Magnetism

Den aktuella versionen av sidan har ännu inte granskats av erfarna bidragsgivare och kan skilja sig väsentligt från versionen som granskades den 17 december 2021; kontroller kräver 11 redigeringar .

Magnetism är en form av interaktion mellan rörliga elektriska laddningar , utförd på avstånd med hjälp av ett magnetfält . Tillsammans med elektricitet är magnetism en av manifestationerna av elektromagnetisk interaktion . Ur kvantfältteoris synvinkel bärs den elektromagnetiska interaktionen av en boson - en foton (en partikel som kan representeras som en kvantexcitation av ett elektromagnetiskt fält ).

Historik

Forntida tider

Kina

Det finns olika berättelser om det första omnämnandet av magneter, vanligtvis betraktade i den antika världens historia i samband med en kompass eller religiösa kulter. Enligt en uppskattning upptäcktes magnetit eller magnetisk järnmalm först i Kina 4 000 år f.Kr. e. Samtidigt noteras att västerländska forskare tenderar att prioritera upptäckten av magnetism av de gamla grekerna [1] . Det första omnämnandet i annalerna av användningen av magnetiska material går tillbaka till det tredje årtusendet f.Kr. e. när den legendariske kinesiske kejsaren Huangdi använde en kompass under striden [2] . Men enligt en annan version använde han de så kallade vagnarna som pekade söderut [3] [Komm 1] . Kinesiska navigatörer från slutet av det andra årtusendet f.Kr. e. använde kompassen för marin navigering . [4] [5] I allmänhet uppskattas tiden för hans uppfinning mellan 2637 och 1100 f.Kr. e. [6] [Komm 2] Skedformad kompass på en slät yta ( kinesisk 指南针, zhǐ nán zhēn [7] - södervänd sked) användes under Handynastin ( 3:e århundradet f.Kr. ) för spådom [8] . Enligt en annan version gjordes det första omnämnandet av en magnet och en magnetisk kompass först på 400-talet f.Kr. e. i Book of the Owner of the Valley of the Devil, och själva kompassen såg redan då ut som om den användes ett sekel senare i feng shui [9] [10] . Attraktionen av järn av en magnet förklarades utifrån manifestationen av högre krafter [11] :

Om du tror att precis som magnetisk järnmalm kan attrahera järn, kan du också få den att dra till sig bitar av keramik, då har du fel ... Magnetisk järnmalm kan attrahera järn, men interagerar inte med koppar. Detta är Taos rörelse .

Originaltext (engelska)[ visaDölj] Om du tror att eftersom lodstenen kan locka till sig järn kan du också få den att dra till sig keramikbitar, du kommer att upptäcka att du har fel... Lodestenen kan attrahera järn men har ingen effekt på koppar. Sådan är rörelsen från Tao [Dao]. — Huainanzi

Yakov Perelman i "Entertaining Physics" noterade att det kinesiska namnet för magneten tsy-shi ( kinesiska 磁石[12] ) översätts som "kärleksfull sten" för attrahering av järn, liknande förhållandet mellan mor och barn [13] . Liknande analogier av effekten av en magnet på järn finns dock även på andra språk [3] .

Indien

Plinius den äldre nämnde i sitt verk Naturalis Historia ett berg nära Indusfloden ( lat. Indus ), som drog till sig järn. Indisk läkare Sushruta , som levde på VI-talet f.Kr. e. använda magneter för kirurgiska ändamål. [14] Ursprunget till den indiska kompassen är inte känt med säkerhet, men det nämndes redan på 600-talet e.Kr. i några tamilska böcker om sjöfart under namnet "fiskmotor" ( Skt. maccha-yantra ). En militärhandbok från 1044 beskrev en liknande kompass i form av en fisk med ett huvud av magnetiserat järn, placerad för att simma i en skål. [1] [15]

Grekland

Magnetit var välkänd för de gamla grekerna . Titus Lucretius Car skrev i sin essä " Om sakernas natur " ( lat. De rerum natura , 1:a århundradet f.Kr. ) att en sten som drar till sig järn kallades en magnet i Grekland efter provinsen Magnesia i Thessalien . Enligt Plinius den äldre kommer ordet "magnet" från namnet på herden Magnes [16]

vars skospik och spetsen på hans stav magnetiskt attraherades när han ledde sin flock ut på betesmark.

Originaltext (engelska)[ visaDölj] spikarna på vars skor och spetsen på vars stav fastnade i ett magnetfält medan han betade sina flockar. - Gilbert W. De Magnete / Gilbert Club, London, 1900. - översättning, utg. - New York: Basic Books, 1958. - P. sid.

Ett annat grekiskt namn för en magnet är "Herkules sten" [17] .

De första grekiska skriftliga referenserna till magnetit går tillbaka till 800-talet f.Kr. e. [18] Thales of Miletus ( VII - VI århundraden f.Kr. ) var den första som märkte att den attraherar järn [19] . Olika filosofiska skolor förklarade dess ovanliga egenskaper på sitt eget sätt. Thales och Anaxagoras trodde att magnetit hade en själ som drogs till järn. [20] [21] En samtida med Anaxagoras, Diogenes från Apollonia trodde att järn hade en viss "fuktighet" och magneten absorberar den. [21] Enligt andra teorier avgav magneterna en del ångor, vilket ledde till de observerade resultaten. Empedocles av Acragast trodde att den magnetiska interaktionen är av mekanisk natur, och direkt kontakt mellan magneten och järnet är nödvändig för dess manifestation. [22] Effekten av utseendet av en attraktionskraft i järnringar som attraheras av en magnet noterades av Sokrates . [23] Fyra århundraden senare var Lucretius Carus den förste att notera att magnetiska material kunde stöta bort varandra. [21]

