Текст книги "Большая Советская Энциклопедия (МА)"
Автор книги: Большая Советская Энциклопедия
Жанр:
Энциклопедии
сообщить о нарушении
Текущая страница: 14 (всего у книги 155 страниц)
Магнитная съёмка
Магни'тная съёмка, систематические измерения элементов земного магнетизма и составление по данным измерений магнитных карт . Различают общую и детальную М. с. Общая М. с., осуществляемая на больших площадях при сравнительно редкой сети пунктов измерения (отстоящих на десятки и сотни км ), позволяет изучить основные закономерности распределения геомагнитного поля. Карты, составленные на основе общей М. с., необходимы для морской и воздушной навигации, обнаружения значительных магнитных аномалий , изучения векового хода элементов земного магнетизма. Детальная М. с. с расстоянием между пунктами (маршрутами) измерений от 1 м до нескольких км служит главным образом для геологического картирования и поиска рудных месторождений (см. Магнитная разведка ).
При М. с. обычно измеряют модуль вектора полной напряжённости геомагнитного поля, однако для целей геологической разведки часто ограничиваются относительным определением вертикальной составляющей геомагнитного поля. М. с. осуществляют различного типа магнитометрами , устанавливаемыми на спутниках, самолётах (см. Аэромагнитная съёмка ), немагнитных судах и наземных видах транспорта. Непрерывные наблюдения за изменениями геомагнитного поля с течением времени (за вековым ходом поля) проводятся сетью магнитных обсерваторий .
Лит.: Яновский Б. М., Земной магнетизм, [3 изд.], т. 1, Л., 1964.
Магнитная текстура
Магни'тная тексту'ра, см. Текстура магнитная .
Магнитная термометрия
Магни'тная термоме'трия, метод измерения температур, применяемый в основном ниже 1 К. В М. т. термометрическим свойством служит магнитная восприимчивость c парамагнетика. Для М. т. подбирают парамагнетики, у которых c простейшим образом зависит от температуры: c = С / Т (см. Кюри закон ). По измеренному в слабом внешнем магнитном поле значению c и известной для данного парамагнетика постоянной Кюри C может быть определена так называемая магнитная температура Т*. В области температур, в которой выполняется закон Кюри, Т* совпадает с термодинамической температурой Т. При понижении температуры закон Кюри перестаёт быть точным и Т* может заметно отличаться от Т. Практически магнитную температуру переводят в термодинамическую по таблицам и кривым, составленным на основании тщательных исследований зависимости восприимчивости c парамагнитных солей от температуры (см. Магнитное охлаждение ).
Лит.: Физика низких температур, перевод с английского, под общей редакцией А. И. Шальникова, М., 1959, гл. 7; Мендельсон К., На пути к абсолютному нулю, перевод с английского, М., 1971.
Магнитная тонкая плёнка
Магни'тная то'нкая плёнка, поли– или монокристаллический слой ферромагнитного металла, сплава или магнитного окисла (феррита и др.) толщиной от 0,01 до 10 мкм. М. т. п. находит применение в качестве запоминающих элементов в вычислительной технике (см. Запоминающее устройство ) и индикаторов при физических исследованиях. Металлические плёнки получают вакуумным напылением или электролитическим осаждением металла на подложку (сплошным слоем пли отдельными «пятнами»), окисные – с помощью химических реакций и другими методами. Толщины М. т. п. сравнимы с равновесными размерами магнитных доменов . Малая толщина магнитных плёнок препятствует возникновению в них при перемагничивании значительных токов индукции (вихревых токов ). Перечисленные и другие особенности М. т. п. приводят к отличию их физических свойств от свойств массивных образцов магнитных материалов.
У металлических М. т. п. толщиной ~ 0,1 мкм намагниченность однородна по толщине и ориентируется в их плоскости.
Изготовленные в магнитном поле, такие плёнки обладают значительной магнитной анизотропией , осью лёгкого намагничивания , направленной вдоль поля, и прямоугольной петлей гистерезиса .
Значение коэрцитивной силы Нс (порогового поля перемагничивания) у плёнок из пермаллоя (80—82% Ni, остальное Fe) толщиной 0,1—10 мкм составляет 0,2—2 а/см.
Важным свойством М. т. п., применяемых в вычислительной технике, является быстрота их перемагничивания. Пермаллоевые М. г. п. способны в импульсных полях ~ 10 а/см перемагничиваться за 10-9сек (быстрее других магнитных материалов), скорость перемагничивания здесь уже частично ограничена инерционными свойствами элементарных носителей магнитного момента (спинов ).
