Магнетизм

1) Свойства магнитов. Наиболее характерное магнитное явление — притяжение магнитом кусков железа — известно со времен глубокой древности. Однако в Европе вплоть до XII столетия наблюдали это явление лишь с естественными магнитами, т. е. с кусками железной руды, известной ныне под названием магнитного железняка. Самое слово "магнит" (μάγνης, magnes, magnetes) произошло, по всей вероятности, от названия города Магнезия в Лидии, около которого находились большие залежи этой руды. Только в XII ст. при посредстве арабов проникли в Европу сведения об искусственных стальных магнитах и об их способности повертываться всегда одним своим концом к северу, когда какой-либо из таких магнитов помещается на поплавке, плавающем на поверхности воды (впервые упоминается об этом в сочинении Guyot de Provins, написанном около 1190 г.). Об искусственных стальных магнитах и о пользовании ими при путешествиях по земле и по воде в качестве компасов, т. е. в качестве указателей стран света, знали в Китае уже за 2000 лет до Р. Хр. Итак, только в XII ст. стало известно в Европе, что магнит испытывает особое действие Земли. Будучи помещен на поплавке или на острие или будучи подвешен на незакрученной нити, притом так, чтобы была горизонтальна (или близко горизонтальна) прямая линия, соединяющая два места поверхности магнита, в которых наблюдается наиболее сильное притяжение кусков железа, т. е. так называемая магнитная ось магнита, этот магнит принимает вполне определенное положение, если поблизости к нему не имеется масс железа или других каких-либо магнитов. Магнитная ось этого магнита устанавливается в вертикальной плоскости, составляющей некоторый угол (магнитное склонение) с географическим меридианом и называемой магнитным меридианом. Магнит, помещенный на ось, проходящую через центр тяжести его, наклоняется одним своим концом вниз. В северном полушарии опускается вниз северный конец магнита; в южном, наоборот, опускается вниз южный конец магнита. Угол, составляемый при этом магнитной осью магнита с горизонтальной плоскостью, когда плоскость вращения этого магнита совпадает с магнитным меридианом, носит название магнитного наклонения. Помещенный на поплавке, свободно плавающем на воде, магнит вдали от железных масс и других магнитов не испытывает поступательного перемещения. Итак, на магнит действует только направляющая сила, вследствие которой его магнитная ось принимает вполне определенное положение в пространстве. Первый Гильберт выяснил причину этого (в соч. Gilbert, "De magnete magneticisque corporibus et de magno magnete tellura Physiologia nova", 1600). Идея о земном шаре как большом магните, действующем на магниты, находящиеся на земной поверхности, принадлежит Гильберту (см.).

Магниты, находящиеся на расстоянии один от другого, кажущимся образом действуют друг на друга: их одноименные концы взаимно отталкиваются, разноименные — взаимно притягиваются. Кусок железа или стали притягивается магнитом потому, что он сам обращается при этом в магнит. Магнитное состояние этого куска усиливается по мере уменьшения расстояния между ним и магнитом, оно достигает наибольшего развития, когда кусок пристает к тому или другому концу магнита. После отрывания или удаления стали или железа от магнита в них сохраняется магнитное состояние, но далеко не в одинаковой степени в различных сортах этих металлов. В стали остаточный М. получается много сильнее, чем в железе. В мягких сортах железа наблюдаются обыкновенно только следы остаточного М. Совершенно обратное получается во время действия магнита на железо и сталь. Чем мягче железо, тем сильнее в нем возбуждается временное намагничение. Чем тверже сталь — тем слабее этот временной М. Нужно заметить, однако, что ослабление намагничения какого-либо тела после прекращения действия на эти тела намагничивающей силы зависит главным образом от возникновения особой размагничивающей силы, являющейся внутри тела вследствие его намагничения. В очень длинных и тонких проволоках, а также внутри замкнутых колец размагничивающая сила или очень мала (в длинных проволоках), или равна нулю (в замкнутых кольцах). Вследствие этого, как показали опыты Юинга, в тонких и длинных проволоках, а также в замкнутых кольцах, приготовленных из самого мягкого железа, остаточный М. может достигать 97% временного М. (см. Гистерезис). Для приготовления искусственных магнитов употребляются стальные полосы и стержни, прямые и подковообразные. Для сообщения им намагничения или натирают эти полосы и стержни одним концом сильного магнита, при чем конец магнита перемещают вдоль натираемого стержня или полосы всегда в одном направлении, или несколько раз проводят по ним от середины к концам двумя разноименными концами двух магнитов, или помещают их на оба конца сильного электромагнита, или же, наконец, обматывают эти полосы и стержни проволокой и пропускают по проволоке электрический ток (см. Электромагнетизм). Наиболее сильные и наиболее постоянные магниты получаются из вольфрамовой стали, т. е. из стали, которая содержит в себе в виде примеси металл вольфрам. Для этого обыкновенно достаточно 3% вольфрама. Сделанные из такой стали стержни или полосы подвергаются предварительно очень сильной закалке, а затем в течение часов 20 или 30 отпускаются при температуре кипения воды.

Прикосновение железа или стали к короткому магниту, а также натирание последним стальных стержней, т. е. приготовление при посредстве данного магнита других магнитов, почти не производит заметным образом никакого изменения в магнитном состоянии этого магнита. Более точные исследования, однако, обнаруживают некоторые изменения при этом. При приближении железа или стали к магниту несколько изменяется распределение между различными частями поверхности этого магнита способности притягивать железо, т. е. изменяется распределение М. на поверхности магнита. Многократные прикосновения к магниту и отрывания от него железа вызывают заметные ослабления в магнитном состоянии этого магнита. Такое же действие оказывают удары или сотрясения, получаемые магнитом. Наоборот, эти удары и сотрясения, производимые во время намагничения магнита, способствуют намагничению, они усиливают его. Нагревание магнита уменьшает его М. Чем больше это нагревание — тем больше и ослабление магнитного состояния его. Охлаждение магнита до прежней температуры сопровождается восстановлением его магнитного состояния в первоначальном виде только тогда, когда повышение температуры магнита не было очень большое. При температуре, соответствующей оранжевому калению, самая лучшая сталь теряет всякую способность проявлять магнитные свойства. При этой температуре она даже временно не намагничивается под действием самого сильного магнита. Весьма большое охлаждение магнита сопровождается также заметным ослаблением М. этого магнита. Многократные нагревания и охлаждения магнита способствуют большему постоянству магнита. Магнит становится после такого многократного нагревания и охлаждения менее чувствительным к действию теплоты. Самые лучшие стальные магниты не представляются абсолютно постоянными. При полном покое и при отсутствии чувствительных изменений температуры магнитное состояние этих магнитов несколько изменяется с течением времени: магниты становятся слабее. Впрочем, такое ослабление М. в хороших магнитах вообще очень мало и для своего обнаруживания требует особых, весьма тщательных, приемов исследования. Особенно славятся магниты, приготовляемые в Гаарлеме. Логеман был первый, кто доставил своим приготовлением известность гаарлемским магнитам. В след. таблице [Таблица заимствована из соч. С. Томпсона "Электромагнит и электромагнитные механизмы" (переведено с английского М. А. Шателеном, СПб., 1892).] приводятся веса магнитов, имеющих подковообразную форму, и те грузы, которые поддерживаются этими магнитами.

Ван дер Виллинген дает следующую формулу для вычисления подъемной силы гаарлемских (подковообразных) магнитов:

Здесь Р — подъемная сила в килограммах, S — площадь одной конечной (полюсной) поверхности магнита в квадратных сантиметрах, К — периметр одной конечной (полюсной) поверхности, l — действительная длина подковообразного магнита, L — "уменьшенная" длина его (длина между точками на ветвях магнита, в которых наблюдается наибольший свободный М., иначе наибольшее притяжение железа, когда к магниту приложен якорь. Якорем называется кусок железа с отшлифованной поверхностью, которой он пристает к конечным поверхностям магнита; к этому якорю прикрепляют те грузы, которые должны быть поддерживаемы магнитом). Величины L и l должны быть выражены в сантиметрах. В — коэффициент, величина которого меняется в пределах от 0,7 до 1,2; средняя величина этого коэффициента равна 0,891.

Подъемная сила прямых, полосовых, магнитов, приготовляемых в Гаарлеме, в четыре раза меньше подъемной силы подковообразных магнитов, имеющих тот же вес, что и прямые.

2) Диамагнитные и парамагнитные тела. Давно известно, что, кроме железа, стали, чугуна, магнитными свойствами в сильной степени обладают еще никель и кобальт. Эти металлы в магнитном отношении вполне аналогичны трем первым. В них наблюдается и остаточный М., так что из этих металлов могут быть приготовляемы "постоянные" магниты или, лучше, магнитные стрелки. Давно также было известно, что сильные магниты притягивают к себе многие минералы, содержащие в своем составе соли железа, никеля или кобальта. Но в семидесятых годах прошлого столетия Бругманс заметил совсем противоположное действие магнита на висмут. Из наблюдений Бругманса оказалось, что магнит отталкивает висмут. Впоследствии было обнаружено Беккерелем такое же действие магнита и на сурьму. Как уже изложено в ст. Диамагнетизм, в 1845 г. классическими своими опытами М. Фарадей доказал, что все тела природы — как неорганические, так и органические, как твердые, так и жидкие и газообразные — подчиняются действию магнита, но при этом одни тела притягиваются магнитом или же, будучи подвешены в горизонтальном положении между коническими наконечниками подковообразного электромагнита, устанавливаются своей длиной по направлению оси электромагнита, другие тела, напротив, отталкиваются от магнита или же, будучи подвешены между такими же наконечниками электромагнита, располагаются по направлению экваториальному, т. е. составляющему с осью электромагнита прямой угол. Фарадей назвал тела первой категории парамагнитными, тела второй категории — диамагнитными. Железо является типичным телом первой категории, висмут — второй. Хотя все тела природы испытывают действие магнита, т. е. сами намагничиваются под влиянием магнита так же, как железо, или кажущимся образом по противоположному направлению, остаточное намагничивание наблюдается лишь в немногих телах. За исключением стали, железа, никеля, кобальта, чугуна и некоторых окислов железа, остаточное намагничивание в весьма слабой степени было замечено Тумлирцом в кристаллах кварца и горного хрусталя да еще Лоджем в некоторых металлах и неметаллических телах. При этом во всех этих случаях даже в диамагнитных телах остаточное намагничение обнаруживалось соответствующим парамагнитным телом, т. е. и диамагнитные тела по прекращении действия на них намагничивающей силы являлись с признаками весьма слабо парамагнитных тел.