Medeltiden och upptäcktstiden

Under medeltiden var ackumuleringen av ny kunskap och teorier om magnetismens natur praktiskt taget frånvarande. Endast munkar uttryckte vissa teologiska antaganden. [24] Men i folkkonsten i olika länder (inte bara europeiska, utan också arabiska: se " Tusen och en natt "), nämndes ibland magnetiska berg eller öar, som kan attrahera alla metallföremål runt omkring. [20] [3]

Enligt en av de europeiska legenderna uppfann den fattiga juveleraren Flavio Gioia den magnetiska kompassen för att gifta sig med dottern till en rik fiskare Domenico. Fadern ville inte ha en sådan svärson för sig själv och ställde som villkor att lära sig simma i rak linje i dimman på natten. Den fyndiga juveleraren märkte att en kork med en magnetisk sten som låg på den, placerad i en kopp vatten, alltid orienterar i en riktning och lyckades slutföra en svår uppgift. Faktum är att "juveleraren" var den påvlige sekreteraren Flavio Biondo , som 1450 beskrev Amalfis invånares kunskap om kompassen [3] .

För första gången i Europa nämndes kompassen 1187 av engelsmannen Alexander Neckam i hans verk De utensilibus och De naturis rerum [20] .

Utveckling av magnetism som vetenskap

Vinkeln med vilken den magnetiska nålen avviker från nord-sydlig riktning kallas magnetisk deklination . Christopher Columbus fastställde att magnetisk deklination beror på geografiska koordinater, vilket var drivkraften för studiet av denna nya egenskap hos jordens magnetfält.

Ett av de första experimenten med magneter utfördes av jesuiten Leonardo Garzoni (han var en buggare) redan på 1500-talet. Nästan all information om magneter som samlades i början av 1600-talet sammanfattades 1589 med boken Natural Magic av Giambattista della Porta och 1600 av William Gilbert med hans verk Lat. De Magnete . Dessa vetenskapsmän tillskrev magnetiska krafter ett andligt ursprung. Den ryske vetenskapsmannen M. V. Lomonosov gav 1759 i sin rapport "Diskurs om sjövägens stora noggrannhet" värdefulla råd om hur man kan öka noggrannheten i kompassavläsningarna. För att studera jordmagnetism rekommenderade M. V. Lomonosov att organisera ett nätverk av permanenta punkter (observatorier) där man kan göra systematiska magnetiska observationer; Sådana observationer bör också utföras i stor utsträckning till havs. Lomonosovs idé om att organisera magnetiska observatorier förverkligades bara 60 år senare i Ryssland. Den första detaljerade materialistiska teorin om magnetism gjordes av R. Descartes . Teorin om magnetism utvecklades också av F. W. T. Epinus , S. Coulomb , som 1788 generaliserade Coulombs lag till fallet med växelverkan mellan punktpoler hos en magnet, A. Burgmans , som äger upptäckten av attraktion och avstötning av svagt magnetiska ämnen (kallad av M. Faraday 1845 dia - och paramagneter), och andra vetenskapsmän.

En av de viktigaste milstolparna i historien om magnetiska fenomens fysik var implementeringen 1820 av Oersteds experiment med en magnetisk nål, vilket faktiskt fick forskare att skapa en enhetlig teori om elektromagnetiska interaktioner. Samma år föreslog A. M. Ampere hypotesen om molekylära strömmar, som konkurrerade med hypotesen om elementära magneter - magnetiska dipoler , utvecklad i detalj av V. E. Weber och senare utvecklad av J. A. Ewing . År 1831 upptäckte den engelske polarforskaren John Ross den magnetiska polen i den kanadensiska skärgården - området där den magnetiska nålen upptar en vertikal position, det vill säga lutningen är 90 °. År 1841 nådde James Ross (brorson till John Ross) jordens andra magnetiska pol, belägen i Antarktis.

År 1831 upptäckte M. Faraday lagen om elektromagnetisk induktion och myntade först termen " magnetfält ". År 1834 fastställde den ryske akademikern E. Kh Lenz en regel om induktionsströmmens riktning och det magnetiska fält som är associerat med den. År 1873 lades början på modern elektrodynamik genom publiceringen av J.K. Maxwells Treatise on Electricity and Magnetism och den experimentella upptäckten 1888 av G.R. Hertz av de elektromagnetiska vågorna som förutspåddes i denna avhandling . Interaktionen mellan ett elektromagnetiskt fält och materia övervägdes av H. A. Lorentz , som skapade den elektroniska teorin om magnetiska egenskaper och förklarade i dess ram Zeeman-effekten som upptäcktes 1896 .

År 1905 utvecklade P. Langevin , på grundval av Larmor-teoremet och Lorentz elektroniska teori, den klassiska tolkningen av teorin om dia- och paramagnetism.

Kvantitativa egenskaper

Den huvudsakliga effektkaraktäristiken för magnetfältet är den magnetiska induktionsvektorn . I mediet introduceras också vektorn för den magnetiska fältstyrkan .

Tabellen nedan visar dimensioner och måttenheter för magnetiska storheter relaterade till SI-systemet [25] [26] . Kolumnen med beteckningar kan innehålla flera alternativ, om de är ganska vanliga i litteraturen. Följande notation används:

c är ljusets hastighet
M - enhet för massa
L - längdenhet
T - tidsenhet
I - enhet för strömstyrka

