Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Ферромагнетики. Ферромагнетиками называют вещества (твердые), которые могут обладать спонтанной намагниченностью, т. е. намагничены уже при отсутствии внешнего магнитного поля. Типичные представители ферромагнетиков — это железо, кобальт и многие их сплавы. Основная кривая намагничения. Рис. 7.12 рис. 7.13 приведена основная кривая намагничения на диаграмме $B-H$. Заметим, что понятие магнитной проницаемости применяют только к основной кривой намагничения, ибо, как мы сейчас увидим, зависимость $B(H)$ неоднозначна. Магнитный гистерезис. Получившуюся замкнутую кривую называют п е т л е й гистерезиса. В том случае, когда в точках 1 и 4 достигается насыщение, получается максимальная петля гистерезиса. Когда же в крайних точках ( 1 и 4) насыщения нет, получаются аналогичные петли гистерезиса, но меньшего размера, как бы вписанные в максимальную петлю гистерезиса. Из рис. 7.15 видно, что при $H=0$ намагничивание не исчезает (точка 2) и характеризуется величиной $B_{r}$, называемой остаточной индукцией. Ей соответствует остаточная намагниченность $J_{r}$. С наличием такого остаточного намагничивания связано существование постоянных магнитов. Величина $B$ обращается в нуль (точка 3) лишь под действием поля $H_{c}$, имеющего направление, противоположное полю, вызвавшему намагничивание. Величина $H_{c}$ называется коэ рцит и в нй силой. Значения $B_{r}$ и $H_{c}$ для разных ферромагнетиков меняются в широких пределах. Для трансформаторного железа петля гистерезиса узкая ( $H_{c}$ мало), для ферромагнетиков, используемых для изготовления постоянных магнитов,широкая ( $H_{c}$ велико, например, для сплава алнико $H_{c}=$ $=50000 \mathrm{~A} / \mathrm{M}, B_{r}=0,9$ Тл). На этих особенностях кривых намагничения основан удобный практический прием для размагничивания ферромагнетика. Намагниченный образец помещают в катушку, по которой пропускают переменный ток и амплитуду его постепенно уменьшают до нуля. При этом ферромагнетик подвергается многократным циклическим перемагничиваниям, в которых петли гистерезиса постепенно уменьшаются, стягиваясь к точке $O$, где намагниченность равна нулю. Опыт показывает, что при перемагничивании ферромагнетик нагревается. Можно показать, что в единице объема ферромагнетика выделяется при этом теплота $Q_{\text {ед }}$, численно равная «площади» $S_{n}$ петли гистерезиса: Температура Кюри. При температурах, более высоких, чем температура Кюри, ферромагнетик превращается в парамагнетик. О теории ферромагнетизма. произвольного, намагничивания — эти области называют до м е н а м и. В пределах каждого домена ферромагнетик намагничен до насыщения и имеет определенный магнитный момент. Направления этих моментов для разных доменов различны, поэтому при отсутствии внешнего поля суммарный момент образца равен нулю и образец в целом представляется макроскопически ненамагниченным. При включении внешнего магнитного поля домены, ориентированные по полю, растут за счет доменов, ориентированных против поля. Такой рост в слабых полях имеет обратимый характер. В более сильных полях происходит одновременная переориентация магнитных моментов в пределах всего домена. Этот процесс является необратимым, что и служит причиной гистерезиса и остаточного намагничивания. Задачи — 7.1. Условия на границе раздела. Вблизи точки $A$ (рис. 7.16) границы раздела магнетик — вакуум магнитная индукция в вакууме равна $B_{0}$, причем вектор $\mathbf{B}_{0}$ составляет угол $\alpha_{0}$ с нормалью к границе раздела в данной точке. Магнитная проницаемость магнетика равна $\mu$. Найти магнитную индукцию $B$ в магнетике вблизи той же точки $A$. Решение. Искомая величина Имея в виду условия (7.20) и (7.22) на границе