3) Теории магнетизма. Для объяснения или, лучше, для "описания" магнитных явлений была предложена во второй половине прошлого столетия гипотеза, по которой причина всех этих явлений относилась к нахождению в железе и стали особой невесомой материи (materia magnetica, по Эпинусу), обладающей тем свойством, что между ее частицами происходит взаимное отталкивание, а между частицами этой материи и частицами железа и стали существует взаимное притяжение. Это притяжение особенно сильно между частицами магнитной материи и частицами стали, вследствие чего перемещение магнитной материи по порам стали встречает значительное препятствие. Несколько позже была принята другая гипотеза, вполне аналогичная с гипотезой двух электрических жидкостей, предложенной Сеймером. Было допущено существование двух магнитных жидкостей, северной и южной, причем обе эти жидкости предполагались находящимися в равных количествах в телах, способных намагничиваться. Частицы той и другой жидкости отталкивают друг друга, частицы двух разноименных жидкостей друг друга притягивают. Когда тело не намагничено, то, по этой гипотезе, обе жидкости смешаны одна с другой; когда же тело является со свойствами магнита, то обе эти жидкости отделены друг от друга, причем одна из них сосредоточена главным образом на одном конце тела, другая — на другом. Эта гипотеза двух магнитных жидкостей была существенно изменена Кулоном в восьмидесятых годах прошлого столетия. Кулон опытами доказал, что, на сколько бы частей ни был разделен какой— либо магнит, все части его получаются со свойствами целого магнита, т. е. на двух оконечностях каждой такой части наблюдаются противоположные М. Итак, придя к заключению, что вполне невозможно отделение одного М. от другого в противоположность тому, что весьма легко получается с двумя электричествами, Кулон предложил новую гипотезу. Согласно гипотезе Кулона, разделение двух магнитных жидкостей должно происходить лишь в самих частицах намагничиваемого тела и переход магнитных жидкостей из одной частицы в другую вполне невозможен. Таким образом, каждая частица намагниченного тела является, по гипотезе Кулона, цельным магнитиком, т. е. обнаруживает полярность, иначе, обнаруживает на двух противоположных частях своей поверхности разноименные М.

Путем опытов Кулон установил первый количественный закон явлений М. — закон взаимодействия двух количеств М., сосредоточенных в двух телах или в двух элементах объема или поверхности тел. Этот закон, получивший название закона Кулона, лежит в основе математической теории М. Закон Кулона формулируется следующим образом: "действие (f) двух количеств М. (m и m'), воображаемых в двух элементах объема или поверхности намагниченных тел, пропорционально произведению этих количеств и обратно пропорционально квадрату расстояния между ними (r). Это действие направлено по линии соединения рассматриваемых количеств М. и представляет собою взаимное отталкивание, когда оба М. одного рода, и взаимное притяжение, когда они двух различных родов". Итак, закон Кулона выражается формулой:

f = C(mm'/r²)... (1)

Здесь С представляет собой коэффициент, величина которого определяется единицами, принятыми для измерения силы, расстояния и количества М. Принимая за единицу длины сантиметр, за единицу силы дин и полагая в формуле (1) коэффициент С равным единице, мы получаем количества т и т' выраженными в так назыв. абсолютных электромагнитных единицах. Не трудно видеть, что абсолютная электромагнитная единица количества М. представляет собой такое количество М., которое, будучи сконцентрировано в одной точке (в полюсе), отталкивает с силой одного дина равное себе количество одноименного М., также сконцентрированного в одной точке и отстоящего от первого на расстояние одного сантиметра. Нужно прибавить к этому, что оба количества М. должны находиться в одной и той же окружающей их среде, а именно — в воздухе, ибо действие между данными количествами М. меняется с изменением той среды, в которой наблюдается это действие. Правильность закона Кулона была особенно строго доказана опытами Гаусса над действием одного магнита на другой (Gauss, "Intensitas vis magneticae terrestris ad mensuram absolutam revocata", 1832).

Применяя для вычисления магнитных действий закон Кулона, можно показать, что при всяком данном распределении М., т. е. при всякой данной системе магнитов, сила, какую испытывает от этого распределения М. единица количества М., находящаяся в какой-либо точке, может быть вполне определена как по величине, так и по направлению, если только будет найдено выражение так называемого магнитного потенциала в этой точке. Магнитный потенциал (V) в какой-нибудь точке P представляется в общем виде через

V = ∫(dm/r)... (2)

Здесь dm означает бесконечно малое количество M., r обозначает расстояние этого элементарного количества М. от точки Р, а интегрирование распространяется на все данное количество М. Обозначая через x, у, z координаты точки P, через X, Y, Z — проекции на оси координат магнитной силы, испытываемой единицей количества М. в этой точке, мы будем иметь

V = f(x, y, z)

X = -dV/dx, Y = -dV/dy, Z = -dV/dz... (3)

Магнитный потенциал V может быть также рассматриваем, как интеграл дифференциального уравнения

(d²V/dx²) + (d²V/dy²) + (d²V/dz²) — 4πρ... (4)

в котором обозначает объемную плотность М. в точке x, у, z, т. е. ρ = dm/(dxdydz).

Дифференциальное уравнение (4) выражает собой теорему Пуассона. Для всех точек x, y, z, в которых нет М., т. е. для которых ρ = 0, мы получаем вместо уравнения (4) уравнение

(d²V/dx²) + (d²V/dy²) + (d²V/dz²) = 0... (5).

Это так называемая теорема Лапласа. Магнитный потенциал V, представляющий собою интеграл уравнения (4) или (5), должен в то же время удовлетворять следующему пограничному условию:

(dV/dn₁) + (dV/dn₂) = -4πσ... (6)

Здесь σ обозначает поверхностную плотность М. в какой-нибудь точке поверхности намагниченного тела (т. е. σ = dm/dS, если dS обозначает элемент поверхности), п₁обозначает нормаль к поверхности в этой точке, проведенную из тела наружу, n₂обозначает нормаль к поверхности в той же точке, проведенную внутрь тела.

Гипотеза Кулона и найденный им закон взаимодействия количеств М. дали возможность Пуассону создать математическую теорию намагничения тел. В своей теории Пуассон, как и Кулон, рассматривает намагниченное тело состоящим из отдельных "магнитных элементов", внутри которых содержатся равные количества двух магнитных жидкостей, отделяющихся одна от другой при намагничивании тела и снова смешивающихся друг с другом, когда тело перестает обнаруживать магнитное состояние. Эти элементы отделены друг от друга промежутками, абсолютно непроницаемыми для магнитных жидкостей. Размеры промежутков и размеры самих магнитн. элементов — одного порядка малости, отношение же между этими размерами различны в различных телах. Отношение суммы объемов всех магнитных элементов тела к объему самого тела Пуассон принимает за меру плотности этого тела относительно М. Чем больше это отношение, этот так называемый Пуассонов коэффициент намагничения k, тем сильнее, согласно рассматриваемой теории, может намагничиваться тело. Для объяснения "постоянного или остаточного М." допускается по этой теории существование в каждом магнитном элементе тела особой "задерживательной силы", противодействующей перемещению магнитных жидкостей в этом элементе. Величина задерживательной силы различна в различных телах. Чем больше эта сила, тем слабее намагничивается тело при действии на него той причины, от которой происходит намагничивание, но зато тем больше получается остаточное намагничение в этом теле.

Если обозначить количество М., являющееся на одном конце магнитного элемента, через m, расстояние между противоположно намагниченными концами этого элемента через ε, число магнитных элементов, находящихся внутри элемента объема тела, через N, то Nmε будет представлять собой так наз. магнитный момент элемента объема тела. Этот магнитный момент элемента объема может быть выражен иначе, можно положить:

Nmε = J(dxdydz)... (7);

здесь dxdydz представляет собою величину элемента объема тела, a J носит название напряженности намагничения в точке, соответствующей центру рассматриваемого элемента объема. Напряженность намагничения J может быть определена так же, как магнитный момент, отнесенный к единице объема тела. Напряженность намагничения вообще изменяется вместе с изменением положения элемента объема в теле, т. е. она выражается некоторой функцией координат х, у, z. Она, кроме того, характеризуется направлением линии, параллельной магнитным осям всех магнитных элементов, заключающихся в рассматриваемом элементе объема. Итак, величина J представляет собой функцию-вектор. Проекции величины J на координатные оси, обозначаемые через А, В, С, называются проекциями напряженности намагничения в точке х, у, z, взятыми на оси координат. Теория Пуассона приводит к следующим выражениям проекций напряженности намагничения А, В, С в зависимости от проекций той силы, какую испытывает единица М., воображаемая в данной точке х, у, z, лежащей внутри исследуемого тела:

Здесь ψ обозначает полный магнитный потенциал в точке x, у, z, т. е. ψ представляет собою сумму двух потенциалов: потенциала V — от всех внешних магнитов, и потенциала U — от всех магнитных элементов исследуемого тела. Итак, ψ = V + U... (9).

Вводя понятие "напряженность намагничения", мы получаем для потенциала, происходящего от какого-либо магнита, выражение:

V = ∫∫∫[Ad(1/r)/dx + Bd(1/r)/dy + Cd(1/r)/dz]dxdydz... (10).