У М. т. п. обнаружены особенности в ферромагнитном резонансе и в гальваномагнитных свойствах; при перемагничивании М. т. п. за 10-9сек в ней возникает инверсия населённостей магнитных ядерных уровней и возможен мазерный эффект (см. Мазер ).
У металлических М. т. п. толщиной ~ 10 мкм получено особое периодическое распределение намагниченности с частичным её выходом из плоскости плёнки – полосовая доменная структура. Поле, необходимое для её перестройки, составляет у пермаллоевых плёнок 10—100 а/см и уменьшается при нагреве, в частности, световым лучом. М. т. п. из сплава Mn – Bi намагничиваются по нормали к поверхности, диаметр независимо намагничиваемых участков может быть снижен до 1 мкм. Плёнки и более толстые слои окислов редкоземельных металлов прозрачны для видимого света, что важно для изучения процессов их намагничивания и технических применений.
На М. т. п. осуществляются запоминающие и логические устройства, основанные на управлении поворотом намагниченности отдельных плёночных элементов или участков плёнки, на смещении доменных границ, изменении параметров полосовой доменной структуры и т.д. Запись информации и её неразрушающее считывание возможны как посредством подаваемых по проводникам электрических сигналов, так и световым лучом. В распространённых запоминающих устройствах матричного типа используется наличие у М. т. п. с прямоугольной петлей гистерезиса двух устойчивых антипараллельных направлений намагниченности, соответствующих записи «0» и «1» в двоичной системе счисления (1 бит информации). Установленное записывающим сигналом направление намагниченности определяет полярность сигнала при считывании и, следовательно, характер записанной информации («0» или «1»). В таких устройствах наряду с одно– и многослойными плоскими пермаллоевыми М. т. п. применяются цилиндрические, наносимые непосредственно на провода. Плотность записи информации достигает 100 бит/мм2 . Низкокоэрцитивные М. т. п. применяются также в сочетании со слоями редкоземельных магнитных окислов, ферритов-гранатов и др., толщиной до 100 мкм, в которых могут быть созданы цилиндрические домены с намагниченностью, нормальной к поверхности слоя. На 1 мм2 такой плёнки может расположиться до 600 доменов, что перспективно для дальнейшей миниатюризации и увеличения быстродействия вычислительных машин. Плёнки с полосовой доменной структурой используются для оптической записи изображений, в частности голографической (см. Голография ).
Лит.: Суху Р., Магнитные тонкие пленки, перевод с английского, М., 1967; Бардиж В. В., Магнитные элементы цифровых вычислительных машин, М., 1967; Физика магнитных плёнок, Иркутск, 1968; Колотов О. С., Погожев В. А., Телеснин Р. В., Методы и аппаратура для исследования импульсных свойств тонких магнитных пленок, М., 1970; Фотографирование на магнитные плёнки, М., 1971; «Известия АН СССР, Серия физика», 1972, т. 36, № 7; Крайзмер Л. П., Быстродействующие ферромагнитные запоминающие устройства, М. – Л., 1964; «Institute of Electrical Electronics Engineers. Transactions on Magnet», 1965—72, v. 1—8.
К. М. Поливанов, А. Л. Фрумкин.
Магнитная цепь
Магни'тная цепь, последовательность магнетиков , по которым проходит магнитный поток. Понятием М. ц. широко пользуются при расчётах электрических машин, трансформаторов, постоянных магнитов, электромагнитов, реле, магнитных усилителей, электроизмерительных и других приборов. В технике распространены как М. ц., в которых магнитный поток практически полностью проходит в ферромагнитных телах (замкнутые М. ц.), так и М. ц., включающие помимо ферромагнетиков, диамагнитные среды (например, воздушные зазоры). Если магнитный поток возбуждается в М. ц. постоянными магнитами, то такую цепь называют поляризованной. М. ц. без постоянных магнитов называют нейтральной, магнитный поток в ней возбуждается током, протекающим в обмотках, охватывающих часть или всю М. ц. В зависимости от характера тока возбуждения различают М. ц. постоянного, переменного и импульсного магнитных потоков. Вследствие полной формальной аналогии электрических и магнитных цепей к ним применим общий математический аппарат. Например, для М. ц. аналогом Ома закона служит формула F = Ф · Rm , где Ф – магнитный поток , Rm —магнитное сопротивление , F —магнитодвижущая сила . К М. ц. применимы Кирхгофа правила и т.д. Существует, однако, и принципиальное различие между М. ц. и электрической цепью: в М. ц. с неизменным во времени потоком Ф не выделяется Джоулево тепло (см. Джоуля – Ленца закон ), то есть нет рассеяния электромагнитной энергии.
