Ряд важнейших открытий в области элек­тромагнетизма (эл.-магн. индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э. X. Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых эл.-магн. явлений в трудах англ. физика Дж. К. Максвелла (1872), систематич. изучение св-в фер­ромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; франц. физик П. Кюри, 1895, и др.) заложили осно­вы совр. макроскопич. теории М.

Изучение М. на микроскопич. уров­не стало возможно после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классич. электронной тео­рии голл. физика X. А. Лоренца франц. учёный П. Ланжевен в 1905 построил теорию диамагнетизма, а также квазиклассич. теорию парамаг­нетизма. В 1892 рус. учёный Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс (Франция) вы­сказали идею о существовании внутр. мол. поля, обусловливающего св-ва ферромагнетиков. Открытие электрон­ного спина и его М. (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, США, 1925), созда­ние квант. механики привели к раз­витию квант. теории диа-, пара- и фер­ромагнетизма. На основе квантовомеханич. представлений (пространств. квантования) франц. физик Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намаг­ниченности парамагнетиков от внеш. магн. поля и темп-ры. Нем. физик Ф. Хунд в 1927 провёл сравнение экс-

359


перим. и теор. значений эфф. магн. моментов ионов в разл. парамагн. солях, что привело к выяснению влия­ния электрич. полей парамагн. кри­сталла на «замораживание» орбит. моментов ионов. Исследования этого явления позволили установить, что намагниченность кристалла опреде­ляется почти исключительно спиновы­ми моментами (У. Пенни и Р. Шлапп; Дж. ВанФлек, США, 1932). В 30-х гг. была построена квантовомеханич. тео­рия магн. св-в свободных эл-нов (пара­магнетизм Паули, 1927; Ландау диа­магнетизм, 1930). Существ. значение для дальнейшего развития теории пара­магнетизма имело предсказанное Я. Г. Дорфманом (1923) и затем открытое Е. К. Завойским (1944) явление элек­тронного парамагнитного резонанса (ЭПР).

Созданию квант. теории ферромаг­нетизма предшествовали работы нем. физика Э. Изинга (1925, двухмерная модель ферромагнетиков), Я. Г. Дорфмана (1927, им была доказана немагн. природа мол. поля), нем. физика В. Гейзенберга (1926, квантовомеханич. расчёт атома гелия), нем. физиков В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, рас­чёт молекулы водорода). В двух по­следних работах был использован от­крытый в квант. механике эффект об­менного взаимодействия эл-нов (П. Ди­рак, Великобритания, 1926) в оболоч­ке атомов и молекул и установлена его связь с магн. св-вами электронных систем, подчиняющихся Ферми — Ди­рака статистике (Паули принцип). Квант. теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизиров. модель) и Гейзенберга (1928, модель локализов. спинов). Рассмотрение ферромагнетиз­ма как квантового кооперативного явления (амер. физики Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых волн. В 1932—33 франц. фи­зик Л. Неель и Л. Д. Ландау пред­сказали существование антиферромагнетизма. Изучение новых классов магн. в-в — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу М. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхожде­нии энергии магн. анизотропии, по­строена теория доменной структуры и освоены методы её эксперим. изуче­ния.

Развитию теории М. в значит. мере способствовало создание новых экс­перим. методов исследования в-в. Нейтронографич. методы позволили оп­ределить типы ат. магн. структур. Ферромагнитный резонанс, первона­чально открытый и исследованный в работах В. К. Аркадьева (1913), а затем Дж. Гриффитса (США, 1946), и антиферромагнитный резонанс (К. Гортер и др., 1951) позволили начать эксперим. исследования процессов магн. релаксации, а также дали независимый метод определения эфф. по­лей анизотропии в ферро- и антиферро­магнетиках. Физ. методы исследова­ний, основанные на явлении ядерного магнитного резонанса (Э. Пёрселл и др., США, 1946) и Мёссбауэра эффек­те (1958), значительно углубили зна­ния о распределении спиновой плотно­сти в в-ве, особенно в металлич. ферромагнетиках. Наблюдение рас­сеяния нейтронов и света позволили для ряда в-в определить спектры спи­новых волн. Параллельно с эксперим. работами развивались и разл. аспекты теории М.: магн. симметрии кристал­лов, ферромагнетизма коллективизи­рованных эл-нов, фазовых переходов II рода и критических явлений, а также модели одномерных и двухмерных фер­ро- и антиферромагнетиков.

Успехи в изучении природы магн. явлений позволили осуществить син­тез новых перспективных магн. мате­риалов: ферритов для ВЧ и СВЧ уст­ройств, высококоэрцитивных соеди­нений типа SmCo5 (см. Магнит по­стоянный), прозрачных ферромагне­тиков, аморфных магнетиков (в т. ч. спиновых стёкол, в к-рых наблюдает­ся беспорядочное распределение ори­ентации ат. магн. моментов по узлам крист. решётки), ферро- и антиферро-магн. аморфных материалов (т. н. ме­таллических стёкол, или метглассов) и др.

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976; Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Электродинамика спло­шных сред, М., 1959; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; К и т т е л ь Ч., Введение в физику твердого тела, пер. с англ., М., 1978; Уайт Р.-М., Квантовая теория магнетизма, пер. с англ., М., 1972; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; М а т т и с Д., Теория магнетизма. Введение в изучение кооперативных явлений, пер. с англ., М., 1967.