Värde	Beteckning	Dimensionera	SI	Gaussisk cgs	SGSM	SGSE
Magnetisk dipolmoment	p , m , μ	IL 2	1 A m 2 _	10 3 erg / G	10 3 Bi cm 2 _	10 5 s Fr cm 2 _
Magnetfältsinduktion	B	MT - 2I -1	1 T	10 4 Gs	10 4 Gs	100/c SGSE
Magnetisk fältstyrka	H	IL− 1	1 A m −1 _	4π⋅10 -3 Oe	4π⋅10 -3 Oe	4πc⋅10 -1 CGSE
Magnetisering	M , J	IL− 1	1 A m −1 _	10 −3 Oe	4π⋅10 -3 Oe	4πc⋅10 -1 CGSE
Magnetisk känslighet	χ	ett	ett	4π	4π	4π
Magnetisk permeabilitet (dimensionell, ) ${\mathbf B}=\mu {\mathbf H}$	μ	MLT- 2I - 2	1 H m −1 _	10 7 /4π Gs / Oe	10 7 /4π Gs / Oe	1000/4πc 2 CGSE
magnetiskt flöde	Φ	ML2T - 2I - 1 _	1 Wb	10 8 ms 2	10 8 ms	1/10c SGSE
vektorpotential	A	MLT- 2I - 1	1 Wb m −1 _	10 6 G cm _	10 6 μs cm −1 _	1/c⋅10 4 CGSE
Induktans	L	ML2T - 2I - 2 _	1 Gn	10 9 abhenry	10 9 abhenry	10 5 /s 2 CGSE
Magnetomotorisk kraft	F	jag	1 A	4π⋅10 -3 GB	4π⋅10 -3 GB	4πc⋅10 9 CGSE

Grundläggande ekvationer och lagar

Den moderna teorin om magnetism är baserad på följande grundläggande ekvationer och lagar:

Magnetiska fenomen i materiella medier

Permanent magnetfält i ämnen

Mikroskopiska ekvationer

På mikroskopisk nivå ges elektromagnetiska fält av Lorentz-Maxwells ekvationer (de så kallade mikroskopiska ekvationerna). Ett magnetfält med en mikroskopisk styrka h beskrivs av ett system av två ekvationer ( GHS ):

\operatorname {div} \mathbf {h} =0,\quad \operatorname {rot} \mathbf {h} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {e} }{\partial t}}+{\frac {4\pi }{c}}\rho \mathbf {v} ,

där e är det elektriska fältets mikroskopiska styrka, och produkten av tätheten av elektriska laddningar och deras hastighet motsvarar strömtätheten. Mikroskopiska fält är sanna, det vill säga exciteras av rörelsen av elementära laddningar i atomer , och det beror starkt på koordinaterna. Här är strömmen förknippad med orbital- och spinnrörelsen inuti atomerna (molekylära strömmar, vars koncept föreslogs av Ampère [27] ). Övergången till makroskopiska ekvationer sker genom medelvärde av Lorentz-Maxwells ekvationer. I detta fall kallas medelstyrkan för det mikroskopiska magnetfältet magnetisk induktion [28] [29] [Komm 3] : $\rho {\mathbf v}$

\overline {{\mathbf h}}={\mathbf B}.

Magnetiseringsströmmar och elementära magnetiska moment

Volymmedelvärde för molekylära strömmar kallas magnetiseringsströmmar. När det inte finns något yttre fält är magnetiseringsströmmarna i genomsnitt lika med noll, och effekten av ett externt magnetfält på ett ämne är förknippat med deras utseende. Om de var kända skulle Maxwells ekvationer för vakuum räcka för att beräkna fälten. Molekylära strömmar kan tolkas som cirkulära strömmar som cirkulerar i materiens atomer eller molekyler. [trettio]

Varje molekylär strömkrets med en densitet j m kan associeras med ett magnetiskt moment p . Detta tillåter oss att betrakta ett icke-magnetiserat ämne som ett där alla magnetiska moment hos enskilda atomer är slumpmässigt riktade, och i ett externt magnetfält de är orienterade på ett visst sätt, vilket orsakar en förändring i magnetfältet. [31]

Faktum är att endast en kvantmekanisk hänsyn kan ge en korrekt tolkning av magnetism, eftersom förekomsten av elementära magnetiska dipoler är förknippad med elektronernas kvantiserade orbitala rörelsemängd och spinn , och inte med klassiska strömmar, som snabbt skulle försvinna t.ex. magnetisk dielektrik . En elektron med spin kan karakteriseras av ett magnetiskt moment med amplitud $S=\pm 1/2$

\mu =g\mu _{B}S,

där g är Lande-multiplikatorn , [Komm 4] a är Bohr-magneten . I praktiken kan endast en av de tre komponenterna i den magnetiska momentvektorn mätas (till exempel projektionen på z- axeln ). Om S är det totala spinnet för en isolerad atoms omloppsbana, så tar projektionen av det magnetiska momentet värdena [32] $\mu _{B}$

\mu _{z}=g\mu _{B}S_{z},\quad S_{z}=-S,-S+1,\ldots ,0,\ldots ,S-1,S.

En atom med ett totalt mekaniskt moment J har ett magnetiskt moment med en amplitud

{\mathbf \mu }_{J}=g_{J}\mu _{B}J,

där Lande-faktorn kan vara en komplex funktion av orbitala kvantantal för atomens elektroner [33] . Ordningen av atomernas spinn och omloppsmoment gör det möjligt att observera para- och ferromagnetism. Bidraget till ämnens magnetiska egenskaper kommer från elektronerna i delvis fyllda atomskal. Dessutom kan det i metaller vara viktigt att ta hänsyn till ledningselektronerna i s-skalen, vars magnetiska moment är delokaliserat. [34] $g_{J}$

Tillämpligheten av den makroskopiska beskrivningen

Eftersom de är kvantegenskaper, pendlar spinoperatorns komponenter inte med varandra. Men om vi introducerar den genomsnittliga spin-operatören

{\hat S}_{{{\mathrm {av))))=N^{{-1}}\summa _{i}{\hat S}_{i},

där N är antalet snurr i systemet, då kommer dess komponenter att pendla till : $N\till \infty$