Лит.: Калашников С. Г., Электричество, М., 1956 (Общий курс физики, т. 2); Поливанов К. М., Ферромагнетики, М. – Л., 1957.
Магнитное насыщение
Магни'тное насыще'ние, состояние парамагнетика или ферромагнетика, при котором его намагниченность J достигает предельного значения J¥ — намагниченности насыщения, не меняющейся при дальнейшем увеличении напряжённости намагничивающего поля. В случае ферромагнетиков J ¥ достигается при окончании процессов так называемого технического намагничивания: а) роста доменов с магнитным моментом, ориентированным по оси лёгкого намагничивания , в результате процесса смещения границ доменов; б ) поворота вектора намагниченности образца в направлении намагничивающего поля (так называемого процесса вращения); и парапроцесса – увеличения под действием сильного внешнего поля числа спинов , ориентированных по полю, за счёт спинов, имеющих антипараллельную ориентацию. На практике обычно получают техническое М. н. (при 20 °С в полях от нескольких э до ~ 104э ), так как для осуществления парапроцесса (вдали от Кюри точки ) требуются очень сильные поля. В случае парамагнетиков состояние, близкое к М. н., достигается в полях ~ 10 кэ (~ 103ка/м ) при температурах ~ 1К.
Лит.: Киренский Л. В., Магнетизм, 2 изд., М., 1967; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971.
Магнитное обогащение
Магни'тное обогаще'ние, способ отделения полезных минералов от пустой породы и вредных примесей, основанный на действии магнитного поля на минеральные частицы, обладающие различной магнитной восприимчивостью. Создание первых магнитных сепараторов относится к 18 веку, а совершенствование и промышленное применение – к 1892—1906 (Швеция и др.). В России первый магнитный сепаратор сконструирован в 1911; их серийное изготовление и сооружение фабрик для М. о. началось только в годы Советской власти. В СССР на обогатительных фабриках с помощью М. о. ежегодно перерабатывается около 500 млн. т полезных ископаемых (1973). Исходные материалы для прямого М. о.: железные руды (главным образом магнетитовые), марганцевые, титановые (содержащие ильменит и титаномагнетит), вольфрамовые (вольфрамитовые) и некоторые другие полезные ископаемые, при этом в магнитную фракцию (магнитный концентрат) выделяются ценные минералы. В результате М. о. содержание полезного компонента увеличивается в несколько раз и составляет в магнитных концентратах 95% и более, а содержание вредных примесей значительно снижается. Доля (извлечение) полезного минерала, переходящего в концентрат (магнитную фракцию), обычно не менее 75% от исходного его количества, а для сильномагнитных – может быть более 95%. Различают М. о., при котором магнитные или сильномагнитные минералы под действием магнитного поля выделяются в магнитную фракцию, а слабомагнитные или немагнитные минералы – в немагнитную.
Применяется также «обратное» М. о., когда минералы магнитной фракции являются вредной примесью (например, при перечистке оловянных, циркониевых, литиевых, бериллиевых, полевошпатовых, кварцевых и других концентратов).
Принципиальная схема М. о. показана на рисунке. При сухом М. о. руда загружается на верхние барабаны магнитного сепаратора, в которых помещены разомкнутые постоянные магниты, создающие на барабане поле напряжённостью около 90 ка/м. Магнетитовая руда притягивается к полюсам (к поверхности барабана), а слабомагнитная фракция отрывается и попадает для перечистки на нижние барабаны с более сильным полем (110 ка/м ). Здесь происходит доизвлечение менее магнитных кусков руды из хвостов. В случае мокрого М. о. тонкоизмельчённая магнетитовая руда с водой поступает под барабаны, вращающиеся навстречу потоку пульпы и извлекающие из него ферромагнитные минералы. При мокром обогащении марганцевых и других слабомагнитных руд сепараторы имеют значительно более сильное поле (1500 ка/м ), создаваемое в зазорах между валками и полюсами благодаря замкнутой электромагнитной системе. Рудные частицы из пульпы извлекаются валками и выносятся ими в концентратное отделение ванны. Менее магнитные фракции проходят перечистку на нижних валках. Параметры устройства и работы магнитных сепараторов определяются большим числом взаимосвязанных элементов: типом магнитной системы, числом, формой и расположением полюсов, составом магнитных материалов, диаметром роторов, частотой их вращения, крупностью руды, содержанием и вкраплением магнитных минералов, а при мокром М. о. – ещё и количеством воды, типом ванны и пр.
