Текст книги "Большая Советская Энциклопедия (МА)"
Автор книги: Большая Советская Энциклопедия
Жанр:
Энциклопедии
сообщить о нарушении
Текущая страница: 12 (всего у книги 155 страниц)
Магнитка
Магни'тка, посёлок городского типа в Кусинском районе Челябинской области РСФСР. Расположен на Южном Урале, на реке Куса (бассейн Камы), в 17 км к северу от Златоуста. 12,5 тысяч жителей (1972). Добыча железной руды.
Магнитная анизотропия
Магни'тная анизотропи'я, неодинаковость магнитных свойств тел по различным направлениям. Причина М. а. заключается в анизотропном характере магнитного взаимодействия между атомными носителями магнитного момента в веществах. В изотропных газах, жидкостях, поликристаллических твёрдых телах М. а. в макромасштабе не проявляется. Напротив, в монокристаллах М. а. приводит к большим наблюдаемым эффектам, например к различию величины магнитной восприимчивости парамагнетиков вдоль различных направлений в кристалле. Особенно велика М. а. в монокристаллах ферромагнетиков, где она проявляется в наличии осей лёгкого намагничивания , вдоль которых направлены векторы самопроизвольной намагниченности Js ферромагнитных доменов . Мерой М. а. для данного направления в кристалле является работа намагничивания внешнего магнитного поля, необходимая для поворота вектора Js из положения вдоль оси наиболее лёгкого намагничивания в новое положение – вдоль внешнего поля. Эта работа при постоянной температуре определяет свободную энергию М. а. Faн для данного направления (см. Ферромагнетизм ). Зависимость Faн от ориентации Js в кристалле определяется из соображений симметрии. Например, для кубических кристаллов:
,
где a1 , a2 , a3 – направляющие косинусы Js относительно осей кристалла [100] (рис. ), K1 – первая константа естественной кристаллографической М. а. Величина и знак её определяются атомной структурой вещества, а также зависят от температуры, давления и т.п. Например, в железе при комнатной температуре K1 ~ 105 эрг/см3 (104дж/м3 ), а в никеле K1 ~ —104эрг/см3 (—103дж/м3 ). С ростом температуры эти величины уменьшаются, стремясь к нулю в Кюри точке . У антиферромагнетиков, ввиду наличия у них не менее двух магнитных подрешёток (J1 и J2 ), имеется, по крайней мере, две константы М. а. Для одноосного антиферромагнитного кристалла Fан записывается в виде
(z – направление оси М. а.). Значения констант а и b того же порядка, что и у ферромагнетиков. У антиферромагнетиков наблюдается большая анизотропия магнитной восприимчивости c; вдоль оси лёгкого намагничивания c стремится с понижением температуры к нулю, а в перпендикулярном к оси направлении (ниже Нееля точки ) c не зависит от температуры.
Экспериментально константы М. а. могут быть определены из сопоставления значений энергии М. а. для различных кристаллографических направлений. Другой метод определения констант М. а. сводится к измерению моментов вращения, действующих на диски из ферромагнитных монокристаллов во внешнем поле (см. Анизометр магнитный ), так как эти моменты пропорциональны константам М. а. Наконец, эти константы можно определить графически по площади, ограниченной кривыми намагничивания ферромагнитных кристаллов и осью намагниченности, ибо эта площадь также пропорциональна константам М. а. Значения констант М. а. могут быть определены также из данных по электронному парамагнитному резонансу (для парамагнетиков), по ферромагнитному резонансу (для ферромагнетиков) и по антиферромагнитному резонансу (для антиферромагнетиков). Вследствие магнитострикции в магнетиках наряду с естественной кристаллографической М. а. наблюдается также магнитоупругая анизотропия, которая возникает при наложении на образец внешних односторонних напряжений. В поликристаллах, при наличии в них текстуры магнитной или текстуры кристаллографической, также проявляется М. а.
Лит.: Акулов Н. С., Ферромагнетизм, М. – Л., 1939; Бозорт Р, Ферромагнетизм, перевод с английского, М., 1956; Вонсовский С. В. и Шур Я. С., Ферромагнетизм, М. – Л., 1948; Вонсовский С. В., Магнетизм, М, 1971.
С. В. Вонсовский.