[{\hat S}_{{{\mathrm {av}}}}^{\alpha },{\hat S}_{({\mathrm {av}}}}^{\beta }]=N^ {{-1}}i\varepsilon _{{\alpha \beta \gamma }}{\hat S}_{({\mathrm {av}}}}^{\gamma }\to 0,

där indexen α, β och γ löper över komponenterna i medelsnurroperatorn, är i den imaginära enheten och är Levi-Civita-symbolen . Det betyder att ett system med tillräckligt många snurr kan betraktas som klassiskt. Den fenomenologiska beskrivningen kan tillämpas på system där excitationer är multipartikel till sin natur (det vill säga utbytesinteraktionen måste väsentligt överstiga relativistiska interaktioner, såsom till exempel dipol-dipol ). [35] $\varepsilon _{{\alpha \beta \gamma ))$

Magnetfältets intensitet. Materias magnetiska parametrar

I magnetfältets cirkulationssats är det nödvändigt att ta hänsyn, förutom ledningsströmmar j , molekylära strömmar j m ( för enkelhetens skull anses det elektriska fältinduktionen vara noll):

GHS	SI
$\operatorname {rot} \mathbf {B} ={\frac {4\pi }{c))(\mathbf {j} +\mathbf {j} _{m}),$	$\operatorname {rot} \mathbf {B} =\mu _{0}(\mathbf {j} +\mathbf {j} _{m}),$

var är den magnetiska konstanten . $\mu_{0}$

Det värde som kännetecknar det magnetiska momentet för en volymenhet av ett ämne kallas magnetisering (ibland betecknas det med bokstaven J ). Tätheten av molekylära strömmar kan relateras till magnetiseringen genom att summera dem över ett visst område. Den molekylära strömmen är lika med cirkulationen av det magnetiska momentet längs konturen som täcker detta område. Sedan genom Stokes sats ${\mathbf M}={\frac {1}{V}}\sum {\mathbf p}$

GHS	SI
$\mathbf {j} _{m}=c\,\operatörsnamn {rot} \mathbf {M}$ .	$\mathbf {j} _{m}=\operatörsnamn {rot} \mathbf {M}$ .

Magnetiseringens rotor är lika med noll när molekylströmmarna i enskilda atomer eller molekyler av ämnet är orienterade på ett sådant sätt att de kompenserar varandra.

Vanligtvis introduceras ett hjälpvektorfält

GHS	SI
${\mathbf H}={\mathbf B}-4\pi {\mathbf M}$ ,	${\mathbf H}={\mathbf B}/\mu _{0}-{\mathbf M}$ ,

kallas magnetfältets styrka . Då skrivs formeln för magnetfältets cirkulation som

GHS	SI
$\operatorname {rot} \mathbf {H} ={\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j}$ .	$\operatorname {rot} \mathbf {H} =\mathbf {j}$ .

I svaga fält är magnetiseringen av ett ämne proportionell mot fältstyrkan, som skrivs som

{\mathbf M}=\chi {\mathbf H},

där kallas den magnetiska känsligheten . Detta är en dimensionslös kvantitet som kan variera över ett brett spektrum av värden (till exempel −2,6⋅10 −5 i silver [36] och cirka 2⋅10 5 i 99,95 % rent järn [37] ) och är både positiva och och negativ. Sambandet mellan induktion och magnetfältstyrka kan skrivas som $\chi$

GHS	SI
${\mathbf B}=(1+4\pi \chi ){\mathbf H}\equiv \mu {\mathbf H}$ ,	${\mathbf B}=\mu _{0}(1+\chi ){\mathbf H}\equiv \mu _{0}\mu {\mathbf H}$ ,

där storheten kallas magnetisk permeabilitet . I allmänhet är det en tensormängd . [38] $\mu$

Klasser av magnetisk symmetri

Skillnaden mellan de elektriska och magnetiska egenskaperna hos kristaller beror på det olika beteendet hos strömmar och laddningar med avseende på en förändring i tidens tecken. Låt oss beteckna med den mikroskopiska laddningstätheten i kristallen och med den mikroskopiska strömtätheten i den, i medeltal över tiden. Transformationen av tidskoordinaten ändrar inte funktionens tecken , till skillnad från funktionen . Men om tillståndet för kristallen inte förändras, måste villkoret vara uppfyllt , varav det följer att . Kristaller för vilka detta villkor är uppfyllt har ingen magnetisk struktur. I det här fallet finns den elektriska strukturen alltid, eftersom det inte finns någon anledning till varför laddningstätheten försvinner när tidstecknet ändras. [39] Den magnetiska strukturen är en liten förvrängning med avseende på strukturen av den icke-magnetiska fasen och uppträder vanligtvis med sjunkande temperatur, eftersom den är associerad med relativt svaga interaktioner av djupt belägna d- och f-elektroner. [40] $\rho(x,y,z)$ ${\mathbf j}(x,y,z)$ $t\till -t$ $\rho$ ${\mathbf j}$ ${\mathbf j}=-{\mathbf j}$ ${\mathbf j}=0$

Det är mer bekvämt att överväga symmetrin inte av funktionen utan för magnetiseringsfördelningen [Komm 5] . Det motsvarar symmetrin i arrangemanget av tidsgenomsnittliga magnetiska moment i kristallgittret . Låt oss beteckna operationen att omvandla riktningarna för alla strömmar till motsatsen med symbolen R. Magnetiska symmetriklasser är indelade i tre typer. De två första inkluderar 32 vanliga kristallklasser och de, kompletterade med operationen R . Den tredje typen består av 58 klasser, som inkluderar R endast med rotations- eller reflektionsoperationer. Det finns tre typer av rumsliga magnetiska grupper som förenar 1651 grupper. De två första av dem innehåller, liksom i fallet med magnetiska klasser, 230 grupper vardera, sammanfallande med de kristallografiska utan R- operationen och kompletterade med den. Den tredje klassen innehåller 1191 grupper där R kombineras med rotationer , reflektioner eller translationer . [41] ${\mathbf j}(x,y,z)$ ${\mathbf M}\sim [{\mathbf r},{\mathbf j}(x,y,z)]$

