Ферромагнетики и их свойства

Помимо рассмотренных двух классов ве­ществ — диа- и парамагнетиков, называе­мых слабомагнитными веществами,су­ществуют еще сильномагнитные вещест­ва — ферромагнетики— вещества, обла­дающие спонтанной намагниченностью, т. е. они намагничены даже при отсутствии внешнего магнитного поля. К ферромагне­тикам кроме основного их представите­ля — железа (от него и идет название «ферромагнетизм») — относятся, напри­мер, кобальт, никель, гадолиний, их спла­вы и соединения. Ферромагнетики помимо способности сильно намагничиваться обладают еще и другими свойствами, существенно отли­чающими их от диа- и парамагнетиков. Если для слабомагнитных веществ зависи­мость J от Н линейна (см. (133.6) и рис. 192), то для ферромагнетиков эта зависимость, впервые изученная в 1878 г. методом баллистического галь­ванометра для железа русским физиком А. Г. Столетовым (1839—1896), является довольно сложной. По мере возрастания Н намагниченность J сначала растет быст­ро, затем медленнее и, наконец, достигает­ся так называемое магнитное насыщениеJ_нас, уже не зависящее от напряженности поля. Подобный характер зависимости J от H можно объяснить тем, что по мере увеличения намагничивающего поля уве­личивается степень ориентации молеку­лярных магнитных моментов по полю, од­нако этот процесс начнет замедляться, когда остается все меньше и меньше нео­риентированных моментов, и, наконец, когда все моменты будут ориентированы по полю, дальнейшее увеличение J пре­кращается и наступает магнитное насы­щение. Магнитная индукция В=m₀(H+J) (см. (133.4)) в слабых полях растет быст­ро с ростом Н вследствие увеличения J, а в сильных полях, поскольку второе сла­гаемое постоянно (J=J_нас), В растет с увеличением Н по линейному закону (рис. 193). Существенная особенность ферромаг­нетиков — не только большие значения m (например, для железа — 5000, для спла­ва супермаллоя — 800 000!), но и зависи­мость m от Н (рис. 194). Вначале m растет с увеличением Н, затем, достигая макси­мума, начинает уменьшаться, стремясь в случае сильных полей к 1 (m=В/(m₀Н)=1+J/Н, поэтому при J=J_нас=const с ростом Н отношение J/H->0, а m.->1). Характерная особенность ферромагне­тиков состоит также в том, что для них зависимость J от H (а следовательно, и В от Н) определяется предысторией на­магничения ферромагнетика. Это явле­ние получило название магнитного гисте­резиса.Если намагнитить ферромагнетик до насыщения (точка 1, рис. 195), а за­тем начать уменьшать напряженность Н намагничивающего поля, то, как по­казывает опыт, уменьшение J описывает­ся кривой 1—2, лежащей выше кривой 1—0. При H=0 J отличается от нуля, т. е. в ферромагнетике наблюдается оста­точное намагничениеJ_oc. С наличием оста­точного намагничения связано существо­вание постоянных магнитов.Намагничение обращается в нуль под действием поля Н_C, имеющего направление, противо­положное полю, вызвавшему намагниче­ние.

Напряженность H_C называется ко­эрцитивной силой.

При дальнейшем увеличении проти­воположного поля ферромагнетик перемагничивается (кривая 3—4), и при H=-H_нас достигается насыщение (точ­ка 4). Затем ферромагнетик можно опять размагнитить (кривая 4—5—6) и вновь перемагнитить до насыщения (кривая 6-1). Таким образом, при действии на фер­ромагнетик переменного магнитного поля намагниченность J изменяется в соответ­ствии с кривой 1—2—3—4—5—6—1, кото­рая называется петлей гистерезиса(от греч. «запаздывание»). Гистерезис приво­дит к тому, что намагничение ферромагне­тика не является однозначной функцией H, т. е. одному и тому же значению H со­ответствует несколько значений J. Различные ферромагнетики дают раз­ные гистерезисные петли. Ферромагнетикис малой (в пределах от нескольких тысяч­ных до 1—2 А/см) коэрцитивной силой H_C (с узкой петлей гистерезиса) называ­ются мягкими,с большой (от нескольких десятков до нескольких тысяч ампер на сантиметр) коэрцитивной силой (с широ­кой петлей гистерезиса) — жесткими.Ве­личины H_C, J_ос и m_max определяют применимость ферромагнетиков для тех или иных практических целей. Так, жесткие ферромагнетики (например, углеродистые и вольфрамовые стали) применяются для изготовления постоянных магнитов, а мяг­кие (например, мягкое железо, сплав же­леза с никелем) —для изготовления сер­дечников трансформаторов. Ферромагнетики обладают еще одной существенной особенностью: для каждого ферромагнетика имеется определенная температура, называемая точкой Кюри,при которой он теряет свои магнитные свойства. При нагревании образца выше точки Кюри ферромагнетик превращается в обычный парамагнетик. Переход вещест­ва из ферромагнитного состояния в пара­магнитное, происходящий в точке Кюри, не сопровождается поглощением или выделением теплоты, т. е. в точке Кюри про­исходит фазовый переход II рода (см. §75).