Магнитная анизотропия кубических монокристаллов железа. Приведены кривые намагничивания для трёх главных кристаллографических осей [100], [110] и [111] ячейки кристалла железа; J – намагниченность, Н – напряжённость намагничивающего поля.
Магнитная антенна
Магни'тная анте'нна,рамочная антенна (обычно многовитковая) с сердечником из магнитного материала. В качестве магнитных материалов чаще всего используют магнитодиэлектрики или ферриты (ферритовая антенна), М. а. применяются преимущественно для приёма радиоволн в радиопеленгации, радионавигации и особенно широко в малогабаритных радиовещательных приёмниках. Диаграмма направленности их такая же, как у обычной рамочной антенны. Рамка М. а. обычно подключается к конденсатору переменной ёмкости, образуя на входе приёмника настраиваемый на рабочую длину волны параллельный резонансный контур. При больших мощностях электрических колебаний (например, в режиме передачи) в сердечнике М. а. возбуждается сильное электромагнитное поле, что приводит к нежелательному изменению её характеристик. Сердечник М. а. выполняется в виде сплошного стержня либо, при больших её размерах, набирается из отдельных секций. Внесение сердечника внутрь рамки (обмотки из проводника тока) увеличивает индуктируемую в рамке эдс в N раз, сопротивление излучения М. а. в N2 раз, индуктивность рамки примерно в N раз. Значение N определяется по формуле: N = mэф × b2 / r2 , где mэф – эффективное значение магнитной проницаемости сердечника, зависящее от начальной магнитной проницаемости материала сердечника m и отношения его длины к радиусу, b — радиус сердечника, r – радиус рамки.
Наряду с положительным эффектом увеличения эдс введение сердечника в рамку сопровождается увеличением тепловых потерь в ней, вызванных наведёнными в сердечнике токами проводимости и потерями на гистерезис . Потери, как правило, больше при использовании материалов с высокими значениями магнитной проницаемости и растут с укорочением длины принимаемой волны. Это ограничивает диапазон использования М. а. гектометровыми и километровыми волнами и целесообразные значения N , которые для декаметровых волн, например, не превышают нескольких десятков.
Лит.: Хомич В. И., Ферритовые антенны, 3 изд., М.. 1969; Вершков М. В., Судовые антенны, Л., 1972.
Г. А. Лавров.
Магнитная восприимчивость
Магни'тная восприи'мчивость, физическая величина, характеризующая связь между магнитным моментом (намагниченностью) вещества и магнитным полем в этом веществе.
Объёмная М. в. равна отношению намагниченности единицы объёма вещества J к напряжённости Н намагничивающего магнитного поля: 
= J /H . М. в. – величина безразмерная и измеряется в безразмерных единицах М. в., рассчитанная на 1 кг (или 1 г ) вещества, называется удельной (уд = /r, где r – плотность вещества), а М. в. одного моля – молярной: c = уд ×М , где М – молекулярная масса вещества.
М. в., может быть как положительной, так и отрицательной. Отрицательной М. в. обладают диамагнетики , они намагничиваются не по полю, а против поля. У парамагнетиков и ферромагнетиков М. в. положительна (они намагничиваются по полю). М. в. диамагнетиков и парамагнетиков мала (~10-4 —10-6 ), она слабо зависит от Н и то лишь в области очень сильных полей (и низких температур). Значения М. в. приведены в таблице.