Magnetiska klasser
Ci ( C1 ) _	C 3v (C 3 )
C S (C 1 )	D3 ( C3 ) _
C 2 (C 1 )	D 3d (D 3 , S 6 , C 3v )
C 2h ( Ci , C2 , C S )	C3h ( C3 ) _
C 2v (D 2 , C 2h , C 2v )	C6 ( C3 ) _
D2 ( C2 ) _	D 3h (C 3h , C 3v , D 3 )
D 2h (D 2 , C 2h , C 2v )	C 6h (C 6 , S 6 , C 3h )
C4 ( C2 ) _	C 6v (C 6 , C 3v )
S4 ( C2 ) _	D 6 (C 6 , D 3 )
D 2d (S 4 , D 2 , C 2v )	D 6h (D 6 , C 6h , C 3v , D 3d , D 3h )
D4 ( C4 , D2 ) _	T h (T)
C 4v (C 4 , C 2v )	O h (T)
C 4h (C 4 , C 2h , S 4 )	T d (T)
D 4h (D 4 , C 4h , D 2h , C 4v , D 2h )	O h (O, T h , T d )
S6 ( C3 ) _

De magnetiska kristallina klasserna bestämmer helt kroppens makroskopiska magnetiska egenskaper. Så den spontana magnetiseringen av kristallen kommer att vara närvarande om magnetiseringsvektorn, som är den axiella vektorn , inte förändras under transformationen av en given magnetisk kristallklass. [42]

Klassificering enligt arten av interaktionen med magnetfältet

Alla ämnen har magnetiska egenskaper, uttryckta i en eller annan grad . [43] Orsaken till interaktionen med ett externt magnetfält är dess egna eller inducerade magnetiska moment , som, eftersom de är orienterade på ett visst sätt, förändrar fältet inuti ämnet. De svagaste magnetiska effekterna manifesteras i dia- och paramagneter . Atomer av diamagneter har inte sitt eget magnetiska moment och i enlighet med Lenz lag uppträder svaga cirkulära strömmar inuti dem i ett yttre fält , och tenderar att kompensera för det. Atomer av paramagneter har sina egna svaga magnetiska moment, som, när ett externt fält slås på, är orienterade längs det.

Det finns flera klasser av ämnen där interaktionen mellan atomernas inneboende magnetiska moment är särskilt stark och, som har en kvantmekanisk natur, i princip inte kan förklaras med analogier av klassisk fysik . Den magnetiska strukturen i dem skapas av utbytesinteraktionen. [44] Ämnen där de närmaste magnetiska momenten radas upp parallellt kallas ferromagneter . Antiferromagneter och ferrimagneter har två ferromagnetiska gitter med motsatta riktningar av magnetiska moment kapslade inuti varandra. Skillnaden mellan dem är att gittren i antiferromagneter kompenserar varandra, medan i ferrimagneter är de magnetiska momenten för olika gitter olika och det totala magnetiska momentet är inte lika med noll. Sådana material (magneter) sägs ha en långdistansmagnetisk ordning . Den matematiska beskrivningen av de magnetiska subgittren [Komm 6] i dessa tre klasser av ämnen är likartad i många avseenden.

Ferromagnetisk beställning
Antiferromagnetisk ordning
Ferrimagnetisk beställning

Vissa konstgjorda material med kort räckvidd magnetisk ordning är också isolerade . Spinglas skapas genom att tillsätta magnetiska föroreningar till icke-magnetiska metaller och legeringar . Ensembler av ferro- eller ferrimagnetiska partiklar uppvisar svaga paramagnetiska egenskaper. I det här fallet talar man om superparamagnetism .

Magnetiska interaktioner mellan ferro- och antiferromagneter

Heisenbergmodellen

Vid beskrivning av ferro- och antiferromagneter används ofta Heisenberg - modellen . Det består i att bestämma den magnetiska delen av Hamiltonian av kristallen i formen

{\mathcal {H}}=-{\frac {1}{2}}\sum _{n,n'}J(nn')\mathbf {S} _{n}\mathbf {S} _{n'}+g\mu _{B}\mathbf {B} \sum _{n}\mathbf {S} _{n},

(GazGum)

där indexen n och n' löper över noderna i kristallgittret och är spinnoperatorn vid den n : te noden. Koefficienten kallas utbytesintegralen , som ger den magnetiska ordningen för en isotrop kristall. I praktiken tror man att det skiljer sig väsentligt från noll endast för de närmaste grannarna. Faktorn ½ tar hänsyn till upprepningen när man summerar snurren över gittret (dock ibland ingår den i värdet på utbytesintegralen). Med detta val av tecknet framför summan motsvarar den ferromagnetiska ordningen ett positivt värde och den antiferromagnetiska ordningen ett negativt värde. Den andra termen är interaktionsenergin hos spinnsystemet med ett magnetfält ( Zeeman - energi), vars magnetiska induktion är lika med B (här är g Lande-multiplikatorn , är Bohr-magnetonen ). [45] [46] ${\mathbf S}_{n}$ $J(nn')$ $J(nn')$ $\mu _{B}$

Heisenberg Hamiltonian bygger på antagandet att de magnetiska momenten (respektive spinn) är lokaliserade på platserna för kristallgittret, och det finns inga omloppsmoment . Det första villkoret uppfylls av ferromagnetiska dielektrika och halvledare, men för metaller är bandmodellen oftare att föredra. Tillåtligheten av det andra villkoret bestäms av graden av "frusenhet" av omloppsmomenten. [47]