В СССР освоен (1971) выпуск большой номенклатуры магнитных сепараторов, конусов, железоотделителей, намагничивающих и размагничивающих устройств для сухого и мокрого М. о. сильномагнитных руд (магнитная восприимчивость свыше 3×10-5 ) и для регенерации суспензий, а также для обогащения слабомагнитных материалов, восприимчивость которых превышает лишь 1,2×10-7 . Созданы оригинальные конструкции барабанных магнитных сепараторов с электромагнитными системами и постоянными магнитами (для магнетитовых руд и суспензий) и валковых, роторных и полиградиентных барабанно-ручейковых сепараторов (для слабомагнитных руд). Это оборудование используется не только для производства рудных, но и металлизированных концентратов. Выпуск последних резко возрастает в связи с развитием прямого восстановления руд, то есть бескоксовой и порошковой металлургии.
Лит.: Кармазин В. И., Современные методы магнитного обогащения руд черных металлов, М., 1962: Деркач В. Г., Специальные методы обогащения полезных ископаемых, М., 1966; Кармазин В. В., Кармазин В. И., Бинкевич В. А., Магнитная регенерация и сепарация при обогащении руд и углей, М., 1968.
В. И. Кармазин.
Схема магнитного обогащения магнетитовой руды на Соколовско-Сарбайском комбинате (Казахская ССР).
Магнитное охлаждение
Магни'тное охлажде'ние , метод получения температур ниже 1 К путём адиабатического размагничивания парамагнитных веществ. Предложен П. Дебаем и американским физиком У. Джиоком (1926); впервые осуществлен в 1933. М. о. – один из двух практически применяемых методов получения температур ниже 0,3 К (другим методом является растворение жидкого гелия 3 He в жидком 4 He).
Для М. о. применяют соли редкоземельных элементов (например, сульфат гадолиния), хромокалиевые, железоаммониевые, хромометиламмониевые квасцы и ряд других парамагнитных веществ. Кристаллическая решётка этих веществ содержит ионы Fe, Cr, Gd с недостроенными электронными оболочками и отличным от нуля собственным магнитным моментом (спином ). Парамагнитные ионы разделены в кристаллической решётке большим числом немагнитных атомов. Это приводит к тому, что магнитное взаимодействие ионов оказывается слабым: даже при низких температурах, когда тепловое движение значительно ослаблено, силы взаимодействия не способны упорядочить систему хаотически ориентированных спинов. В методе М. о. применяется достаточно сильное (~ несколько кэ ) внешнее магнитное поле, которое, упорядочивая направление спинов, намагничивает парамагнетик. При выключении внешнего поля (размагничивании парамагнетика) спины под действием теплового движения атомов (ионов) кристаллической решётки вновь приобретают хаотическую ориентацию. Если размагничивание осуществляется адиабатически (в условиях теплоизоляции), то температура парамагнетика понижается (см. Магнетокалорический эффект ).
Процесс М. о. принято изображать на термодинамической диаграмме в координатах температура Т – энтропия S (рис. 1 ). Получение низких температур связано с достижением состояний, в которых вещество обладает малыми значениями энтропии . В энтропию кристаллического парамагнетика, характеризующую неупорядоченность его структуры, свою долю вносят тепловые колебания атомов кристаллической решётки («тепловой беспорядок») и разориентированность спинов («магнитный беспорядок»). При Т ® 0 энтропия решётки Speш убывает быстрее энтропии системы спинов Sмагн , так что Speш при температурах Т < 1 К становится исчезающе малой по сравнению с Sмагн . В этих условиях возникает возможность осуществить М. о.
Цикл М. о. (рис. 1 ) состоит из 2 стадий: 1) изотермического намагничивания (линия АБ) и 2) адиабатического размагничивания парамагнетика (линия БВ). Перед намагничиванием температуру парамагнетика при помощи жидкого гелия понижают до Т ~ 1 К и поддерживают её постоянной на протяжении всей 1-й стадии М. о. Намагничивание сопровождается выделением теплоты и уменьшением энтропии до значения SH . На 2-й стадии М. о. тепловое движение, разрушая упорядоченность спинов, приводит к увеличению Sмагн . Однако в процессе адиабатического размагничивания энтропия парамагнетика в целом не меняется. Увеличение Sмагн компенсируется уменьшением Speш , то есть охлаждением парамагнетика.