Магнитная восприимчивость некоторых диамагнетиков и парамагнетиков (при нормальных условиях)*
| Диамагнетики | c·106 | Парамагнетики | c·106 |
| Элементы | Элементы | ||
| Гелий He | –2,02 | Литий Li | 24,6 |
| Неон Ne | –6,96 | Натрий Na | 16,1 |
| Аргон Ar | –19,23 | Калий K | 21,35 |
| Медь Cu | –5,41 | Рубидий Rb | 18,2 |
| Серебро Ag | –21,5 | Цезий Cs | 29,9 |
| Золото Au | –29,59 | Магний Mg | 13,25 |
| Цинк Zn | –11,40 | Кальций Ca | 44,0 |
| Бериллий Be | –9,02 | Стронций Sr | 91,2 |
| Висмут Bi | –284,0 | Барий Ba | 20,4 |
| Неорганические соединения | Титан Ti | 161,0 | |
| AgCl | –49,0 | Вольфрам W | 55 |
| BiCl3 | –100,0 | Платина Pt | 189,0 |
| CO2 (газ) | –21 | Уран U | 414,0 |
| H2 O (жидкость) | –13,0 (0 °C) | Плутоний Pu | 627,0 |
| Органические соединения | Неорганические соединения | ||
| Анилин C6 H7 N | –62,95 | CoCl2 | 121660 |
| Бензол C6 H6 | –54,85 | EuCl2 | 26500 |
| Дифениламин C12 H11 N | –107,1 | MnCl2 | 14350 |
| Метан CH4 (газ) | –16,0 | FeS | 1074 |
| Октан C8 H18 | –96,63 | UF6 | 43 |
| Нафталин C10 H8 | –91,8 |
* Данные приведены для СГС системы единиц
М. в. достигает особенно больших значений в ферромагнетиках (от нескольких десятков до многих тысяч единиц), причём она очень сильно и сложным образом зависит от Н. Поэтому для ферромагнетиков вводят дифференциальную М. в. kд = dJ / dH . При Н = 0 (см. рис. ) М. в. ферромагнетиков не равна нулю, а имеет значение kа , называемое начальной М. в. С увеличением Н М. в. растет, достигает максимума (kмакс ) и затем вновь уменьшается. В области очень высоких значений Н М. в. ферромагнетиков (при температурах, не очень близких к точке Кюри) становится столь же незначительной, как и в обычных парамагнетиках (область парапроцесса ). Вид кривой k (H ) (кривая Столетова) обусловлен сложным механизмом намагничивания ферромагнетиков. Типичные значения k а и kмакс : Fe ~ 1100 и ~ 22000, Ni ~ 12 и ~ 80, сплав пермаллой ~ 800 и ~8000 (в нормальных условиях).
М. в., как правило, зависит от температуры (исключение составляют большинство диамагнетиков и некоторые парамагнетики – щелочные и, отчасти, щёлочноземельные металлы). М, в. парамагнетиков уменьшается с температурой, следуя Кюри закону или Кюри – Вейса закону . В ферромагнитных телах М. в. с ростом температуры увеличивается, достигая резкого максимума вблизи точки Кюри q. М в. антиферромагнетиков увеличивается с ростом температуры до точки Нееля, а затем падает по закону Кюри – Вейса (см. Кюри точка ).
Лит.: Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Бозорт Р., Ферромагнетизм, перевод с английского, М., 1956; Tables de constantes et données numériques, 7. Constantes sélectionnées. Diamagnétisme et paramagnétisme, par G. Foëx, P., 1957.
С. В. Вонсовский.
Кривая зависимости дифференциальной магнитной восприимчивости cд ферромагнетиков от напряжённости намагничивающего поля Н.
Магнитная вязкость
Магни'тная вя'зкость , 1) в ферромагнетизме (называется также магнитным последействием) – отставание во времени изменения магнитных характеристик (намагниченности, проницаемости и т.д.) ферромагнетиков от изменений напряжённости внешнего магнитного поля. Вследствие М. в. намагниченность образца устанавливается после изменения напряжённости поля через время от 10-9сек до десятков минут и даже часов (см. также Релаксация магнитная ). При намагничивании ферромагнетиков в переменном поле наряду с потерями электромагнитной энергии на вихревые токи и гистерезис возникают потери на М. в., которые в полях высокой частоты достигают значительной величины. М. в. в проводниках часто маскируется действием вихревых токов, «вытесняющих» магнитный поток из ферромагнетиков. С целью уменьшения влияния вихревых токов при экспериментальном исследовании М. в. образцы материалов берутся в виде тонких проволок (рис. ).
В зависимости от структуры ферромагнетика, условий его намагничивания, температуры, М. в. может вызываться различными причинами. При апериодическом изменении напряжённости поля в интервале значений, близких к коэрцитивной силе , где изменение намагниченности обычно осуществляется необратимым смещением границ между доменами (см. Намагничивание ), вязкостный эффект в проводниках вызывается в основном вихревыми микротоками (1-й тип М. в.). Эти токи возникают при изменениях поля, связанных с перемагничиванием доменов. Время установления магнитного состояния в этом случае пропорционально дифференциальной магнитной восприимчивости и для чистых ферромагнитных металлов (Fe, Со, Ni) обратно пропорционально абсолютной температуре. Другой тип М. в. обусловлен примесями, снижающими свободную энергию междоменных границ. Перемещающиеся вследствие изменения поля доменные границы задерживаются в местах концентрации атомов примеси, и процесс намагничивания прекращается. Со временем, после диффузии атомов примеси в другие места, границы получают возможность двигаться дальше, намагничивание продолжается (2-й тип М. в.).