Det är omöjligt att bygga en mikroskopisk modell av antiferromagneter, liknande Heisenberg-modellen, därför representeras de på makroskopisk nivå som en uppsättning av flera magnetiska subgitter med motsatta magnetiseringsriktningar, kapslade i varandra. Denna beskrivning stämmer väl överens med experimentdata. [48]

Ising modell Exchange interaktion

Utbytesinteraktionen manifesteras på grund av Coulomb-avstötningen av elektroner och Pauli-principen . Det är huvudorsaken till manifestationen av ämnens ferromagnetiska egenskaper. [49] Eftersom det är opraktiskt att beskriva utbytesinteraktionen mellan multielektronsystem med hjälp av en mikroskopisk Hamiltonian som tar hänsyn till enskilda elektroners kinetiska energi , används vanligtvis en makroskopisk Hamiltonian där spinnoperatorerna ersätts av halvklassiska spinnvektorer i formen av Heisenberg-modellen ( HeisGam- formeln ), vilket är sant för snurr ½. Empiriskt kan utbytesintegralen uppskattas som

J\sim 0.1{\frac {e^{2}}{a}},

där e är elektronladdningen , a är den magnetiska gitterkonstanten . [50] Det är mycket svårt att ge en exakt teoretisk uppskattning, därför används vanligtvis experimentellt uppmätta värden i praktiken. [51]

En generalisering som tar hänsyn till utbytesanisotropin (X–Y–Z-modell) skrivs som

{\mathcal H}=-{\frac {1}{2}}\sum _{{n,n'}}(J_{x}S_{n}^{x}S_{{n'}}^{ x}+J_{x}S_{n}^{y}S_{{n'}}^{y}+J_{x}S_{n}^{z}S_{{n'}}^{z} )+g\mu _{B}{\mathbf B}\summa _{n}{\mathbf S}_{n},

där koefficienterna antas vara något annorlunda, eftersom själva utbytesinteraktionen är isotrop. [52] Den makroskopiska energitätheten för ferromagneter, erhållen från Heisenberg Hamiltonian, skrivs som $J_{{x,y,z}}$

w_{{{\mathrm {ex}}}}={\frac {1}{2}}A_{{ij}}{\frac {\partial {\mathbf M}}{\partial x_{i}}} {\frac {\partial {\mathbf M)){\partial x_{i))}-{\frac {1}{2))\Lambda {\mathbf M}^{2},

(MacroObm)

var är koordinaterna för det fysiska rummet, M är magnetiseringsvektorn , utbytesinteraktionskonstanten (i det allmänna fallet tensorn ) $x_{i}$

A_{{ij))={\frac {1}{2(g\mu _{B})^{2}}}\int \overline {J}({\mathbf r})x_{i}x_{ j}{\mathrm d}{\mathbf r},

medan den isotropa utbyteskonstanten

\Lambda ={\frac {1}{2(g\mu _{B})^{2))}\int \overline {J}({\mathbf r}){\mathrm d}{\mathbf r} .

Här antas funktionen vara nära växlingsintegralen vid temperaturer långt från Curie-temperaturen . [53] Konstanten A kallas ibland den anisotropa utbyteskonstanten för att skilja den från . Den första termen i MacroExchange- formeln är betydelsefull när man överväger den inhomogena fördelningen av magnetisering, och den andra termen är väsentlig för att studera verkan av mekanismer som ändrar längden på magnetiseringsvektorn. [54] I många fall är mekanismen inte direkt utbyte, som förbinder snurrarna hos angränsande atomer genom överlappning av deras vågfunktioner och Coulomb-energi, utan indirekt ( RKKY- utbytesinteraktion , superutbyte , etc.). [55] $\overline {J}({\mathbf r})$ $\lambda$

Relativistiska interaktioner

Interaktionerna mellan elementära dipoler med varandra och med det elektriska fältet i själva kristallgittret är relativistisk till sin natur . Förhållandet mellan deras energier och energin i utbytesinteraktionen är lika i storleksordning till , där v är hastigheten för en elektron i en atom, c är ljusets hastighet . De leder till upprättandet av statistisk jämvikt och bildandet av utvalda magnetiseringsriktningar i kristaller. [56] $(v/c)^{2}$

Dipol-dipol-interaktion och magnetostatisk energi

Under dipol-dipol-interaktionenförstå växelverkan mellan elementära magnetiska dipoler . Den minskar proportionellt mot avståndets kub och dominerar utbytesinteraktionen på stora avstånd, vilket är orsaken till den makroskopiska magnetiseringen av ferromagneter. [57] Dipol -dipol-interaktionen Hamiltonian kan komma fram till genom att ersätta de klassiska dipolerna i formeln för interaktionsenergin för två magnetiska moment ${\mathbf m}_{i}$

E_{{12}}={\frac {{\mathbf m}_{1}\cdot {\mathbf m}_{2}}{r_{{12}}^{3}}}-3{\frac {({\mathbf m}_{1}\cdot {\mathbf r}_{{12)))({\mathbf m}_{2}\cdot {\mathbf r}_{{12)))} {r_{{12}}^{5}}},

in i operatorer , där är radievektorn som förbinder dipolplatserna, är Bohr-magnetonen , är den totala orbitala momentumoperatorn och är produkten av Dirac Lande-faktorn och operatorn av det totala spinnet av en atom vid ett gitterställe numrerat n . Sedan tar Hamiltonian för dipolväxelverkan formen ${\boldsymbol \mu }_{n}=\mu _{B}({\mathbf L}_{n}+g{\mathbf s}_{n})$ ${\mathbf r}_{{12}}$ $\mu _{B}$ ${\mathbf L}_{n}$ $g{\mathbf s}_{n}$ $g\ca 2$

{\mathcal H}_{m}={\frac {1}{2}}\summa _{{m\neq n}}\left({\frac {{\boldsymbol \mu }_{m}\cdot {\boldsymbol \mu }_{n}}{r_{{mn}}^{3}}}-3{\frac {({\boldsymbol \mu }_{m}\cdot {\mathbf r}_{ {mn)))({\boldsymbol \mu }_{n}\cdot {\mathbf r}_{{mn)))}{r_{{mn}}^{5}}}\höger),

där summeringen utförs över alla noder i det magnetiska subgitteret. [58]

Övergången till en makroskopisk beskrivning ger ett uttryck för energin i formen

E_{m}=-{\frac {1}{2}}\int _{V}\mathrm {d} \mathbf {r} \left[\beta _{ik}M_{i}(\ mathbf {r} )M_{k}(\mathbf {r} )+{\frac {4\pi }{3}}M^{2}(\mathbf {r} )+\mathbf {M} (\mathbf {r} )\mathbf {H} ^{m}(\mathbf {r} )\right].