Здесь A, B, С обозначают проекции напряженности намагничения в точке х, у, z, лежащей внутри данного магнита; r обозначает расстояние точки х, у, z от той точки, для которой определяется потенциал; интегрирование распространяется по всему объему данного магнита. Выражения (8) показывают, что по теории Пуассона напряженность намагничения в какой-либо точке тела должна возрастать пропорционально увеличению магнитной силы, действующей на единицу М. в этой точке, ибо по этой теории коэффициент k должен представлять собой постоянную величину. Опыты не подтверждают такого вывода. Опыты показывают, что напряженность намагничения всех сильно магнитных тел, каковыми являются железо, сталь, чугун, никель и кобальт, не пропорциональна магнитной силе, но при увеличении последней изменяется весьма сложным образом. Напряженность намагничения каждого такого тела может достигать только некоторой определенной величины, больше которой она не получается, как бы ни была увеличиваема намагничивающая сила. В этом случае говорят, что тело достигло насыщения магнетизмом. Кроме того, при действии одних и тех же магнитных сил напряженность намагничения тела получается весьма различная, смотря по тому, каким намагничениям подвергалось тело раньше (см. Гистерезис).

Итак, теория Пуассона не дает объяснения ни явлению насыщения магнетизмом, ни явлениям магнитного гистерезиса. Она не дает также указаний и на возможность каких-либо механических изменений, происходящих в теле при его намагничении (магнитострикция). Опыты же показывают, что такие изменения происходят и что в некоторых случаях они весьма заметны. Так, опыты обнаруживают изменение длины стержней, приготовленных из сильно магнитных веществ, при намагничении этих стержней. Железные и стальные стержни удлиняются при намагничении, если только магнитная сила, производящая намагничение, не превосходит известного предела. В последнем случае наблюдается укорачивание этих стержней. Никелевые стержни вообще укорачиваются от намагничивания. Стержни из кобальта укорачиваются при небольших намагничивающих силах и удлиняются при больших силах. При намагничении изменяется и объем тела. При намагничении обнаруживаются изменения упругих свойств тела. Так, например, закрученные проволоки несколько раскручиваются при намагничении. Намагничение влияет на электропроводность тел. Особенно сильно это влияние в металле висмуте. Намагничение изменяет также и теплопроводность тела. Оно вызывает и тепловые явления. При прерывистом намагничении какого-либо сильно магнитного тела выделяется весьма заметное количество теплоты (см. Гистерезис). Все эти факты, получаемые из опытов, соответствуют гораздо лучше иной теории М., а именно теории, предложенной Вебером и известной под назв. теории вращающихся молекулярных магнитов. По этой теории, после Вебера измененной несколько Максвеллем и затем дополненной Юингом, каждая частица тела рассматривается как готовый постоянный магнитик. Пока тело не намагничено, все частицы этого тела расположены своими магнитными осями во всевозможных направлениях, вследствие чего, т. е. вследствие такого хаотического распределения осей магнитиков, само тело не может обнаруживать магнитных свойств. Под влиянием намагничивающей силы происходит поворот частичек внутри тела, при чем все частички — элементарные магнитики — стремятся расположиться так, чтобы их одноименные концы были обращены в одну сторону. Чем больше приближаются к параллельности магнитные оси частичек, тем сильнее становится и само тело. Насыщение тела М. получается тогда, когда все частицы расположатся параллельно друг другу и параллельно направлению действующей на тело магнитной силы. Предположение о существовании задерживательной силы, принимаемое в теории Пуассона, может быть заменено, согласно теории вращающихся молекулярных магнитов, допущением существования особого сопротивления в виде, напр., трения, которое встречают частицы при своем повороте. В гипотезе, развиваемой Юингом и дающей возможность до некоторой степени объяснить явления гистерезиса, не предполагается даже и какого-либо трения при изменении положения элементарных магнитиков. Остаточный М., явления гистерезиса, а также и выделение тепла при прерывчатом или переменном намагничивании, объясняются Юингом исключительно на основании принятия во внимание взаимных действий между элементарными магнитиками и возможности, как результат подобных взаимодействий, существования нескольких группировок элементарных магнитиков в теле, группировок, удовлетворяющих условиям равновесия. Для "описательной" математической теории намагничения изотропных тел вполне достаточно допущение, выражаемое формулами:

в которых А, В, С обозначают проекции напряженности намагничения в точке х, у, z данного тела; ψ обозначает полный магнитный потенциал в этой точке, а κ обозначает магнитную восприимчивость тела в рассматриваемой точке (по Томсону), или коэффициент намагничения (по Нейману). Магнитная восприимчивость κ не представляет собой постоянную величину. Она может меняться при изменении действующей в данной точке тела магнитной силы H (проекции этой силы суть -(dψ/dx), -(dψ/dy), -(dψ/dz), при изменении температуры тела, при изменении давления, претерпеваемого телом, а также она может зависеть и от предшествовавшего магнитного состояния тела. Вместо выражений (11) мы можем написать

J = κН... (12).

Нужно заметить, однако, что формулы (11) и (12) относятся только к изотропным телам. Теория намагничения кристаллических тел много сложнее. Для кристаллических тел принимаются три главных магнитных восприимчивости х₁, х₂, х₃, соответствующих трем так называемым главным осям намагничения. Весьма важный вывод, получаемый из принятого основного допущения, выражаемого формулами (11), и теоремы Пуассона, заключается в том, что при всяком способе намагничивания изотропного однородного тела свободный М. может явиться лишь на поверхности тела, внутри же этого тела не обнаруживается М., т. е. внутри тела в любой точке сев. и южн. М. взаимно компенсируют друг друга. Итак, для всех точек внутри тела объемная плотность М. (ρ) равна 0. Это может быть выражено иначе, а именно может быть выражено через

(dA/dx) + (dB/dy) + (dC/dz) = 0... (13)

Поверхностная плотность М. (σ) выражается через

σ = κ(dψ/dn)... (14)

если через n будет обозначена нормаль к поверхности тела, направленная внутрь тела. Магнитный потенциал тела принимает вид

U = ∫∫[κ(dψ/dn)(1/rds)]... (15).

Здесь dS обозначает элемент поверхности тела, а интегрирование распространяется по всей поверхности, ограничивающей данное тело. Намагничение, при котором внутри тела повсюду ρ = 0, носит название соленоидального намагничения. При таком намагничении является возможность при количественных определениях действий, производимых намагниченным телом, рассматривать это тело как только покрытое поверхностным слоем М., причем этот М. на одной части поверхности тела — сев., на другой — в том же количестве, но южн. Отсюда дальше является возможность ввести понятие о двух магнитных полюсах, т е. таких точках, в которых как бы сосредоточены М., в одном полюсе — сев., в другом полюсе — южн., распределенные в действительности по всей поверхности тела. Эти точки, т. е. магнитные полюсы, представляют собой или точки приложения равнодействующих тех сил, которые действуют на ту или другую часть намагниченного тела, или же эти точки являются как бы центрами, из которых исходят магнитные действия самого тела. Произведение из количества М. в том или другом полюсе на расстояние между полюсами называется магнитным моментом тела. Теория дает следующие выражения для проекций магнитного момента на оси координат:

Более строгое определение магнитного момента тела будет такое: "магнитный момент тела представляет собою величину момента вращения, испытываемого этим телом, когда оно помещено в пространстве, в котором действующие (на единицу М.) магнитные силы параллельны между собою и по величине равны 1 и при этом магнитная ось этого тела, т. е. линия, соединяющая его полюсы, составляет с направлением магнитных сил прямой угол". Пространство, в котором могут быть обнаружены магнитные силы, носит название магнитного поля. Величина силы, испытываемой единицей М. в какой-либо точке магнитного поля, называется напряжением поля в этой точке (Н). Магнитное поле, во всех точках которого напряжение одинаково как по величине, так и по направлению, называется однородным.

4) Магнитное поле и определение напряжения его. Поверхность, проведенная через те точки магнитного поля, в которых магнитные потенциалы имеют одну и ту же величину, носит название поверхности одинакового магнитного потенциала, или поверхности уровня. Линии, пересекающие все построенные в данном поле поверхности уровня под прямым углом, представляют собою магнитные силовые линии. Касательная, построенная в какой-либо точке такой силовой линии, совпадает с направлением силы, которую испытывает в этой точке северный М., т. е. северный полюс магнита. Напряжение магнитного поля в каком-либо месте его может быть определено числом магнитных силовых линий, пронизывающих единицу поверхности, построенной в этом месте поля под прямым углом к направлению силовых линий. В самом деле, среднее напряжение поля для всех точек, лежащих на поверхности S, может быть выражено через

,

где ∫∫HdS представляет собою число силовых линий, пронизывающих поверхность S, во всех своих точках перпендикулярную к направлению Н. Магнит, подвешенный горизонтально за свою середину в однородном магнитном поле и выведенный из положения равновесия, приходит в колебание, причем при очень малых амплитудах колебания продолжительность одного полного колебания магнита выражается формулой

Здесь К обозначает момент инерции магнита около оси, совпадающей с нитью подвеса, М обозначает магнитный момент магнита, Н обозначает напряжение поля. Этот же магнит, помещенный под прямым углом к другому магниту, висящему горизонтально в том же однородном поле и притом так, что ось первого магнита своим продолжением рассекает пополам второй магнит (I главное Гауссово положение), а расстояние между серединами магнитов в несколько раз больше длины их, отклоняет второй магнит из его положения равновесия на угол φ, определяющийся формулой

tgφ = 2M/H(1/R³)(1 + U/R²)... (19).

В этой формуле R обозначает расстояние между серединами обоих магнитов, U обозначает некоторую постоянную величину, зависящую от размеров и намагничения магнитов. Производя отклонение второго магнита первым на двух расстояниях R₁и R₂и измерив в этих двух случаях углы φ₁и φ₂, мы из формулы (19) получаем

M/H = ½[(R₁⁵tgφ₁- R₂⁵tgφ₂)/(R₁²— R₂²)]... (20).