В высококоэрцитивных сплавах и некоторых других ферромагнетиках наблюдается так называемая сверхвязкость, для которой время магнитной релаксации составляет несколько минут и более (3-й тип М. в.). Этот тип М. в. связан с флуктуациями энергии, преимущественно тепловыми. Флуктуации вызывают перемагничивание доменов, которые при изменении поля получили недостаточно энергии, чтобы сразу перемагнититься. Диффузионные и флуктуационные процессы существенно зависят от температуры, поэтому М. в. 2-го и 3-го типов характеризуется сильной температурной зависимостью: с понижением температуры М. в. возрастает. Четвёртый тип М. в., характерный главным образом для ферритов , обусловлен диффузией электронов между ионами 2-валентного и 3-валентного железа. Этот процесс эквивалентен диффузии самих ионов, но осуществляется значительно легче, поэтому М. в. ферритов обычно невелика. В сильных магнитных полях действие М. в. незначительно. Часто в ферромагнетиках одновременно проявляются несколько типов М. в., что затрудняет анализ явления. Важный вклад в исследование М. в. внесли советские физики В. К. Аркадьев , Б. А. Введенский и другие, из зарубежных учёных – Л. Неель , голландский физик Я. Снук и другие.
Лит.: Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Kronmuller Н., Nachwirkung in Ferromagnetika, В., 1968.
Р. В. Телеснин.
2) В магнитной гидродинамике – величина, характеризующая свойства электропроводящих жидкостей и газов при их движении в магнитном поле. В абсолютной системе единиц Гаусса (см. СГС система единиц ) М. в. nm = c2 / 4ps, где с – скорость света в вакууме, s – электрическая проводимость среды.
Лит. см. при ст.Магнитная гидродинамика .
Экспериментальная кривая (а) спада намагниченности (в условных единицах) проволоки диаметром 0,5 мм из сплава Fe – Ni и вычисленная кривая (б) спада намагниченности того же образца при наличии только вихревых токов. Различие кривых а и б объясняется влиянием магнитной вязкости.
Магнитная гидродинамика
Магни'тная гидродина'мика (МГД), наука о движении электропроводящих жидкостей и газов в присутствии магнитного поля ; раздел физики, развившийся «на стыке» гидродинамики и классической электродинамики . Характерными для М. г. объектами являются плазма (настолько, что М. г. иногда рассматривают как раздел физики плазмы), жидкие металлы и электролиты .
Первые исследования по М. г. восходят ко временам М. Фарадея , но как самостоятельная отрасль знания М. г. стала развиваться в 20 веке в связи с потребностями астрофизики и геофизики . Было установлено, что многие космические объекты обладают магнитными полями. Так, в атмосферах звёзд наблюдаются поля напряжённостью ~ 10000 э (на Солнце до 5000 э), а в открытых в 1969 пульсарах , по современным представлениям, напряжённости полей достигают 1012э. Динамическое поведение находящейся в подобных полях плазмы радикально изменяется, так как плотность энергии магнитного поля становится сравнимой с плотностью кинетической энергии частиц плазмы (или превышает её). Этот же критерий справедлив и для слабых космических магнитных полей напряжённостью 10-3 —10-5 э (в межзвёздном пространстве, поле Земли в верхней атмосфере и за её пределами), если в областях, занимаемых ими, концентрация заряженных частиц низка. Таким образом, возникла необходимость в создании специальной теории движения космической плазмы в магнитных полях, получившей название космической электродинамики, а в случае, когда плазму можно рассматривать как сплошную среду – космической магнитогидродинамики (космической МГД).
