Характеристики магнитного поля в магнетиках

Магнитное поле в магнетиках является результатом суперпозиции внешнего поля и собственного магнитного поля магнетика :

.

В общем случае для произвольного замкнутого контура l в магнетике по теореме о циркуляции вектора магнитной индукции (подразд. 1.6) имеем

. (3.19)

Ток, охватываемый контуром l, представлен как алгебраическая сумма токов проводимости и алгебраическая сумма молекулярных токов Ампера , проходящих через поверхность S, ограниченную контуром l (рис. 47).

Молекулярные токи, не охватывающие контур, дважды пересекают эту поверхность: один раз в одном направлении, другой раз – в противоположном. Вклад таких токов в суммарный ток равен нулю. Молекулярные токи, охватывающие контур l, пересекают поверхность S один раз и должны быть учтены в сумме токов Ампера .

Найдем вклад токов, которые охватывают малый элемент контура. Построим косой цилиндр, ось которого совпадает с , основания параллельны плоскостям круговых молекулярных токов (рис. 48). Площадь основания косого цилиндра равна площади , ограниченной молекулярным током. Как видно из рис. 48, элемент контура , образующий с направлением вектора намагничивания угол , охватывается теми молекулярными токами, центры которых попадают внутрь косого цилиндра объемом dV, который определяется формулой

.

Если n – число атомов (молекул) в единице объема магнетика, то для суммарного тока, охватывающего элемент , получаем

,

где – сила молекулярного тока, магнитный момент которого

.

Следовательно, выражение представляет собой магнитный момент единицы объема, т. е. модуль вектора , а = , где – проекция вектора на направление элемента . Таким образом, для суммарного молекулярного тока, охватывающего элемент , получаем

. (3.20)

Полную сумму молекулярных токов получим, проинтегрировав (3.20) по замкнутому контуру l:

. (3.21)

Иными словами, циркуляция вектора намагничивания по произвольному замкнутому контуру равна алгебраической сумме молекулярных токов, проходящих через поверхность S, ограниченную этим контуром.

Подстановка (3.21) в (3.19) приводит к выражению

,

откуда

. (3.22)

Введем вектор напряженности магнитного поля

. (3.23)

Равенство (3.23) является определением напряженности магнитного поля. Тогда для проекции напряженности магнитного поля на направление элементарного перемещения получаем

. (3.24)

Подстановка (3.24) в (3.22) приводит к теореме о циркуляции напряженности магнитного поля:

. (3.25)

Таким образом, циркуляция напряженности магнитного поля по произвольному замкнутому контуру равна алгебраической сумме токов проводимости, охватываемых этим контуром. Если контур проведен внутри проводящей среды, в которой текут токи проводимости, то (3.25) удобно представить в виде

, (3.26)

где – проекция вектора плотности тока проводимости на направление нормали к элементу поверхности .

Из (3.23) следует

. (3.27)

Как показывает опыт, намагниченность для пара- и диамагнетиков пропорциональна напряженности магнитного поля:

. (3.28)

Коэффициент пропорциональности называется магнитной восприимчивостью.

Подстановка (3.28) в (3.27) дает связь между напряженностью и магнитной индукцией:

,

где называется магнитной проницаемостью вещества. Магнитная восприимчивость и магнитная проницаемость – величины, характеризующие магнитные свойства диамагнетиков и парамагнетиков.

У диамагнетиков магнитные моменты атомов (молекул) и вектор намагниченности направлены противоположно вектору магнитной индукции и напряженности магнитного поля. Для диамагнетиков , .

У парамагнетиков магнитные моменты атомов (молекул), вектор намагниченности , вектор магнитной индукции и напряженность магнитного поля направлены в одну сторону. Для парамагнетиков при комнатных температурах , . С ростом температуры магнитная восприимчивость уменьшается ( – закон Кюри).