Из формулы (18) имеем: МH = 4π²(K/T²)... (21).

Формулы (20) и (21) дают возможность вычислить как М, так и Н. Таким способом обыкновенно определяется горизонтальная составляющая силы земного М. Определение напряжения магнитного поля между концами электромагнита или в междуполюсном пространстве динамо-магнита производится при помощи других способов. Для этой цели служит или маленькая катушка из проволоки, соединенная с баллистическим гальванометром, или висмутовая плоская спираль. Поместив катушку в магнитное поле так, что плоскости оборотов этой катушки перпендикулярны к направлению силовых линий поля, и затем выдернув эту катушку из поля, наблюдают угол отклонения магнита в гальванометре. Пусть этот угол есть Θ. Наблюдают угол отклонения магнита гальванометра, когда помещенная в общую с катушкой и гальванометром цепь земная рамка, т. е. рамка, около которой обмотано несколько оборотов проволоки, повертывается на 180° около вертикальной оси, проходящей через середину рамки и лежащей в плоскости среднего оборота ее из своего положения, перпендикулярного к магнитному меридиану. Пусть этот угол есть θ. Искомое напряжение магнитного поля вычисляется по формуле Н=2H(Σ/S)[Sin(Θ/2)/sin(θ/2)]. В этой формуле Н обозначает горизонтальную составляющую силы земного M., Σ обозначает сумму площадей всех оборотов земной рамки, S обозначает сумму площадей катушки. При помощи висмутовой спирали напряжение магнитного поля определяется из наблюдения увеличения сопротивления этой спирали, когда она вводится в магнитное поле.

5) Магнитный поток. Вообразив внутри намагниченного тела пещерку, имеющую форму бесконечно тонкого полого диска, перпендикулярного к направлению намагничения тела в этом месте, т. е. перпендикулярного к направлению элементарных магнитиков здесь, и вычислив величину магнитной силы В, какую испытывает единица северного М., воображаемого в центре пещерки, мы получим для случая изотропного тела следующее выражение для B: B=H+4πJ.Так как J=κН, то мы имеем В=(1+4πκ)Н, причем В совпадает по направлению с Н. Величина (1+4πκ), обозначаемая обыкновенно через μ, носит название магнитной проницаемости тела. Величина В называется магнитной индукцией в данной точке (см. Индукция).

Подобно магнитной силе Н, и магнитная индукция В может быть выражена числом линий магнитной индукции, отнесенным к единице поверхности, перпендикулярной к этим линиям. Линии магнитной индукции, касательные к которым совпадают с направлениями магнитной индукции в точках касания, суть линии замкнутые. Пучок таких линий может быть назван магнитным потоком. Число линий, составляющих такой пучок, т. е. величина ∫∫Bdω, если через dω будет обозначен элемент поперечного сечения пучка, может быть названа силой магнитного потока. Нетрудно доказать, что при небольшом сечении (ω) магнитного потока эта сила Z выражается формулой

Z = [∫Hdl]/[∫(1/μ∙dl/ω)]... (22).

Здесь dl обозначает элемент длины магнитного потока, H — магнитная сила, соответствующая точкам элемента dl, а интегрирование распространяется по всему замкнутому потоку. Формула (22) называется "формулой Каппа и братьев Гопкинсонов". Она имеет очень большое применение в электротехнике.

Магнитная проницаемость μ имеет по отношению к магнитным явлениям такое же значение, какое имеет по отношению к явлению электрического тока удельная электропроводность. Магнитная проницаемость парамагнитных тел всегда больше 1, ибо в таких телах магнитная восприимчивость κ ) 0. В телах диамагнитных кажущаяся магнитная восприимчивость ( 0, а потому для этих тел и кажущаяся μ ( 1. Магнитная проницаемость всех тел, за исключением железа, стали, чугуна, никеля и кобальта, весьма близка к 1, так как во всех телах, за исключением сейчас упомянутых, магнитная восприимчивость выражается очень малой дробью. Напр. для наиболее сильномагнитной жидкости, для концентрированного раствора хлорного железа, κ около 0,00005; для воды κ = -0,00000056; для висмута κ = -0,000013; для кислорода κ = 0,0000012. В сильномагнитных телах, каковы железо, сталь, чугун никель и кобальт, магнитная проницаемость выражается сотнями и даже тысячами. В этих телах величина μ не представляется постоянной. Она зависит в весьма значительной степени от величины магнитной силы, действующей на тело. При возрастании этой силы магнитная проницаемость сильно магнитных тел сначала увеличивается, достигает некоторого максимума и потом начинает уменьшаться, асимптотически приближаясь к единице. В следующей таблице приведены величины магнитных сил Н и соответствующих им магнитных проницаемостей железа. Нужно заметить только, что приведенные числа μ для различных Н не относятся к одному и тому же сорту.

Во всех телах изменение температуры влияет на величину μ. При некоторой определенной для каждого сильномагнитного тела температуре, так называемой критической температуре, это тело теряет способность намагничиваться. Такая критическая температура для железа различных сортов заключается в пределах от 690° до 870°. Для никеля она близко равна 310°, для кобальта — около 1000°. Всякое механическое действие, которому подвергается тело, также влияет на его способность намагничиваться, т. е. на величину магнитной проницаемости тела. Не обращая внимания на то, что среда, окружающая исследуемое тело, сама способна намагничиваться, мы будем иметь дело с кажущимся намагничением этого тела, а следовательно, будем определять лишь кажущиеся магнитные проницаемость и восприимчивость тела. Теория показывает, что обозначая кажущуюся магнитную восприимчивость исследуемого тела через κ, мы получаем

κ = (κ₁— κ₂)/(1 + 4πκ₂)... (23).

Здесь κ₁и κ₂суть истинные магнитные восприимчивости данного тела и среды, окружающей это тело. Из формулы (23) видно, что тело будет казаться парамагнитным, когда κ₁) κ₂и, наоборот, тело будет являться со свойствами диамагнитного тела, когда его магнитная восприимчивость κ₁меньше магнитной восприимчивости окружающей среды κ₂(см. Диамагнетизм).

6) Некоторые формулы, относящиеся к намагничиванию тела. Теория дает для энергии намагничения тела, т. е. для той работы, какая должна быть совершена при намагничении этого тела, следующее выражение

W =¹/₈π∫∫∫(BHdxdydz)... (24)

или, что то же

W =¹/₈π∫∫∫(μH²dxdydz)... (25).

В этих формулах величины В, Н и μ относятся к одной и той же точке х, у, z, а интегрирование распространяется на объем всего пространства. Из выражения для W можно вывести следующее заключение. При намагничении тела возникают внутри его особые упругие силы. Эти силы по направлению линий магнитной индукции суть силы натяжения, — по направлениям, перпендикулярным к линиям магнитной индукции, суть силы давления. В первом приближении те и другие силы, отнесенные к единице поверхности, могут быть выражены

через F = μ/8πH²... (26).

Тело, намагниченное так, что во всех точках его напряженность намагничения J одна и та же, как по величине, так и по направлению, называется однородно намагниченным. Для такого однородно намагниченного тела магнитный момент выражается через M = Jv. Здесь v обозначает объем тела. Шар, приготовленный из однородного и изотропного вещества, а также и эллипсоид из такого же вещества, помещенные в однородное магнитное поле, причем эллипсоид должен быть расположен так, что одна из его осей совпадает с силовыми линиями поля, намагничиваются однородно. Точно так же намагничивается однородно в однородном магнитном поле и очень длинный стержень, если этот стержень сам однородный и изотропный и если он находится в магнитном поле в положении, при котором ось стержня совпадает с силовыми линиями поля. Теория дает следующие выражения для напряженности намагничения в случае однородного намагничения.

Для шара J = (κ/[1 +⁴/₃πκ])H... (27).

Для удлиненного эллипсоида вращения, причем ось вращения параллельна силовым линиям поля J = [κ/(1 + κN)]H... (28).

В последней формуле N представляет собой следующее:

N = 4π(1/e²— 1)[(¹/₂elg(1 + e)/(1 — e)) — 1]

и е обозначает эксцентриситет эллипсоида. В обеих формулах (27) и (28) величина Н есть напряжение магнитного поля, в которое введены исследуемые тела. Так, в том случае, когда магнитное поле возбуждается внутри длинной катушки, по проволоке которой проходит ток силою i, величина Н вычисляется по формуле: Н = 4πn₁i, причем в этой формуле п₁обозначает собой число оборотов катушки, приходящееся на единицу длины ее.

Магнитная сила Н, действующая внутри тела, выражается следующим образом:

для шара Н = [1/(1 +⁴/₃πκ)]Н,

для удлиненного эллипсоида Н = [1/(1 + κN)]H.

Итак, размагничивающая сила, появляющаяся внутри однородного намагниченного шара, выражается через ; размагничивающая сила, появляющаяся внутри однородно намагниченного удлиненного эллипсоида, выражается через . Магнитный момент однородно намагниченного эллипсоида вычисляется по формуле: M =⁴/₃πabcJ. Здесь а, b, с суть полуоси эллипсоида. Если эллипсоид однородно намагничен по направлению, параллельному его оси 2а, то полюсы в таком эллипсоиде расположены на этой же оси в расстоянии¹/₃а от концов ее. В магнитах, имеющих форму прямых стержней или полос, распределение свободного М. по поверхности магнита может быть выражено следующей данной Био формулой:

σ = a(b^x— b^2l-x)... (29).

В этой формуле σ обозначает плотность М. в точке, отстоящей на расстоянии x от одного конца магнита; а и b суть некоторые постоянные величины, a 2l длина магнита. Как видно из формулы (29), на середине магнита σ = 0. На середине магнита получается пояс безразличия. Более подробное изложение теории М. см. в сочинении "Основания учения об электрических и магнитных явлениях" И. И. Боргмана.

И. Боргман.