Основные положения М. г. были сформулированы в 1940-х годах Х. Альфвеном , который в 1970 за создание М. г. был удостоен Нобелевской премии по физике. Им было теоретически предсказано существование специфических волновых движений проводящей среды в магнитном поле, получивших название волн Альфвена. Начав формироваться как наука о поведении космической плазмы, М. г. вскоре распространила свои методы и на проводящие среды в земных условиях (главным образом создаваемые в научных исследованиях и в производственной деятельности). В начале 1950-х годов развитию М. г., как и физики плазмы в целом, дали мощный импульс национальные программы (СССР, США, Великобритания) исследований по проблеме управляемого термоядерного синтеза . Появились и быстро совершенствуются многочисленные технические применения М. г. (МГД-насосы, генераторы, сепараторы, ускорители, перспективные для космических полётов плазменные двигатели и пр.).
В основе М. г. лежат две группы законов физики: уравнения гидродинамики и уравнения электромагнитного поля (Максвелла уравнения ). Первые описывают течения проводящей среды (жидкости или газа); однако, в отличие от обычной гидродинамики, эти течения связаны с распределёнными по объёму среды электрическими токами. Присутствие магнитного поля приводит к появлению в уравнениях дополнительного члена, соответствующего действующей на эти токи распределённой по объёму электродинамической силе (см. Ампера закон , Лоренца сила ). Сами же токи в среде и вызываемые ими искажения магнитного поля определяются второй группой уравнений. Таким образом, в М. г. уравнения гидродинамики и электродинамики оказываются существенно взаимосвязанными. Следует отметить, что в М. г. в уравнениях Максвелла почти всегда можно пренебречь токами смещения (нерелятивистская М. г.).
В общем случае уравнения М. г. нелинейны и весьма сложны для решения, но в практических задачах часто можно ограничиться теми или иными предельными режимами, при оценке которых важным параметром служит безразмерная величина, называемая магнитным Рейнольдса числом :
(1)
(L – характерный для течения среды размер, V – характерная скорость течения, nm = c2 /4ps – так называемая магнитная вязкость, описывающая диссипацию энергии магнитного поля, s – электрическая проводимость среды, с – скорость света в вакууме; здесь и ниже используется абсолютная система единиц Гаусса, см. СГС система единиц ).
При Rm << 1 (что обычно для лабораторных условий и технических применений) течение проводящей среды слабо искажает магнитное поле, которое поэтому можно считать заданным внешними источниками. Такое течение может быть использовано, например, для генерации электрического тока – энергия гидродинамического движения среды превращается в энергию тока во внешней цепи (см. Магнитогидродинамический генератор ). Напротив, если ток в среде поддерживается внешней эдс, то наличие внешнего магнитного поля вызывает появление упомянутой выше объёмной электродинамической силы, которая создаёт в среде перепад давления и приводит её в движение. Этот эффект используется в МГД-насосах (например, для перекачивания расплавленного металла) и плазменных ускорителях . Объёмная электродинамическая сила даёт также возможность создавать регулируемую выталкивающую (архимедову) силу, которая действует на помещенные в проводящую жидкость тела. На этом важном эффекте основано действие МГД-сепараторов. Таковы основные технические применения М. г. Кроме того, в М. г. находят естественное обобщение известные задачи обычных гидродинамики и газовой динамики : обтекание тел, пограничный слой и другие; в ряде случаев (например, при полётах в ионосфере космических аппаратов, в каналах, по которым текут проводящие среды) оказывается возможным с помощью магнитного поля существенно влиять на свойства соответствующих течений.
Однако наиболее интересные и разнообразные эффекты характерны для другого предельного класса сред, рассматриваемых в М. г., – для сред с Rm >> 1, то есть с высокой проводимостью и (или) большими размерами. Эти условия, как правило, выполняются в средах, изучаемых в гео– и астрофизических приложениях М. г., а также в горячей (например, термоядерной) плазме. Течения в таких средах чрезвычайно сильно влияют на магнитное поле в них. Одним из важнейших эффектов в этих условиях является вмороженность магнитного поля. В хорошо (строго говоря – идеально) проводящей среде индукция электромагнитная вызывает появление токов, препятствующих какому бы то ни было изменению магнитного потока через всякий материальный контур. В движущейся МГД-среде с Rm >> 1 это справедливо для любого контура, образуемого её частицами. В результате магнитный поток через любой движущийся и меняющий свои размеры элемент среды остаётся неизменным (с тем большей степенью точности, чем больше величина Rm ), и в этом смысле говорят о «вмороженности» магнитного поля. Это во многих случаях позволяет, не прибегая к громоздким расчётам, с помощью простых представлений получить качественную картину течений среды и деформаций магнитного поля – следует только рассматривать магнитные силовые линии как упругие нити, на которые нанизаны частицы среды. Более строгое рассмотрение этого «упругого» действия магнитного поля на проводящую среду показывает, что оно сводится к изотропному (то есть одинаковому по всем направлениям) «магнитному» давлению рМ = B2 / 8p, которое добавляется к обычному газодинамическому давлению среды р, и магнитному натяжению Т = B2 / 4p, направленному вдоль силовых линий поля (магнитная проницаемость всех представляющих интерес для М. г. сред с большой точностью равна 1, и можно с равным правом пользоваться как магнитной индукцией В , так и напряжённостью Н ).