Den första anisotropa termen i integranden återspeglar variationerna av magnetfältet vid avstånd av storleksordningen atomavstånd och beror genom en tensor på strukturen hos den primitiva cellen i kristallen. Den andra och tredje termen visas som lösningar på magnetostatikens ekvationer . [59] $\beta _{{ik}}$

Magnetisk anisotropi

Interaktionen av spins med det elektromagnetiska fältet i kristallgittret eller spin-omloppsinteraktionen , såväl som spin-spin-interaktionen , leder till uppkomsten av magnetisk anisotropi. På makroskopisk nivå observeras det som en energiicke-ekvivalens av olika riktningar i en kristall, när en eller annan magnetiseringsriktning med avseende på de kristallografiska axlarna visar sig vara mer gynnsam. I det enklaste fallet för enaxliga ferromagnetiska kristaller kan den magnetiska anisotropins energitäthet skrivas i två ekvivalenta former i termer av den enhetsnormaliserade magnetiseringsvektorn med projektioner , och (ekvivalens betyder här noggrannhet till en konstant oberoende av magnetiseringsriktningen): $m_{x}$ $min}$ $m_{z}$

w_{{an}}=K(m_{x}^{2}+m_{y}^{2})=K\sin ^{2}\theta

eller

w_{{an}}=-K\cos ^{2}\theta ,

där koefficienten K kallas anisotropikonstanten, och är vinkeln mellan magnetiseringsvektorns riktning och kristallens huvudsymmetriaxel. Beroende på tecknet K , med ett givet val av energityp, talar man om lätt- axel ( , magnetiseringen är orienterad längs axeln för att minimera energin: ) och lättplansmagneter ( , magnetiseringen är orienterad vinkelrätt till axeln för att minimera energin: ). [60] $\theta$ $K>0$ $\theta \till 0$ $K<0$ $\theta \to \pi /2$

Kubiska kristaller skiljer sig avsevärt från enaxliga och biaxliga eftersom deras anisotropienergi bestäms av fjärde ordningens termer i expansionen i termer av komponenterna i magnetiseringsvektorn normaliserade till enhet:

w_{an}=K_{1}(m_{x}^{2}m_{y}^{2}+m_{x}^{2}m_{z}^{2}+m_{y }^{2}m_{z}^{2})+K_{2}m_{x}^{2}m_{y}^{2}m_{z}^{2}.

Som ett resultat är deras anisotropi mindre uttalad. För (till exempel järn) uppnås minimienergin i riktningarna för kubens kanter [100] , [010] och [001], det vill säga det finns tre ekvivalenta axlar för enkel magnetisering. Annars kommer axlarna för enkel magnetisering att vara kubens rumsliga diagonaler. [61] $K_{1}>0$

Beroende av anisotropienergi på riktning (mer mättad färg - mer energi)
Ferromagnet med enaxlig anisotropi. Axel för enkel magnetisering [001]
Kristall med kubiskt system och positiv anisotropi ( ) $K_{1}>0$
Kristall med kubiskt system och negativ anisotropi ( ) $K_{1}<0$

Magnetiska domäner

Konceptet med en magnetisk domän introducerades av Pierre Weiss 1907 för att svara på frågan varför järn, som är en ferromagnet, har noll magnetiskt moment i frånvaro av ett yttre fält. Ferromagnetiska domäner är makroskopiska områden av magnetiska kristaller där orienteringen av den spontana magnetiseringsvektorn är annorlunda. De finns vid temperaturer under Curie-punkten. [62] Man talar också om antiferromagnetiska domäner, vilket betyder vektorn för antiferromagnetism istället för magnetisering. Men deras existens leder strängt taget inte till en energivinst och är vanligtvis förknippad med förekomsten av flera kärnor av en antiferromagnetisk struktur med en slumpmässig magnetiseringsriktning när antiferromagneten passerar genom Neel-punkten [63] .

Anledningen till uppkomsten av magnetiska domäner i ferromagneter föreslogs av Lev Landau och Evgeny Lifshitz 1937. De föreslog att deras bildning leder till en minimering av magnetens totala energi och ströfältet (det vill säga magnetfältet som skapas av spontan magnetisering och går bortom magneten). Den magnetiseringsriktning som observeras i praktiken i domäner under normala förhållanden bildar faktiskt ett slutet magnetiskt flöde . [64]

Gränsen mellan domäner kallas domänväggen . Dess bredd bestäms av förhållandet mellan utbyteskonstanten och anisotropikonstanten. Beroende på den resulterande magnetiseringen särskiljs rotationsvinkeln 180°, 90° och andra domänväggar. Beroende på rotationsmetoden för magnetiseringen inuti 180°-domänväggarna talar man om en Bloch- vägg och en Neel- vägg . Den senare är karakteristisk för tunna magnetiska filmer, eftersom den har ett mindre ströfält än Bloch-väggen. [65]