(от греческого magnetis — магнит)

проявляется в макромасштабах как взаимодействие между электрическими токами, между токами и магнитами (то есть телами с магнитным моментом (См. Магнитный момент)) и между магнитами. В наиболее общем виде М. можно определить как особую форму материальных взаимодействий, возникающих между движущимися электрически заряженными частицами. Передача магнитного взаимодействия, реализующая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется особым материальным носителем — магнитным полем (См. Магнитное поле). Оно представляет собой наряду с электрическим полем одно из проявлений электромагнитной формы движения материи (см. Электромагнитное поле). Между магнитным и электрическим полями нет полной симметрии. Источниками электрического поля являются электрические заряды, которыми обладают элементарные частицы — электроны, протоны, мезоны и другие. Аналогичных магнитных зарядов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см. Магнитный монополь).

Источником магнитного поля является движущийся электрический заряд, то есть Электрический ток. В атомных масштабах для электронов и нуклонов (протонов, нейтронов) имеются два типа микроскопических токов — орбитальные, связанные с переносным движением центра тяжести этих частиц, и спиновые (см. Спин), связанные с внутренними степенями свободы их движения.

Количественной характеристикой М. частиц являются их орбитальный и спиновый магнитные моменты (обозначаются М). Поскольку все микроструктурные элементы веществ — электроны, протоны и нейтроны — обладают магнитными моментами, то и любые их комбинации — атомные ядра и электронные оболочки — и комбинации их комбинаций, то есть атомы, молекулы и макроскопические тела, могут в принципе быть источниками магнетизма. Таким образом, М. веществ имеет универсальный характер.

Известны два основных эффекта воздействия внешнего магнитного поля на вещества. Во-первых, диамагнитный эффект, являющийся следствием закона индукции Фарадея (см. Индукция электромагнитная): внешнее магнитное поле всегда создаёт в веществе такой индукционный ток, магнитное поле которого направлено против начального поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внешним полем диамагнитный момент вещества всегда отрицателен по отношению к этому полю.

Во-вторых, если атом обладает отличным от нуля магнитным моментом (спиновым, орбитальным или тем и другим), то внешнее поле будет стремиться ориентировать его вдоль своего направления. В результате возникает параллельный полю положительный момент, который называют парамагнитным.

Существенное влияние на магнитные свойства вещества могут оказать также внутренние взаимодействия (электрической и магнитной природы) между атомными магнитными моментами. В некоторых случаях благодаря этим взаимодействиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в веществе существовал самопроизвольный (не зависящий от внешнего поля) атомный магнитный порядок. Вещества, в которых атомные магнитные моменты расположены параллельно друг другу, называются ферромагнетиками (См. Ферромагнетики); соответственно Антиферромагнетиками называются вещества, в которых соседние атомные моменты расположены антипараллельно. Сложность атомной структуры веществ, построенных из огромного числа атомов, приводит к практически неисчерпаемому разнообразию их магнитных свойств. При рассмотрении магнитных свойств веществ для последних употребляют общий термин — «магнетики». Взаимосвязь магнитных свойств веществ с их немагнитными свойствами (электрическими, механическими, оптическими и т.д.) позволяет очень часто использовать исследования магнитных свойств как источник информации о внутренней структуре микрочастиц и тел макроскопических размеров. Широкий диапазон явлений М., простирающийся от М. элементарных частиц до М. космических тел (Земли, Солнца, звёзд и других), обусловливает большую роль М. в явлениях природы, в науке и технике.

Макроскопическое описание магнитных свойств веществ обычно проводится в рамках теории электромагнитного поля (см. Максвелла уравнения), термодинамики (См. Термодинамика) и статистической физики (См. Статистическая физика). Одной из основных макроскопических характеристик магнетика, определяющих его термодинамическое состояние, является вектор намагниченности (См. Намагниченность)J (суммарный магнитный момент единицы объёма магнетика). Опыт показывает, что векторJ есть функция напряжённости магнитного поля Н. Графически зависимость J(Н) изображается кривой намагничивания, имеющей различный вид у разных магнетиков. В ряде веществ между Jи Нсуществует линейная зависимость J =χН,где χ—Магнитная восприимчивость (у диамагнетиков χ> 0). У ферромагнетиков χсвязано с Ннелинейно; у них восприимчивость зависит не только от температуры Т и свойств вещества, но и от поля Н.

Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через потенциал термодинамический (См. Потенциалы термодинамические)Ф (Н, Т, р) поформуле

(здесь р—давление). В свою очередь, расчёт Ф (Н, Т, р) основан на соотношении Гиббса — Богуславского Ф = — kT lnZ(H, T), где k —Больцмана постоянная, Z(Н, Т) —Статистическая сумма.

Из общих положений классической статистической физики следует, что электронные системы (без учёта их квантовых свойств) не могут обладать термодинамически устойчивым магнитным моментом (теорема Бора — Ван-Левен — Терлецкого), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М. атомов и макроскопических тел.

М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магнитными моментами их электронов, движением электронов в оболочках атомов и молекул (так называемым орбитальным М.), спиновым и орбитальным М. нуклонов ядер. В многоэлектронных атомах сложение орбитальных и спиновых магнитных моментов производится по законам пространственного квантования: результирующий магнитный момент определяется полным угловым квантовым числом (См. Квантовые числа) j и равен

где g_i—множитель Ланде, μ_в — Бора магнетон (см. Магнитный момент).

Магнитные свойства веществ определяются природой атомных носителей М. и характером их взаимодействий. О существенном влиянии этих взаимодействий на магнитные свойства говорит, в частности, сравнение магнитных свойств изолированных атомов различных элементов. Так, у атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и других) электронные оболочки магнитно нейтральны (их суммарный магнитный момент равен нулю). Во внешнем магнитном поле инертные газы проявляют диамагнитные свойства (см. Диамагнетизм). Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и других) обладает лишь спиновым магнитным моментом валентного электрона, орбитальный момент этих атомов равен нулю. Пары щелочных металлов парамагнитны (см. Парамагнетизм). У атомов переходных металлов (Fe, Со, Ni и других) наблюдаются, как правило, большие спиновые и орбитальные магнитные моменты, обусловленные недостроенными d- и f- слоями их электронной оболочки (см. Атом).

Сильная зависимость М. веществ от характера связи между микрочастицами (носителями магнитного момента) приводит к тому, что вещество неизменного химического состава в зависимости от внешних условий, а также кристаллической или фазовой структуры (например, степени упорядочения атомов в сплавах и т.п.) может обладать различными магнитными свойствами. Например, Fe, Со, Ni в кристаллическом состоянии ниже определённой температуры (Кюри точки (См. Кюри точка)) обладают ферромагнитными свойствами; выше точки Кюри они эти свойства теряют (см. Ферромагнетизм).

Количественно взаимодействие между атомными носителями М. в веществе можно охарактеризовать величиной энергии ε_вз этого взаимодействия, рассчитанной на отдельную пару частиц — носителей магнитного момента. Энергию ε_вз, обусловленную электрическим и магнитным взаимодействием микрочастиц и зависящую от их магнитных моментов, можно сопоставить с величинами энергий других атомных взаимодействий: с энергией магнитного момента μ_в в некотором эффективном магнитном поле Н_эфф, то есть с ε_н = μ_вН_эфф, и со средней энергией теплового движения частиц при некоторой эффективной критической температуре T_k, то есть с ε_Т = kT_k. При значениях напряжённости внешнего поля Н <>_эффили при температурах Т <>_к будут сильно проявляться магнитные свойства вещества, обусловленные ε_вз — внутренними взаимодействиями атомных носителей М. (так называемый «сильный» М. веществ). Наоборот, в областях Н >> Н_эфф илиТ >> Т_кбудут доминировать внешние факторы — температура или поле, подавляющие эффекты внутреннего взаимодействия («слабый» М. веществ). Эта классификация формальна, так как не вскрывает физической природы Н_эфф и T_k. для полного выяснения физической природы магнитных свойств вещества необходимо знать не только величину энергии ε_вз по сравнению с ε_Т или ε_Н, но также и её физическое происхождение и характер магнитного момента носителей (орбитальный или спиновый). Если исключить случай ядерного М., в котором проявляется эффект ядерных взаимодействий, то в электронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе конденсированных веществ (жидкости, кристаллы) действуют 2 типа сил — электрические и магнитные. Мерой электрического взаимодействия может служить электростатическая энергия ε_эл двух электронов, находящихся на атомном расстоянии (а = 10^-8 см): ε_эл Магнетизм е²/a Магнетизм 10^-12 эрг (здесь е — заряд электрона). Мерой магнитного взаимодействия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магнитными моментами μв и находящихся на расстоянии а, то есть ε_магн Магнетизм μ²_в/а³ Магнетизм 10^-16 эрг.Таким образом, ε_эл превосходит энергию ε_магн по крайней мере на три порядка.

В связи с этим сохранение намагниченности ферромагнетиками (Fe, Со, Ni) до температур ТМагнетизм 1000 К может быть обусловлено только электрическим взаимодействием, так как при энергии ε_магн Магнетизм 10^-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирующее действие магнитных сил уже при 1 К. На основе квантовой механики было показано, что наряду с кулоновским электростатическим взаимодействием заряженных частиц существует также чисто квантовое электростатическое Обменное взаимодействие, зависящее от взаимной ориентации магнитных моментов электронов. Таким образом, эта часть электрического по своей природе взаимодействия оказывает существенное влияние на магнитное состояние электронных систем. В частности, это взаимодействие благоприятствует упорядоченной ориентации магнитных моментов атомных носителей М. Верхний предел энергии обменного взаимодействия ε_об Магнетизм 10^-13 эрг.