Наличие дополнительных «упругих» натяжений в МГД-средах приводит к специфическому колебательному (волновому) процессу – волнам Альфвена. Они обусловлены магнитным натяжением Т и распространяются вдоль силовых линий (подобно волнам, бегущим вдоль упругой нити) со скоростью
, (2)
где r – плотность среды. Волны Альфвена описываются точным решением нелинейных уравнений М. г. для несжимаемой среды. Ввиду сложности этих уравнений таких точных решений для больших Rm получено очень немного. Ещё одно из них описывает течение несжимаемой (r = const) жидкости с той же альфвеновской скоростью (2) вдоль произвольного магнитного поля. Известно точное решение и для так называемых МГД-разрывов, которые включают контактные, тангенциальные и вращательные разрывы, а также быструю и медленную ударные волны. В контактном разрыве магнитное поле пересекает границу раздела двух различных сред, препятствуя их относительному движению (в приграничном слое среды неподвижны одна относительно другой). В тангенциальном разрыве поле не пересекает границу раздела двух сред (его составляющая, нормальная к границе, равна нулю), и эти среды могут находиться в относительном движении. Частным случаем тангенциального разрыва является нейтральный токовый слой, разделяющий равные по величине и противоположно направленные магнитные поля. В М. г. доказывается, что при некоторых условиях магнитное поле стабилизирует тангенциальный разрыв скорости, который абсолютно неустойчив в обычной гидродинамике. Специфическим для М. г. (не имеющим аналога в гидродинамике непроводящих сред) является вращательный разрыв, в котором вектор магнитной индукции, не изменяясь по абсолютной величине, поворачивается вокруг нормали к поверхности разрыва. Магнитные натяжения в этом случае приводят среду в движение таким образом, что вращательный разрыв распространяется по направлению нормали к поверхности с альфвеновской скоростью (2), если под В в (2) понимать нормальную составляющую индукции. Быстрые и медленные ударные волны в М. г. отличаются от обычных ударных волн тем, что частицы среды после прохождения фронта волны получают касательный к фронту импульс за счёт магнитных натяжений (ведь магнитные силовые линии можно рассматривать как упругие нити, см. выше). В быстрой ударной волне магнитное поле за её фронтом усиливается, скачок магнитного давления на фронте действует в ту же сторону, что и скачок газодинамического давления, и поэтому скорость такой волны больше скорости звука в среде. В медленной ударной волне, напротив, поле после её прохождения ослабевает, перепады газодинамического и магнитного давления на фронте волны направлены противоположно; скорость медленной волны меньше скорости звука. Число теоретически мыслимых необратимых ударных волн в М. г. оказывается значительно больше, чем реально существующих. Отбор решений, соответствующих действительности, производится с помощью так называемого условия эволюционности, следующего из рассмотрения устойчивости ударных волн при их взаимодействии с колебаниями малой амплитуды.
Известные точные решения, однако, далеко не исчерпывают содержания теоретических М. г. сред с Rm >> 1. Широкий класс задач удаётся исследовать приближённо. При таком исследовании возможны два основных подхода: приближение слабого поля, когда магнитные давление и натяжение малы по сравнению с остальными динамическими факторами (газодинамическим давлением и инерциальными силами), и приближение сильного поля, когда
, 
(3)
здесь u – скорость среды, р – её газодинамическое давление.
