Общий курс физики Том 3. Электричество - Сивухин Д.В.
Скачать (прямая ссылка):
С описанными особенностями кривых намагничивания связан удобный практический прием размагничивания ферромагнетика (например, намагниченных часов). Намагниченный ферромагнетик помещают в катушку, по которой пропускают переменный ток. Плавно уменьшая амплитуду тока, подвергают ферромагнетик циклическим перемагничиваниям, в которых описываются все суживающиеся и суживающиеся петли гистерезиса, пока не будет достигнута точка О, где намагничивание равно нулю.
В демонстрационных опытах петлю гистерезиса легко получить иа экране осциллографа. Для этого собирается схема, изображенная на рис. 192, питаемая переменным током. Катушка Л, в которой находится исследуемый образец из длинной проволоки или пучок проволок, помещается в переменное магнитное поле, намагничивающее образец. Напряженность магнитного поля Н пропорциональна току $ в обмотке электромагнита. Поэтому напряжение, подаваемое с сопротивления R на горизонтально отклоняющие пластины осциллографа, пропорционально Н. С другой стороны, напряжение, возникающее на концах катушки А, пропорционально производной dB/dt. Это напряжение подается на вход интегрирующей ячейки CR (действие такой ячейки разъяснено в§ 122). На'конденсаторе
последней возникает напряжение, пропорциональное ^ ~ dt, т. е. В.
Оно подается на вертикально отклоняющие пластины осциллографа. При включении переменного тока на экране осциллографа наблюдается петля гистерезиса. Для исключения влияния краев образца лучше брать замкнутый образец в виде тора и помещать его в тороидальную катушку.
308
МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
[ГЛ. III
5. Благодаря гистерезису намагничивание и перемагничивание ферромагнетиков сопровождается выделением тепла, называемого теплом гистерезиса. Для бесконечно малого квазистатического процесса тепло гистерезиса бQ выражается формулой (73.1). Проинтегрируем ее по одному циклу намагничивания, т. е. вдоль замкнутой петли гистерезиса. Тогда интеграл от dil обратится
в нуль, так как в круговом процессе ферромагнетик возвращается в исходное состояние, а потому внутренняя энергия U принимает первоначальное значение. В результате получится
Q = ^^HdB. (74.1)
Отсюда видно, что тепло гистерезиса, выделяющееся в одном цикле намагничивания, с точностью до множителя 1/(4л) численно равно площади петли гистерезиса.
Подвесим небольшой стальной цилиндр внутри проволочной катушки, питаемой городским переменным током. Цилиндр, испытывая 50 циклов перемагничивания в секунду, сильно нагреется уже через одну-две минуты. Чтобы доказать, что это нагревание обусловлено гистерезисом, а не токами Фуко, подвесим внутри той же катушки медный цилиндр тех же размеров, что и стальной. Электропроводность меди больше, чем у железа, а потому токи Фуко в ней будут сильнее. Между тем при значительном нагревании стального цилиндра медный остается холодным.
6. Третья характерная особенность ферромагнетиков, которую мы здесь отметим, состоит в том, что для всякого ферромагнетика существует определенная температура Т = Тк, называемая темпе-
МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА АТОМОВ
ЗОЭ
ратурой или точкой Кюри, при переходе через которую вещество ферромагнетика претерпевает фазовый переход (второго рода). Вещество является ферромагнетиком только ниже точки Кюри. Выше точки Кюри оно становится парамагнетиком, причем магнитная восприимчивость в окрестности точки Кюри подчиняется закону Кюри — Вейсса
* = Г^. ' (74.2)
где С — постоянная, зависящая от рода вещества.
Для никеля температура Кюри равна 360° (633 К). Возьмем никелевую фольгу, свернутую в трубочку. Подвесим ее вблизи сильного постоянного магнита. Фольга притянется к магниту. Поднесем к фольге зажженную газовую горелку. Когда фольга нагреется-выше точки Кюри, она перестанет притягиваться, отойдет от магнита и выйдет при этом из пламени горелки. Через короткое время фольга остынет и снова притянется к магниту, затем отойдет от него и т. д. Такие маятникообразные колебания никелевой фольги будут продолжаться все время, пока горит горелка.
Дальнейшие особенности ферромагнетизма будут рассмотрены в связи с его теорией (§ 79).
§ 75. Магнитные свойства атомов
I. Переходя к объяснению магнитных свойств материальных сред с атомистической точки зрения, заметим прежде всего, что в последовательно классической теории магнетизм должен отсутствовать. Бор в 1911 г. и независимо от него Ван-Лёвен в 1920 г., пользуясь методами классической статистики, строго доказали следующую теорему. В состоянии термодинамического равновесия система электрически заряженных частиц (электронов, атомных ядер и пр.), помеиірнная в постоянное магнитное поле, не могла бы обладать магнитным моментом, если бы она строго /юдчинялась законам классической физики. Такая система может быть намагничена только в неравновесном состоянии. Если она перейдет в равновесное состояние, то намагничивание исчезнет. Причина этого, грубо говоря, заключается в том, что постоянное магнитное поле, действуя на заряженную частицу с силой, перпендикулярной к скорости, не может изменить кинетическую энергию частицы. Для объяснения магнетизма вещества требуется привлечение квантовых представлений.