Значение ε_об > 0 соответствует параллельной ориентации атомных магнитных моментов, то есть самопроизвольной (спонтанной) намагниченности тел (ферромагнетиков). При ε_об

I. Магнетизм слабовзаимодействующих частиц (ε_вз <>_вН или ε_вз <>кТ)

А. Преобладание диамагнетизма. К веществам с диамагнитными свойствами относятся: а) все инертные газы, а также газы, атомы или молекулы которых не имеют собственного результирующего магнитного момента. Их магнитная восприимчивость отрицательна и очень мала по абсолютной величине [молярная восприимчивость χ Магнетизм —(10^-7—10^-5)]; от температуры она практически не зависит; б) органические соединения с неполярной связью, в которых молекулы или радикалы либо не имеют магнитного момента, либо парамагнитный эффект в них подавлен диамагнитным; у этих соединений χ Магнетизм —10^-6 и также практически не зависит от температуры, но обладает заметной анизотропией (см. Магнитная анизотропия);в) вещества в конденсированных фазах — жидкой и кристаллической: некоторые металлы (Zn, Au, Hg и другие); растворы, сплавы и химические соединения (например, галоиды) с преобладанием диамагнетизма ионных остовов (ионы, подобные атомам инертных газов, — Li⁺, Be²⁺, A1³⁺, Cl^- и т.п.). М. этой группы веществ похож на М. «классических» диамагнитных газов.

Б. Преобладание парамагнетизма характерно: а) для свободных атомов, ионов и молекул, обладающих результирующим магнитным моментом. Парамагнитны газы O₂, NO, пары щелочных и переходных металлов. Восприимчивость их χ> 0 мала по величине (Магнетизм 10^-3—10^-5) и при не очень низких температурах и не очень сильных магнитных полях (μ_вН/кТ Кюри закон χ = С/Т, где С — постоянная Кюри; б) для ионов переходных элементов в жидких растворах, а также в кристаллах при условии, что магнитно-активные ионы слабо взаимодействуют друг с другом и их ближайшее окружение в конденсированной фазе слабо влияет на их парамагнетизм. При условии μ_вН/кТ Н, но зависит от Т —имеет место Кюри - Вейса законχ = C’/(T — Δ), где C’ и Δ — константы вещества; в) для ферро- и антиферромагнитных веществ выше точки Кюри θ.

II. Магнетизм электронов проводимости в металлах и полупроводниках

А. Парамагнетизм электронов проводимости в металлах (спиновый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li, К, Na и другие), щёлочноземельных (Ca, Sr, Ba, Ra) и переходных металлов (Pd, Pt), а также у металлов Sc, Ti, V. Восприимчивость их мала (χ Магнетизм 10^-5), не зависит от поля и слабо меняется с температурой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и других) этот парамагнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов.

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

В. Пара- и диамагнетизм электронов проводимости в полупроводниках. По сравнению с металлами в полупроводниках мало электронов проводимости, но число их растет с повышением температуры; χ в этом случае также зависит от Т.

Г. М. сверхпроводников обусловлен электрическими токами, текущими в тонком поверхностном слое толщиной Магнетизм10^-5 см. Эти токи экранируют толщу сверхпроводника от внешних магнитных полей, поэтому в массивном сверхпроводнике при Т<>_k магнитное поле равно нулю (Мейснера эффект).

III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (ε_вз >> μ_вН или ε_вз >> кТ)

А. Ферромагнетизм имеет место в веществах с положительной обменной энергией (ε_об > 0): кристаллах Fe, Со, Ni, ряде редкоземельных металлов (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb), сплавах и соединениях с участием этих элементов, а также в сплавах Сг, Mn и в соединениях урана. Для ферромагнетизма характерна самопроизвольная намагниченность при температурах ниже точки Кюри θ, при T >θ ферромагнетики переходят либо в парамагнитное, либо в антиферромагнитное состояние (последний случай наблюдается, например, в некоторых редкоземельных металлах). Однако из опыта известно, что в отсутствии внешнего поля ферромагнитные тела не обладают результирующей намагниченностью (если исключить вторичное явление остаточной намагниченности). Это объясняется тем, что при Н= 0 ферромагнетик разбивается на большое число микроскопических областей самопроизвольного намагничивания (доменов (См. Домены)). Векторы намагниченности отдельных доменов ориентированы так, что суммарная намагниченность ферромагнетика равна нулю. Во внешнем поле доменная структура изменяется, ферромагнитный образец приобретает результирующую намагниченность (см. Намагничивание).

Б. Антиферромагнетизм имеет место в веществах с отрицательной обменной энергией (ε_об

В магнитном отношении кристаллическая решётка этих веществ разбивается на так называемые магнитные подрешётки, векторы самопроизвольной намагниченности J_ki которых либо антипараллельны (коллинеарная антиферромагнитная связь), либо направлены друг к другу под углами, отличными от 0° и 180° (неколлинеарная связь, см. Магнитная структура). Если суммарный момент всех магнитных подрешёток в антиферромагнетике равен нулю, то имеет место скомпенсированный антиферромагнетизм; если же имеется отличная от нуля разностная самопроизвольная намагниченность, то наблюдается нескомпенсированный антиферромагнетизм, или Ферримагнетизм, который реализуется главным образом в кристаллах окислов металлов с кристаллической решёткой типа Шпинели, Граната, Перовскита и других минералов (их называют ферритами (См. Ферриты)). Эти тела (обычно полупроводники и изоляторы) по магнитным свойствам похожи на обычные ферромагнетики. При нарушении компенсации магнитных моментов в антиферромагнетиках из-за слабого взаимодействия между атомными носителями М. возникает очень малая самопроизвольная намагниченность веществ (Магнетизм 0,1% от обычных значений для ферро- и ферримагнетиков). Такие вещества называются слабыми ферромагнетиками (например, гематит α-Fe₂O₃, карбонаты ряда металлов, ортоферриты и др.).

Магнитное состояние ферро- или антиферромагнетика во внешнем магнитном поле Н определяется, помимо величины поля, ещё и предшествующими состояниями магнетика (магнитной предысторией образца). Это явление называется Гистерезисом. Магнитный гистерезис проявляется в неоднозначности зависимости Jот Н(в наличии петли гистерезиса). Благодаря гистерезису для размагничивания образца оказывается недостаточным устранить внешнее поле, при Н= 0 образец сохранит остаточную намагниченность J_r. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магнитное поле H_c, которое называется коэрцитивной силой (См. Коэрцитивная сила). В зависимости от значения H_c различают магнитно-мягкие материалы (H_c <>а/м, или 10 э) и магнитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (H_c> 4ка/м, или 50 э). J_rи H_c зависят от температуры и, как правило, убывают с её повышением, стремясь к нулю с приближением Т к θ.

Кроме М. атомных частиц и веществ, современное учение о магнитных явлениях включает М. небесных тел и космической среды. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи: Земной магнетизм, Солнечный магнетизм, Магнитные звёзды, Межзвёздное магнитное поле, Космические лучи, а также Магнитное поле, Магнитная гидродинамика и другие.

Магнетизм в науке и технике. Основными научными проблемами современного учения о М. является выяснение природы обменного взаимодействия и взаимодействий, обусловливающих анизотропию в различных типах магнитоупорядоченных кристаллов; спектров элементарных магнитных возбуждений (Магнонов) и механизмов их взаимодействия между собой, а также с Фононами (квантами колебаний кристаллической решётки). Важной проблемой остаётся создание теории перехода из парамагнитного в ферромагнитное состояние. Исследование М. веществ широко применяется в различных областях науки как средство изучения химических связей и структуры молекул (Магнетохимия).Изучение диа- и парамагнитных свойств газов, жидкостей, растворов, соединений в твёрдой фазе позволяет разобраться в деталях физических и химических процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магнитных динамических характеристик (пара-, диа- и ферромагнитный, электронный и ядерный резонансы и релаксации) помогает понять кинетику многих физических и физико-химических процессов в различных веществах (см. Магнитный резонанс). Интенсивно развивается Магнитобиология.

К важнейшим проблемам М. космических тел относятся: выяснение происхождения магнитных полей Земли, планет, Солнца, звёзд (в частности, пульсаров (См. Пульсары)), внегалактических радиоисточников (радиогалактик (См. Радиогалактики), квазаров (См. Квазары) и др.), а также роли магнитных полей в космических процессах.

Основные технические применения М. находит в электротехнике, радиотехнике, электронике, приборостроении, электронных счётно-решающих устройствах, морской, авиационной и космической навигации, геофизических методах разведки полезных ископаемых, автоматике и телемеханике. В технике широкое применение нашли также магнитная Дефектоскопия и магнитные методы контроля. Магнитные материалы идут на изготовление магнитопроводов генераторов, моторов, трансформаторов, реле, магнитных усилителей, элементов магнитной памяти, стрелок компасов, лент магнитной записи и так далее.

История учения о магнетизме. Первые письменные свидетельства о М. (Китай) имеют более чем двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о применении естественных постоянных магнитов в качестве компаса. В работах древнегреческих и римских учёных есть упоминание о притяжении и отталкивании естественных магнитов и о намагничивании в присутствии магнита железных опилок (например, у Лукреция (См. Лукреций) в поэме«О природе вещей», 1 век до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться магнитный компас (с 12 века), были предприняты попытки экспериментального изучения взаимодействия магнитов разной формы (Пьер Перегрин де Марикур, 1269). Результаты исследований М. в эпоху Возрождения были обобщены в труде У. Гильберта «О магните, магнитных телах и о большом магните — Земле» (1600). Гильберт показал, в частности, что Земля — магнитный Диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноимённых полюсов магнита. Далее учение о М. развивалось в работах Р. Декарта, Ф. Эпинуса, Ш. Кулона. Декарт был автором первой подробной метафизической теории М. и геомагнетизма («Начала философии», часть 4, 1644); он исходил из существования особой магнитной субстанции, обусловливающей своим присутствием и движением М. тел.

В трактате «Опыт теории электричества и магнетизма» (1759) Эпинус подчеркнул тесную аналогию между электрическими и магнитными явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—1789), имеет определённое количественное выражение: взаимодействие точечных магнитных полюсов подчиняется тому же закону, что и взаимодействие точечных электрических зарядов (Кулона закон). В 1820 Х. Эрстед открыл магнитное поле электрического тока.