В приближении слабого поля течение среды определяется обычными газодинамическими факторами (влиянием магнитных натяжений пренебрегают). При этом требуется рассчитать изменения поля в среде, движущейся по заданному закону. К этому классу задач относится очень важная проблема гидромагнитного динамо и проблема МГД-турбулентности. Первая состоит в отыскании ламинарных течений проводящих сред, которые могут создавать, усиливать и поддерживать магнитное поле. Задача о гидромагнитном динамо является основой теории земного магнетизма и магнетизма Солнца и звёзд. Существуют простые кинематические модели, показывающие, что гидромагнитное динамо в принципе может быть осуществлено при специальном выборе распределений скоростей среды. Однако строгого доказательства, что такие распределения реализуются в действительности, пока нет.
Основным в проблеме МГД-турбулентности является выяснение поведения слабого исходного («затравочного») магнитного поля в турбулентной проводящей среде (см. Турбулентность ). Имеется доказательство роста среднего квадрата напряжённости случайно возникшего слабого начального поля, то есть возрастания магнитной энергии в начальной стадии процесса. Однако остаётся открытой проблема установившегося турбулентного состояния, связанная с происхождением магнитных полей в космическом пространстве, в частности в нашей и других галактиках .
Приближение сильного поля, в котором определяющими являются магнитные натяжения, применяют при изучении разреженных атмосфер космических магнитных тел, например Солнца и Земли. Есть основания полагать, что именно это приближение окажется полезным для исследования процессов в удалённых астрофизических объектах – сверхновых звёздах , пульсарах , квазарах и прочих. В условиях, отвечающих (3), изменения магнитного поля вблизи его источников (появление активных областей и пятен на Солнце, смещение магнитопаузы в магнитном поле Земли под действием солнечного ветра и т.д.) переносятся с альфвеновской скоростью (2) вдоль поля, вызывая соответствующие перемещения плазмы. В результате действия магнитных сил возникают такие характерные образования, как выбросы и протуберанцы, шлемовидные структуры и стримеры на Солнце, магнитный хвост Земли (см. Солнце ; Солнечная активность ; Земля , раздел Магнитосфера).
Особенно интересные явления имеют место в окрестностях тех точек сильного поля, в котором оно обращается в нуль. В таких областях образуются тонкие токовые слои, разделяющие магнитные поля противоположного направления (так называемые нейтральные слои). В этих слоях происходит процесс «аннигиляции» магнитной энергии, то есть её высвобождение и превращение в другие формы. В частности, в них возникают сильные электрические поля, ускоряющие заряженные частицы. Аннигиляция магнитного поля в нейтральных токовых слоях ответственна за появление хромосферных вспышек на Солнце и суббурь в земной магнитосфере (см. Магнитные бури ). Вероятно, с ней связаны и многие другие резко нестационарные процессы во Вселенной, сопровождающиеся генерацией ускоренных заряженных частиц и жёстких излучений. С точки зрения М. г. нейтральные слои представляют собой разрывы непрерывности магнитного поля (подобно ударным волнам и тангенциальным разрывам). Однако, процессы в токовых слоях , и прежде всего неустойчивости, приводящие к появлению сильных ускоряющих электрических полей, выходят за рамки М. г. и относятся к тонким и ещё не вполне разработанным вопросам физики плазмы.
Лит.: Апьфвен Г., Фельтхаммар К.-Г., Космическая электродинамика, перевод с английского, 2 изд., М., 1967; Сыроватский С. И., Магнитная гидродинамика, «Успехи физических наук», 1957, т. 62, в. 3; Куликовский А. Г., Любимов Г. А., Магнитная гидродинамика, М., 1962; Шерклиф Дж.. Курс магнитной гидродинамики, перевод с английского, М., 1967; Половин Р. В., Ударные волны в магнитной гидродинамике, «Успехи физических наук»,1960, т. 72, в. 1; Брагинский С. И., Явления переноса в плазме, в сборнике: Вопросы теории плазмы, вып. 1, М., 1963; Пикельнер С. Б., Основы космической электродинамики, М., 1966; Данжи Дж., Космическая электродинамика, перевод с английского, М., 1961; Андерсон Э., Ударные волны в магнитной гидродинамике, перевод с английского, М., 1968; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Электродинамика сплошных сред, М., 1959 (Теоретическая физика).
С. И. Сыроватский.