раздела, найдем где $H_{0 t}$ — тангенциальная составляющая вектора $\mathbf{H}_{0}$ в вакууме. Подставив эти выражения в (1), получим Решение. Прежде всего о конфигурации поверхностного тока намагничивания. Из рис. 7.17 нетрудно сообразить, что этот ток направлен радиально. Воспользуемся теоремой о циркуляции намагниченности $\mathbf{J}$, взяв в качестве контура небольшой прямоугольник, плоскость которого перпендикулярна току намагничивания в данном месте. Расположение этого контура показано на рис. 7.18 , где крестиками отмечено направление поверхностного тока намагничивания. Из равенства $J l=i^{\prime} l$ получим $i^{\prime}=J$. Далее, $J=\chi H$, где $H$ находим из циркуляции вектора Н по окружности радиусом $r$ с центром на оси проводника: $2 \pi r H=I$ (из соображений симметрии ясно, что линии вектора Н должны иметь вид окружностей, лежащих в плоскостях, перпендикулярных проводнику с током $I$ ). В результате находим — 7.3. Циркуляция вектора Н. Прямой длинный тонкий проводник с током I лежит в плоскости, отделяющей пространство, которое заполнено непроводящим магнетиком с проницаемостью $\mu$, от вакуума. Найти магнитную индукцию $B$ во всем пространстве как функцию расстояния $r$ до проводника. Иметь в виду, что линии вектора В являются окружностями с центром на оси проводника. Решение. Ясно, что линии вектора Н являются тоже окружностями, причем на границе раздела вакуум — магнетик вектор Н будет испытывать скачок (в отличие от вектора В). Обозначим $\mathbf{~ и ~ и ~} \mathbf{H}_{0}$ магнитное поле соответственно в магнетике и вакууме. Тогда по теореме о циркуляции вектора $\mathbf{H}$ по контуру, имеющему вид окружности радиусом $r$ с центром на оси проводника, имеем Кроме того, на границе раздела $B=B_{0}$ или Решив совместно уравнения (1) и (2), получим Конфигурация полей В и Н в данном случае показана на рис. 7.19. Полезно убедиться в том, что при $\mu=1$ мы приходим к известным нам формулам для $B$ и $H$ в вакууме. — 7.4. Циркуляция векторов Н и Ј. Постоянный ток I течет вдоль длинного однородного цилиндрического провода круглого сечения радиусом $R$. Материалом провода является парамагнетик с восприимчивостью $\chi$. Найти: 1) зависимость поля $B$ от расстояния $r$ до оси провода; 2) плотность тока намагничивания $j^{\prime}$ внутри провода. Решение. 1. На рис. 7.20 показаны графики зависимостей $H(r)$ и $B(r)$. 2. Воспользуемся теоремой о циркуляции намагниченности $\mathbf{J}$ намагничивания, охватываемый этим контуром. Найдем дифференциал этого выражения (при переходе от $r$ к $r+\mathrm{d} r$ ): Так как $\mathrm{d} I^{\prime}=j^{\prime} 2 \pi r \mathrm{~d} r$, то предыдущее уравнение можно преобразовать к виду Теперь учтем, что $J=\chi H=\left(\chi I / 2 \pi R^{2}\right) r$. Тогда получим Нетрудно сообразить, что этот ток течет в ту же сторону, что и ток — 7.5. Длинный соленоид заполнен неоднородным изотропным парамагнетиком, восприимчивость которого зависит только от расстояния $r$ до оси соленоида как $\chi=a r^{2}$, где а — постоянная. На оси соленоида магнитная индукция равна $B_{0}$. Найти зависимость от расстояния $r$ : 1) намагниченности, $J(r)$; 2) плотности тока намагничивания, $j^{\prime}(r)$. Решение. 