В том же году А. Ампер установил законы магнитного взаимодействия токов, эквивалентность магнитных свойств кругового тока и тонкого плоского магнита; М. он объяснял существованием молекулярных токов. В 30-х годах 19 века К. Гаусси В. Вебер развили математическую теорию геомагнетизма и разработали методы магнитных измерений.

Новый этап в изучении М. начинается с работ М. Фарадея (См. Фарадей), который дал последовательную трактовку явлений М. на основе представлений о реальности электро-магнитного поля. Ряд важнейших открытий в области электромагнетизма (электромагнитная индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э. Х.Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых электромагнитных явлений в трудах Дж. К. Максвелла (1872), систематическое изучение свойств ферромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; П. Кюри, 1895, и другие) заложили основы современной макроскопической теории М.

Микроскопический подход к изучению М. стал возможен после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классической электронной теории Х. А. Лоренца П. Ланжевен в 1905 построил теорию диамагнетизма (он создал также квазиклассическую теорию парамагнетизма). В 1892 Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс высказали идею о существовании внутреннего молекулярного поля, обусловливающего свойства ферромагнетиков. Открытие электронного спина и его магнетизма (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, 1925), создание последовательной теории микроскопических явлений — квантовой механики — привело к развитию квантовой теории диа-, пара- и ферромагнетизма. На основе квантовомеханических представлений (пространственного квантования) Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намагниченности парамагнетиков от внешнего магнитного поля и температуры. Ф. Хунд в 1927 провёл сравнение экспериментальных и теоретических значений эффективных магнитных моментов ионов в различных парамагнитных солях, что привело к выяснению влияния электрических полей парамагнитного кристалла на «замораживание» орбитальных моментов ионов — как было установлено, намагниченность кристалла определяется почти исключительно спиновыми моментами (В. Пенни и Р. Шлепп; Дж. Ван Флек, 1932). В 30-х годах была построена квантомеханическая теория магнитных свойств свободных электронов (Парамагнетизм Паули, 1927; Ландау диамагнетизм, 1930). Существенное значение для дальнейшего развития теории парамагнетизма имело предсказанное Я. Г. Дорфманом (1923) и затем открытое Е. К. Завойским (См. Завойский) (1944) явление электронного парамагнитного резонанса (См. Электронный парамагнитный резонанс) (ЭПР).

Созданию квантовой теории ферромагнетизма предшествовали работы немецкого физика Э. Изинга (1925, двумерная модель ферромагнетиков), Дорфмана (1927, им была доказана немагнитная природа молекулярного поля), В. Гейзенберга(1926, квантовомеханический расчёт атома гелия), В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, расчёт молекулы водорода). В двух последних работах был использован открытый в квантовой механике эффект обменного (электростатического) взаимодействия электронов (П.Дирак, 1926) в оболочке атомов и молекул и установлена его связь с магнитными свойствами электронных систем, подчиняющихся Ферми — Дирака статистике (Паули принципу). Квантовая теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (См. Френкель) (1928, коллективизированная модель) и Гейзенберга (1928, модель локализованных спинов). Рассмотрение ферромагнетизма как квантового кооперативного явления (Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых волн (См. Спиновые волны). В 1932—1933 Л. Неель и Л. Д. Ландау предсказали существование антиферромагнетизма. Изучение новых классов магнитных веществ — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу М. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхождении энергии магнитной анизотропии, построена теория доменной структуры и освоены методы её экспериментального изучения.

Развитию М. в значительной мере способствовало создание новых экспериментальных методов исследования веществ. Нейтронографические методы позволили определить типы атомных магнитных структур. Ферромагнитный резонанс, первоначально открытый и исследованный в работах В. К. Аркадьева (1913), а затем Дж. Гриффитса (1946), и антиферромагнитный резонанс (К. Гортер и другие, 1951) позволили начать экспериментальные исследования процессов релаксации магнитной, а также дали независимый метод определения эффективных полей анизотропии в ферро- и антиферромагнетиках.

Ядерный магнитный резонанс (Э. Пёрселл и др., 1945) и Мёссбауэра эффект (1958) значительно углубили наши знания о распределении спиновой плотности в веществе, особенно в металлических ферромагнетиках. Наблюдение рассеяния нейтронов и света позволили для ряда веществ определить спектры спиновых волн. Параллельно с этими экспериментальными работами развивались и различные аспекты теории М.: теория магнитной симметрии кристаллов, ферромагнетизм коллективизированных электронов, теория фазовых переходов (См. Фазовый переход) II рода и критических явлений (См. Критические явления), а также модели одномерных и двумерных ферро- и антиферромагнетиков.

Развитие физики магнитных явлений привело к синтезированию новых перспективных магнитных материалов: ферритов для ВЧ и СВЧ-устройств, высококоэрцитивных соединений типа SmCo₅ (см. Магнит постоянный), прозрачных ферромагнетиков и др.

Лит.: Тамм И. Е., Основы теории электричества, 7 издание, М., 1957; Ландау Л. Д. и Лифшиц Е. М., Электродинамика сплошных сред, М., 1959; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Пайерлс Р. Е., Квантовая теория твердых тел, перевод с английского, М., 1956; Дорфман Я. Г., Магнитные свойства и строение вещества, М., 1955; Киттель Ч., Введение в физику твердого тела, перевод с английского, 2 издание, М., 1962; Вонсовский С. В., Шур Я. С., ферромагнетизм, М. — Л., 1948; Поливанов К. М., ферромагнетики, М. — Л., 1957; Бозорт Р., Ферромагнетизм, перевод с английского, М., 1956; Маттис Д., Теория магнетизма. Введение в изучение кооперативных явлений, перевод с английского, М., 1967; Туров Е. А., физические свойства магнитоупорядоченных кристаллов, М., 1963; Vleck J. Н. van, The theory of electric and magnetic susceptibilities, Oxf., 1932; Backer R., Doring W., Ferromagnetismus, B., 1939; Magnetism, ed. G. T. Rado and Н. Suhl, v. 1, v. 2, pt. A — B, v. 3, v. 4, N. Y., 1963—66; Goodenough J., Magnetism and the chemical bond, N. Y. — L., 1963.

С. В. Вонсовский.

1. магнети́зм;
2. магнети́змы;
3. магнети́зма;
4. магнети́змов;
5. магнети́зму;
6. магнети́змам;
7. магнети́зм;
8. магнети́змы;
9. магнети́змом;
10. магнети́змами;
11. магнети́зме;
12. магнети́змах.

МАГНЕТИ́ЗМ, -а, муж.

1. Совокупность явлений, связанных с действием свойств магнита (спец.). Земной м.

2. перен. Притягательная сила (устар.). М. чьих-н. слов, взгляда.

| прил. магнетический, -ая, -ое.

-а, м.

1.

Свойство магнита, а также проводника с электрическим током притягивать к себе или отталкивать от себя некоторые тела.

2. спец.

Совокупность явлений, связанных с магнитным взаимодействием между электрическими токами, между токами и магнитами и между магнитами.

3.

Учение о магнитных явлениях и свойствах тел.

Курс магнетизма.

4. перен. устар.

Притягательная, покоряющая сила воздействия.

А точно: силой магнетизма Стихов российских механизма Едва в то время не постиг Мой бестолковый ученик. Пушкин, Евгений Онегин.

Был в нем некий магнетизм, который притягивал к нему сердца и симпатию людей труда. М. Горький, В. И. Ленин.

5. устар.

Гипнотическое внушение.

Я совсем не против народной медицины и верю ей, особенно в соединении с магнетизмом. С. Аксаков, Воспоминания.

Не лежит у меня душа к этим господам, которые беседуют с духами и лечат баб магнетизмом. Чехов, Ариадна.

земной магнетизм

1) (физ.) свойство Земли как небесного тела, обусловливающее существование вокруг нее магнитного поля;

[франц. magnétisme]

МАГНЕТИ́ЗМ, магнетизма, мн. нет, муж. (от греч. magnetis - магнит).

1. Свойство магнита (в 1 знач.; физ.).

2. Учение о магнитных явлениях (физ.).

3. То же, что животный магнетизм (устар.; см. ниже). «Силой магнетизма стихов российских механизма едва в то время не постиг мой бестолковый ученик.» Пушкин.

❖

I

1.

Учение о магнитных явлениях и магнитных свойствах тел.

2.

Совокупность явлений, связанных с магнитным взаимодействием между электрическими токами и магнитами и между магнитами.

3.

Свойство некоторых тел - магнитов - притягивать к себе или отталкивать от себя другие тела.

4.

Притягательная, покоряющая сила воздействия.

II

Гипнотическое внушение; гипноз 2..

МАГНЕТИЗМ (от греч. magnetis - магнит) -1) раздел физики, изучающий взаимодействие движущихся электрически заряженных частиц (тел) или частиц (тел) с магнитным моментом, осуществляемое магнитным полем.2) Общее наименование проявлений этого взаимодействия. В магнитных взаимодействиях участвуют элементарные частицы (электроны, протоны и др.), электрические токи и намагниченные тела, обладающие магнитным моментом. У элементарных частиц магнитный момент может быть спиновым (см. Спин) и орбитальным. Магнетизм атомов молекул и макроскопических тел определяется в конечном счете магнетизмом элементарных частиц. В зависимости от характера взаимодействия частиц-носителей магнитного момента у веществ может наблюдаться ферромагнетизм, ферримагнетизм, антиферромагнетизм, парамагнетизм, диамагнетизм и др. виды магнетизма.

