birmaga.ru
добавить свой файл

1 2 ... 25 26

М

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

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

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

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

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

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

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


В. П. Кузнецов.

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

356


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

Ф. Л. Шапиро.

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

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


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

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

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

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

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


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

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

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


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

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

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

357

магн. момент порядка ~б в нек-ром эффективном магн. поле Hэфф, т. е. с H=БHэфф, и со ср. энергией теп­лового движения ч-цы при нек-рой эффективной критич. темп-ре Тк, т. е. T=kTк (Hэфф и Тк служат мерами энергии вз-ствия ч-ц). При значениях напряжённости внеш. поля H


следующая страница >>