1. где $l$ — высота контура; $\mathrm{d} r$ — его ширина. Отсюда Знак минус показывает, что вектор $\mathbf{j}^{\prime}$ направлен против вектора нормали $\mathbf{n}$, образующего с направлением обхода контура правовинтовую систему. Другими словами, вектор $\mathbf{j}^{\prime}$ направлен в месте расположения правого (на рисунке) контура на нас, т. е. объемные токи намагничивания образуют с вектором $\mathbf{B}_{0}$ левовинтовую систему. — 7.6. Постоянный магнит имеет вид кольца с узким зазором между полюсами. Средний диаметр кольца равен д. Ширина зазора $b$, магнитная индукция поля в зазоре В. Пренебрегая рассеянием поля на краях зазора, найти модули векторов $\mathbf{H}$ и $\mathbf{J}$ внутри вещества. Решение. где $H_{\tau}$ — проекция вектора $\mathbf{H}$ на направление обхода контура (оно взято совпадающим с направлением вектора В в зазоре). Отсюда Знак минус показывает, что направление вектора Н внутри вещества магнита противоположно вектору В в той же точке. Заметим, что при $b \rightarrow 0$ и $H \rightarrow 0$. Модуль намагниченности $\mathbf{J}$ найдем по формуле (7.11), используя результат (1): Соотношение между векторами $\mathbf{B} / \mu_{0}$, Н и $\mathbf{J}$ в любой точке вещества магнита показано на рис. 7.23. — 7.7. На железном сердечнике в виде тора со средним диаметром д имеется обмотка с общим числом витков $N$. B сердечнике сделана узкая поперечная прорезь шириной $b$ (см. рис. 7.22). При токе I через обмотку магнитная индукция в прорези равна В. Пренебрегая рассеянием поля на краях прорези, найти магнитную проницаемость железа в этих условиях. Рис. 7.22 Решение Согласно теореме о циркуляции вектора Н по окружности диаметром $d$ (см. рис. 7.22) имеем где $H$ и $H_{0}$ — модули вектора $\mathbf{H}$ соответственно в железе и прорези. Кроме того, отсутствие рассеяния поля на краях прорези означает, что Из этих двух уравнений с учетом того, что $B=\mu \mu_{0} H$ и $b \ll d$, получим Р е ш е н и е. 1. Пусть для определенности вектор В на оси направлен вверх, туда же направим и ось $X$. Тогда согласно (6.34) $F_{x}=p_{\mathrm{m}} \partial B / \partial x$, где учтено, что магнитный момент $\mathbf{p}_{\mathrm{m}}$ направлен туда же, куда и вектор В (для парамагнетика), поэтому $\partial h$ заменено на $\partial x$. где $A=2 a B_{0}^{2} \chi V / \mu \mu_{0}$. где учтено, что для парамагнетика $\mu \approx 1$. — 7.9. Длинный тонкий цилиндрический стержень из парамагнетика с магнитной восприимчивостью х и площадью поперечного сечения $S$ расположен вдоль оси катушки с током. Один конец стержня находится в центре катушки, где магнитное поле равно $B$, а другой конец — в области, где магнитное поле практически отсутствует. С какой силой катушка действует на стержень? Решение. Выделим мысленно элемент стержня длиной $\mathrm{d} x$ (рис. 7.25). На него действует сила Пусть вектор В на оси катушки направлен вправо (на рисунке), в сторону положительных $x$. Тогда $B_{x}=$ $=B, \partial n=\partial x$, н так как $\mathrm{d} p_{\mathrm{m}}=$ $=J S \mathrm{~d} x=\chi H S \mathrm{~d} x$, то $\mathrm{d} F_{x}=\chi H S \mathrm{~d} x \frac{\partial B}{\partial x}=\frac{\chi S}{\mu \mu_{0}} B \mathrm{~d} B$. Рис. 7.24 Проинтегрировав это выражение, получим Знак минус показывает, что вектор $\mathbf{F}$ направлен влево, т. е. стержень притягивается к катушке с током. — 7.10. Небольшой шарик объемом $V$ из парамагнетика $c$ магнитной восприимчивостью $\chi$ переместили вдоль оси катушки с током из точки, где магнитная индукция равна В, в область, где поле практически отсутствует. Какую при этом совершили работу против магнитных сил? Решение. Направим ось $X$ вдоль оси катушки. Тогда элементарная работа против магнитных сил при перемещении шарика на $\mathrm{d} x$ будет иметь вид где $F_{x}$ — проекция на ось $X$ магнитной силы (6.34), а знак минус означает, что работа производится против этой силы. Пусть вектор В на оси направлен в сторону положительных $x$, тогда $B_{x}=B$ и $\partial n=\partial x$ (в противном случае $B_{x}=-B, \partial n=-\partial x$, т. е. производная $\partial B_{x} / \partial n$ не зависит от того, куда направлен вектор в). Учитывая, что $p_{\mathrm{m}}=J V=\chi H V$, перепишем уравнение (1) в виде Проинтегрировав это выражение от $B$ до 0 , получим
|
1 |
Оглавление
|