^ С. В. Вонсовский.

МАГНЕТИК, термин, применяемый ко всем в-вам при рассмотрении их магн. св-в. Разнообразие типов М. обусловлено различием магн. св-в микрочастиц, образующих в-во, а так­же хар-ра вз-ствия между ними. М. классифицируют по величине и знаку их магнитной восприимчивости к (в-ва с <0 наз. диамагнетиками, с >0 — парамагнетиками, с >>1 — ферро­магнетиками). Более глубокая физ. классификация М. основана на рас­смотрении природы микрочастиц, об­ладающих магн. моментами, их вз-ст­вия, магнитной структуры атомной в-ва, а также влияния на М. внеш. факторов (см. Магнетизм).

^ МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФ­ФЕКТ, изменение темп-ры магнетика при адиабатич. изменении напряжён­ности магн. поля Н, в к-ром находит­ся магнетик. С изменением поля на dН совершается работа намагничивания А=JdH (J— намагниченность). По первому началу термодинамики А=Q-dU, где Q — сообщённое магнетику кол-во теплоты (в условиях адиабатичности оно равно нулю), dU — изменение внутренней энергии магнетика. Т. о., при Q=Q работа совершается лишь за счёт изменения внутр. энергии (A =-dU), что приводит к изменению темп-ры магнетика, если его внутр. энергия зависит от темп-ры Т. В пара- и ферромагнети­ках с ростом Н намагниченность J уве­личивается, т. е. растёт число атомных магн. моментов (спиновых или орби­тальных), параллельных Н. В резуль­тате энергия пара- и ферромагнетиков по отношению к полю и их внутр. энергия обменного взаимодействия уменьшаются. С другой стороны, внутр. энергия пара- и ферромагнети­ков увеличивается с увеличением Т. Поэтому на основании Лв Шателье— Брауна принципа при намагничивании должно происходить нагревание пара- и ферромагнетиков. Для ферромагне­тиков этот эффект максимален вблизи точки Кюри, для парамагнетиков М. э. растёт с понижением темп-ры. При ади­абатич. уменьшении поля происходит частичное или полное (при выключе­нии поля) разрушение упорядоченной ориентации моментов за счёт внутр. энергии, что приводит к охлаждению магнетика (см. Магнитное охлажде­ние).

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

^ С. В. Вонсовский.

0>800>0>МАГНЕТОН, единица магнитного мо­мента, принятая в ат. и яд. физике, физике тв. тела, элем. ч-ц и т. д. Магн. момент ат. систем, обусловленный в осн. орбитальным движением и спином эл-нов, измеряется в магнето­нах Бора:



(е — абс. величина электрич. заряда, m — масса эл-на). В яд. физике магн. моменты измеряются в ядерных магнетонах, отличающихся от (б заменой массы эл-на m на массу протона М:

я=eћ/2Mc5,051•10-24 эрг/Гс. (2)

Физ. смысл величины б легко по­нять из полуклассич. рассмотрения движения эл-на по круговой орбите радиуса r со скоростью v. Такая сис­тема аналогична витку с током, сила I к-рого равна заряду, делённому на период вращения: I=ev/2r. Согласно классич. электродинамике, магнит­ный момент витка с током, охваты­вающего площадь S, равен в СГС сис­теме единиц (Гауссовой): = IS/с=evr/2c, или =еМlz/2mс, где Mlz=mvr — орбит. момент кол-ва дви­жения эл-на. Если учесть, что в квант. механике проекция орбит. момента mlz кратна постоянной Планка, Mlz=│ml│ћ, где ml=0, ±1, ±2, ... , то получится выражение:



Т. о., магн. момент эл-на, находяще­гося в состоянии с проекцией орби­тального момента mlz, кратен магне­тону Бора, к-рый в данном случае иг­рает роль элем. магн. момента — «кванта» магн. момента эл-на.

360


Помимо орбит. момента кол-ва дви­жения, эл-н обладает собств. механич. моментом — спином s, проекция к-рого |ms| = 1/2 (в единицах ћ). Спи­новый магн. момент s=2Б|,ms|, т. е. в 2 раза больше величины, к-рую сле­довало ожидать на основании ф-лы (3), но т. к. |ms|=1/2, то s эл-на так­же равен магнетону Бора: s=б. Этот факт непосредственно вытекает из релятив. квант. теории эл-на, в ос­нове к-рой лежит Дирака уравнение.

Ядерный М. имеет аналогичный смысл: это магн. момент, создаваемый движением протона с проекцией орбит. момента |mlz|=1. Однако собств. магн. моменты яд. ч-ц — протона и нейтрона, обладающих, как и эл-н, спином 1/2, значительно отличаются от тех значений, к-рые они должны бы иметь по теории Дирака. Аномальные магн. моменты этих ч-ц, а также др. адронов обусловлены их сильным вза­имодействием.

^ Д. В. Гольцов.

МАГНЕТОСОПРОТИВЛЕНИЕ, отно­сительное изменение уд. электрич. сопротивления  проводника в магн. поле Н к его уд. сопротивлению 0 в отсутствии поля. Различают попереч­ное М. /0=(-0)/0 и продольное

║/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).

^ А. С. Боровик-Романов.

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 пре