Взаимодействие спинов между собой и с кристаллической решёткой (спин-решёточное взаимодействие) определяет температуру, при которой начинается резкий спад кривой Sмагн при Т ® 0 и становится возможным М. о. Чем слабее взаимодействие спинов, тем более низкие температуры можно получить методом М. о. Парамагнитные соли, применяемые для М о., позволяют достичь температур ~ 10-3 К.
Значительно более низких температур удалось достигнуть, используя парамагнетизм уже не атомов (ионов), а атомных ядер. Магнитные моменты ядер примерно в тысячу раз меньше спиновых магнитных моментов электронов, определяющих моменты парамагнитных ионов. Поэтому взаимодействие ядерных магнитных моментов значительно слабее взаимодействия моментов ионов. Для намагничивания до насыщения системы ядерных магнитных моментов даже при Т = 1 K требуются сильные магнитные поля (~ 107 э ). Практически применяют поля 105 э, но тогда необходимы более низкие температуры (~ 0,01 К). При исходной температуре ~ 0,01 K адиабатическим размагничиванием системы ядерных спинов (например, в образце меди) удаётся достигнуть температуры 10-5 —10-6 К. До этой температуры охлаждается не весь образец. Полученная температура (её называют спиновой) характеризует интенсивность теплового движения в системе ядерных спинов сразу после размагничивания. Электроны же и кристаллическая решётка остаются после размагничивания при исходной температуре ~ 0,01 К. Последующий обмен энергией между системами ядерных и электронных спинов (посредством спин-спинового взаимодействия ) может привести к кратковременному охлаждению всего вещества до Т ~ 10-4 К. Измеряют низкие температуры (~ 10-2 К и ниже) методами магнитной термометрии . Практически М. о. осуществляют следующим способом (рис. 2 , а). Блок парамагнитной соли С помещается на подвесках из материала с малым коэффициентом теплопроводности внутри камеры 1, которая погружена в криостат 2 с жидким гелием 4 He. Откачкой паров гелия температура в криостате поддерживается на уровне 1,0—1,2 К (применение жидкого 3 He позволяет снизить исходную температуру до ~ 0,3 К). Теплота, выделяющаяся в соли во время намагничивания, отводится к жидкому гелию газом, заполняющим камеру 1. Перед выключением магнитного поля газ из камеры 1 откачивают через кран 4 и таким образом блок соли С теплоизолируют от жидкого гелия. После размагничивания температура соли понижается и может достигнуть нескольких тысячных долей градуса. Запрессовывая в блок соли какое-либо вещество или соединяя вещество с блоком соли пучком тонких медных проволочек, можно охладить вещество практически до тех же температур. Наиболее низкие температуры получают методом двухступенчатого М. о. (рис. 2 , б). Сначала производят адиабатическое размагничивание соли С и через тепловой ключ (теплопроводящую перемычку) К охлаждают предварительно намагниченную соль D. Затем, после размыкания ключа К, размагничивают соль D, которая при этом охлаждается до температуры существенно более низкой, чем была получена в блоке соли С. Тепловым ключом в установках описанного типа обычно служит проволочка из сверхпроводящего вещества, теплопроводность которой в нормальном и сверхпроводящем состояниях при Т ~ 0,1 К различается во много раз. По схеме рис. 2 , б осуществляют и ядерное размагничивание с тем отличием, что соль D заменяют образцом (например, меди), для намагничивания которого применяется поле напряжённостью в несколько десятков кэ.
М. о. широко применяется при изучении низкотемпературных свойств жидкого гелия (сверхтекучести и других), квантовых явлений в твёрдых телах (например, сверхпроводимости ), явлений ядерной физики и т.д.
Лит.: Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 368—382; Физика низких температур, под общей редакцией А. И. Шальникова, перевод с английского, М., 1959, с. 421—610; Мендельсон К., На пути к абсолютному нулю, перевод с английского, М., 1971; Амблер Е. и Хадсон Р. П., Магнитное охлаждение, «Успехи физических наук»,1959, т. 67, в. 3.
А. Б. Фрадков.
Рис. 1. Энтропийная диаграмма процесса магнитного охлаждения (S – энтропия, Т – температура). Кривая S – изменение энтропии рабочего вещества с температурой без магнитного поля; Sн – изменение энтропии вещества в поле напряжённостью Н; Sрeш – энтропия кристаллической решётки (Speш ~ Т3 ): Ткон – конечная температура в цикле магнитного охлаждения.
Рис. 2. Схемы установок для магнитного охлаждения: а – одноступенчатого (N, S – полюсы электромагнита), б – двухступенчатого.