МАГНЕТИЗМ (от греческого magnetis - магнит, от Magnetis lithos, буквально - камень из Магнесии, древнего города в Малой Азии), раздел физики, изучающий взаимодействие микрочастиц (или тел), обладающих магнитным моментом, друг с другом или с внешним магнитным полем; к магнетизму относится также изучение взаимодействия движущихся электрически заряженных частиц (или тел), создающих электрический ток, с магнитным полем, созданным другими движущимися зарядами или постоянным магнитом. Важнейшей составной частью магнетизма является изучение физических свойств магнетиков, а также некоторых небесных тел. Явления, изучаемые в магнетизме, широко применяются в электро- и радиотехнике, электронике, в устройствах управления и контроля, дефектоскопии, геофизической разведке и т.п. Первые упоминания о магнитных явлениях относятся к началу нашей эры (Китай); магнитные свойства Земли описаны У. Гильбертом (17 в.). Значительный вклад в развитие магнетизма внесли Х. Эрстед, М. Фарадей, Дж.К. Максвелл, П. Кюри (19 в.); в 20 в. современные теории магнетиков были построены на основе квантовой механики в трудах П. Дирака, В. Гейзенберга и др.

муж.
1) magnetism земной магнетизм ≈ terrestrial magnetism
2) физ. magneticsм. magnetism;
земной ~ terrestrial magnetism.

m.magnetism

магнетизм м Magnetismus m неизм. земной магнетизм Erdmagnetismus m

м

Magnetismus m неизм.

земной магнетизм — Erdmagnetismus m

м.

magnétisme m

земной магнетизм — magnétisme terrestre

м.

magnetismo m (тж. перен.)

земно́й магнети́зм физ. — magnetismo terrestre

м.

magnetismo тж. перен.

магнетизм личности — il magnetismo della personalita

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=cH, где c — магнитная восприимчивость ед. объёма в-ва (у диамагнетиков c<0, у парамагнетиков c>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)

где (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 mj определяется полным угловым квантовым числом j и равен: mj=gj?(j(j+1)mБ),где gj — Ланде множитель, mБ — 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 eвз, рассчитанной на отд. пару частиц — носителей магн. момента. Энергию eвз, обусловленную электрич. и магн. вз-ствием ч-ц, можно сопоставить с величинами энергий др. ат. вз-ствий: с энергией ч-цы, имеющей магн. момент порядка =mБ в нек-ром эффективном магн. поле Hэфф, т. е. с eH=mБHэфф, и со ср. энергией теплового движения ч-цы при нек-рой эффективной критич. темп-ре Тк, т. е. eT=kTк (Hэфф и Тк служат мерами энергии вз-ствия ч-ц). При значениях напряжённости внеш. поля HHэфф 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 eвз по сравнению с eT или eH, 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 eэл двух эл-нов, находящихся на ат. расстоянии a (a=10-8 см): eэл=е2/а=2,57
• 10-11 эрг. Мерой магн. вз-ствия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магн. моментами mБ и находящихся на расстоянии а, т. е. eмагн=m2Б/a3»10-15 эрг.

Т. о., eэл превосходит энергию eмагн 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 eмагн=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 eоб=10-13 эрг.

Значение eоб>0 соответствует параллельной ориентации ат. магн. моментов, т. е. самопроизвольной (спонтанной) намагниченности ферромагнетиков. При eоб<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 eоб противоположны. Изложенное позволяет провести следующую физ. классификацию магн. свойств в-в.

I. Магнетизм слабо взаимодействующих частиц (eвз<-mБH или eвз<-kT).

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 c 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 c 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 c=10-3—10-5 и при не очень низких темп-рах и не очень сильных магн. полях (mБH/kT<-1) не зависит от поля H, но существенно зависит от темп-ры — для c имеет место Кюри закон: c=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 mБH/kT<-1 их восприимчивость c не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса закон: c=С'/(Т-D), где С' и D — константы в-ва; в) для ферро- и антиферромагн. в-в выше точки Кюри q.

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 (c=10-5), не зависит от поля и слабо меняется с темп-рой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и др.) этот парамагнетизм 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; c 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 T

III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (eвз->mБH или eвз->kT).

Ферромагнетизм имеет место в в-вах с положительной обменной энергией (eоб>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 Tq 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 (eоб<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 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 a-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 эксперим. 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.

МАГНЕТИЗМ, свойства вещества или электрических токов, связанные с силовым полем (МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ) и с полярностью север - юг (магнитными полюсами). Все вещества обладают такими свойствами в той или иной степени, потому что вращающиеся по орбите ЭЛЕКТРОНЫ индуцируют в атомах магнитное поле так же, как ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ТОК - магнитное поле; подобным образом внешнее магнитное поле будет оказывать воздействие на орбиты электронов. Все вещества обладают слабыми магнитными свойствами и будут стремиться расположиться соответствующим образом в поле, но в некоторых случаях этот ДИАМАГНЕТИЗМ скрывается более сильными формами магнетизма (ПАРАМАГНЕТИЗМОМ и ФЕРРОМАГНЕТИЗОМ). Парамагнетизм вызывается ВРАЩЕНИЕМ электронов и имеет место в веществах, у которых есть непарные электроны в атомах или молекулах. Самая важная форма магнетизма, ферромагнетизм, проявляется в таких веществах, как железо и никель, способных намагничиваться даже слабым полем благодаря образованию небольших участков, называемых сферами, которые ведут себя подобно миниатюрным магнитам и располагаются под влиянием внешнего поля. Эти сферы образуются в результате сильных межатомных сил, вызванных вращением электронов на незаполненных внутренних электронных оболочках атомов. Постоянные магниты, которые сохраняют свое намагничивание после того, как удалили намагничивающее поле, являются фер-ромагнитами. ЭЛЕКТРОМАГНИТЫ имеют ферромагнитный сердечник, вокруг которого намотана проводящая катушка. Ток, проходящий по катушке, намагничивает сердечник.

Простой способ намагничивать материалы, такие как железо и его сплавы, — это провести по ним магнитом в виде бруска (А), близость которого в сочетании с его движением ориентирует магнитные элементы в материале определенным образом Так они усиливают друг друга, а не сохраняют свое обычно хаотическое расположение Направленные на юг концы сферы пытаются следовать за движением северного полюса магнита, в результате правая сторона нового магнита становится южным полюсом. Сферы лежат своими южными полюсами направо и. следовательно, их северные полюса находятся слева. Еще один способ намагнитить брусок из подходящего материала — это просто удавить его (В1. Элементы испы тывают механический удар, а поле Земли стремится выровнять их. Следуя технологии, показанной на рисунке (А), можно сделать магнит в виде бруска из подходящего материала, используя два магнита (С). В этом случае правая сторона становит ся южным полюсом, а левая — севеоным.

МАГНЕТИ́ЗМ -а; м. [франц. magnétisme]

1. Свойство магнита, а также проводника с электрическим током притягивать к себе или отталкивать от себя некоторые тела. Изучение магнетизма. Земной м. (свойство Земли как небесного тела, имеющего магнитное поле).

2. Учение о магнитных явлениях и свойствах тел. Курс магнетизма.

3. Книжн. Притягательная, покоряющая сила воздействия. М. личности. М. души.

4. Гипнотическое внушение. Лечить магнетизмом.

◁ Магнети́ческий, -ая, -ое. Устар. (3-4 зн.). М-ое влияние. М-ие глаза. М-ая сила.

* * *

(от греч. magnētis — магнит), 1) раздел физики, изучающий взаимодействие движущихся электрически заряженных частиц (тел) или частиц (тел) с магнитным моментом, осуществляемое магнитным полем.2) Общее наименование проявлений этого взаимодействия. В магнитных взаимодействиях участвуют элементарные частицы (электроны, протоны и др.), электрические токи и намагниченные тела, обладающие магнитным моментом. У элементарных частиц магнитный момент может быть спиновым (см. Спин) и орбитальным. Магнетизм атомов молекул и макроскопических тел определяется в конечном счёте магнетизмом элементарных частиц. В зависимости от характера взаимодействия частиц-носителей магнитного момента у веществ может наблюдаться ферромагнетизм, ферримагнетизм, антиферромагнетизм, парамагнетизм, диамагнетизм и другие виды магнетизма.

* * *

МАГНЕТИ́ЗМ (от греч. magnetis — магнит),

1) раздел физики, изучающий взаимодействие движущихся электрически заряженных частиц (тел) или частиц (тел) с магнитным моментом, осуществляемое магнитным полем.

2) Общее наименование проявлений этого взаимодействия. В магнитных взаимодействиях участвуют элементарные частицы (электроны, протоны и др.), электрические токи и намагниченные тела, обладающие магнитным моментом. У элементарных частиц магнитный момент может быть спиновым (см. Спин(см. СПИН)) и орбитальным. Магнетизм атомов молекул и макроскопических тел определяется в конечном счете магнетизмом элементарных частиц. В зависимости от характера взаимодействия частиц-носителей магнитного момента у веществ может наблюдаться ферромагнетизм, ферримагнетизм, антиферромагнетизм, парамагнетизм, диамагнетизм и др. виды магнетизма.

(от греч.Magnetis lithos букв. — камень из Магнесии (Magnesia — древний город в в Малой Азии)

1) учение о магнитных свойствах тел и магнитных явлениях;

2) совокупность магнитных явлений; наиболее известен и используем земной магнетизм.

МАГНЕТИЗМ — (1) особая форма взаимодействия между магнитами (см.), между электрическими токами и магнитами и между электрическими токами. Взаимодействие осуществляется посредством магнитного поля (см.). В зависимости от природы носителей М. и характера их взаимодействия различают М. слабовзаимодействующих частиц (диамагнетизм (см.) и парамагнетизм (см.)) и М. веществ с атомным магнитным порядком (ферромагнетизм (см.), антиферромагнетизм и др.). Магнитные свойства ряда веществ (см. магнетики) широко используются в электро- и радиотехнике, автоматике и вычислительной технике, приборостроении и телемеханике, в морской и авиакосмической навигации, в магнитной записи и др.; (2) раздел физики, изучающий это взаимодействие и свойства веществ (магнетиков), в которых оно проявляется; (3) М. земной — проявление магнитных свойств Земли, которая является большим магнитом.