Наконец, процесс намагничения фер­ромагнетиков сопровождается изменени­ем его линейных размеров и объема. Это явление получило название магнитострик­ции.Величина и знак эффекта зависят от напряженности Я намагничивающего по­ля, от природы ферромагнетика и ориента­ции кристаллографических осей по отно­шению к полю.

№ 8. Модель атома Томсона. Опыты Резерфорда по рассеянию альфа-частиц. Ядерная модель атома. Постулаты Бора. Атом водорода по Бору. Сериальная формула.§ 208. Модели атома Томсона и Резарфорда Большую роль в развитии атомистической теории сыграл Д. И. Менделеев, раз работавший в 1869 г. Периодическую систему элементов, в которой впервые на научной основе был поставлен вопрос о единой природе атомов. Во второй половине XIX в. экспериментально было доказано, что электрон является одной из основных составных, частей любого вещества. Эти выводы, а также многочисленные экспериментальные данные привели к тому, что в начале XX в. серьезно встал вопрос о строении атома.Первая попытка создания на основе накопленных экспериментальных данных модели атома принадлежит Дж. Дж. Томсону (1903). Согласно этой модели, атом представляет собой непрерывно заряженный положительным зарядом шар радиусом порядка 10^-10 м, внутри которого около своих положений равновесия колеблются электроны; суммарный отрицательный заряд электронов равен положительному заряду шара, поэтому атом в целом нейтрален. Через несколько лет было доказано, что представление о непрерывно распределенном внутри атома положительном заряде ошибочно. В развитии представлений о строении атома велико значение опытов английского физика Э. Резерфорда (1871-1937) по рассеянию ос-частиц в веществе. Альфа-частицы возникают при радиоактивных превращениях; они являются положительно заряженными частицами с зарядом 2е и массой, примерно в 7300 раз большей массы электрона. Пучки -частиц обладают высокой монохроматичностью (для данного превращения имеют практически одну и ту же скорость (порядка 10⁷ м/с)). Резерфорд, исследуя прохождение -частиц в веществе (через золотую фольгу толщиной примерно 1 мкм), показал, что основная их часть испытывает незначительные отклонения, но некоторые -частицы (примерно одна из 20 000) резко отклоняются от первоначального направления (углы отклонения достигали даже 180°). Так как электроны не могут существенно изменить движение столь тяжелых и быстрых частиц, как -частицы, то Резерфордом был сделан вывод, что значительное отклонение -частиц обусловлено их взаимодействием с положительным зарядом большой массы. Однако значительное отклонение испытывают лишь немногие -частицы; следователь но, лишь некоторые из них проходят вблизи данного положительного заряда. Это, в свою очередь, означает, что положительный заряд атома сосредоточен в объеме, очень малом по сравнению с объемом атома. На основании своих исследований Резерфорд в 1911 г. предложил ядерную (планетарную) модель атома. Согласно этой модели, вокруг положительного ядра, имеющего заряд Ze (Z - порядковый номер элемента в системе Менделеева, е - элементарный заряд), размер 10^-15 - 10^-14 м и массу, практически равную массе атома, в области с линейными размерами порядка 10^-10 м по замкнутым орбитам движутся электроны, образуя электронную оболочку атома. Так как атомы нейтральны, то заряд ядра равен суммарному заряду электронов, т. е. вокруг ядра должно вращаться Z электронов.Для простоты предположим, что электрон движется вокруг ядра по круговой орбите радиуса r. При этом кулоиовская сила взаимодействия между ядром и электроном сообщает электрону центростремительное ускорение. Второй закон Ньютона для электрона, движущегося по окружности под действием кулоновской силы, имеет вид (208.1)

где т, и v - масса и скорость электрона на орбите радиуса r, ₀ - электрическая постоянная.

Уравнение (208.1) содержит два неизвестных: r и v. Следовательно, существует бесчисленное множество значений радиуса и соответствующих ему значений скорости (а значит, и энергии), удовлетворяющих этому уравнению. Поэтому величины r, v (следовательно, и Е) могут меняться непрерывно, т. е. может испускаться любая, а не вполне определенная порция энергии. Тогда спектры атомов должны быть сплошными. В действительности же опыт показывает, что атомы имеют линейчатый спектр. Из выражения (208.1) следует, что при

г  10^-10 м скорость движения электронов v  10⁶ м/с, а ускорение v²/г = 10²² м/с². Согласно классической электродинамике, ускоренно движущиеся электроны должны излучать электромагнитные волны и вследствие этого непрерывно терять энергию. В результате электроны будут приближаться к ядру и в конце концов упадут на него. Таким образом, атом Резерфорда оказывается неустойчивой системой, что опять-таки противоречит действительности.

Попытки построить модель атома в рамках классической физики не привели к успеху: модель Томсона была опровергнута опытами Резерфорда, ядерная же модель оказалась неустойчивой электродинамически и противоречила опытным данным. Пре одоление возникших трудностей потребовало создания качественно новой - квантовой - теории атома.