Det finns många metoder för att observera domäner i ferromagneter. 1932 föreslog Francis Bitter en enkel metod för att visualisera ströfält med hjälp av kolloidala suspensioner av magnetiska partiklar som inte krävde specialutrustning. Det består i det faktum att magnetiska mikropartiklar avsätts på ytan av en magnet, som praktiskt taget utan att uppleva friktion är koncentrerade på platser med den största fältgradienten, det vill säga vid domängränserna. Deras fördelning kan observeras med ett optiskt mikroskop. [66] Magneto-optiska metoder baserade på rotationen av ljusets polarisering används. För transparenta filmer är detta Faraday-effekten (förändring av polarisation när den passerar genom provet), för andra den magneto-optiska Kerr-effekten (förändring av polarisation när den reflekteras från provet). Fördelen med Kerr-mikroskopi är möjligheten att direkt observera domäner, detta är en oförstörande metod, dock måste proverna vara platta och ytterligare bildbehandling måste tillämpas för att öka kontrasten. [67] Förutom ovanstående metoder används närfältsmikroskopi , gammastrålning och neutronspridning , transmissionselektronmikroskopi , etc. [68]

Hysteres och termodynamik Det magnetiska momentets rörelse Landau-Lifshitz ekvation

Magnetism av dielektrika och halvledare

Mott-Hubbard dielektrikum

Dielektrikum och halvledare har inte ambulerande elektroner , till skillnad från metaller . Konsekvensen är lokaliseringen av magnetiska moment tillsammans med elektroner i joniska tillstånd. Detta är huvudskillnaden mellan magnetismen hos dielektrika och magnetismen hos metaller, vilket beskrivs av bandteorin . [69]

Enligt bandteorin kan kristaller som innehåller ett jämnt antal elektroner i en primitiv cell vara dielektriska. Detta betyder att dielektrikum endast kan vara diamagneter , vilket inte förklarar egenskaperna hos många ämnen. Orsaken till Curie-paramagnetism (paramagnetism av lokaliserade elektroner), ferro- och antiferromagnetism av dielektrika är Coulomb-avstötningen av elektroner, vilket förklaras av Hubbard-modellen i följande exempel. Uppkomsten av ytterligare en elektron i en isolerad atom ökar dess energi med viss mängd . Nästa elektron kommer in på energinivån , där är energin för Coulomb-interaktionen av elektroner, i verkliga atomer som sträcker sig från 1 eV till mer än 10 eV. I en kristall kommer energinivåerna för dessa två elektroner att delas upp i band och kristallen kommer att vara en dielektrikum eller en halvledare så länge det finns ett bandgap mellan dem . Tillsammans kan båda zonerna innehålla ett jämnt antal elektroner, men det kan finnas en situation där endast den nedre zonen är fylld och innehåller ett udda antal elektroner. Ett dielektrikum för vilket detta villkor är uppfyllt kallas ett Mott-Hubbard-dielektrikum . Om överlappningsintegralerna är små kommer dielektrikumet att vara en paramagnet, annars kommer det att vara en antiferromagnet . [70] Superexchange- interaktion är ansvarig för ferromagnetismen hos sådana dielektrika som EuO eller CrBr 3 . [71] $\varepsilon$ $\varepsilon+U_{C}$ $U_{C}$

Superexchange och antisymmetriska utbytesinteraktioner

De flesta ferro- och ferrimagnetiska dielektrika och andra-Cl,-Br,2Oseparerade av sådana icke-magnetiska joner somjonerbestår av magnetiska 3d- 3d-orbitaler av magnetiska joner och p-orbitaler av icke-magnetiska joner. Orbitaler blir hybridiserade och deras elektroner blir gemensamma för flera joner. En sådan interaktion kallas superexchange . Dess tecken (det vill säga om dielektrikumet är en ferro- eller antiferromagnet) bestäms av typen av d-orbitaler, antalet elektroner i dem och vinkeln med vilken ett par magnetiska joner är synliga från platsen där icke-magnetisk jon finns. [72]

Den antisymmetriska utbytesinteraktionen ( Dzyaloshinskii -Moriya interaktion) mellan två celler med spinvektorer och beskrivs av uttrycket ${\mathbf S}_{1}$ ${\mathbf S}_{2}$

E_{{12}}=D_{{12}}[{\mathbf S}_{1}\ gånger {\mathbf S}_{2}].

Uppenbarligen är interaktionsenergin icke-noll endast om cellerna inte är magnetiskt ekvivalenta. Dzyaloshinskii-Moriya-interaktionen manifesterar sig i vissa antiferromagneter. Resultatet är uppkomsten av en svag spontan magnetisering . Denna effekt kallas svag ferromagnetism , eftersom den resulterande magnetiseringen är tiondels procent av magnetiseringen i typiska ferromagneter. Svag ferromagnetism ses i hematit , karbonater av kobolt , mangan och några andra metaller. [73] [5] [74]

Magnetism av metaller

Zonmagnetism

Skillnaden mellan bandstrukturen för magnetiska och icke-magnetiska metaller på exemplet med koppar och kobolt. Elektronisk bandstruktur (vänster) och tillståndstäthet (höger) i vart och ett av diagrammen.
Koppar (icke-magnetisk metall). F är Fermi-nivån. På den vertikala axeln är energin i eV .
Kobolt (backar upp [Comm 7] )
Kobolt (bakar sig)

Utbytesinteraktioner i metaller

Utbytesinteraktion i metaller kan utföras av fundamentalt olika mekanismer, beroende på vilken typ av atomära orbitaler som ansvarar för utbytesinteraktionen. I sådana 3d-övergångsmetaller som järn eller kobolt spelar de överlappande 3d- vågfunktionerna hos angränsande atomer i kristallgittret en avgörande roll i utbytet , medan i 4f-element sker utbytesinteraktionen genom ledningselektroner . Lantanmanganiter har ett komplext beroende av sina magnetiska egenskaper på graden av dopning . [75]

3d-metaller

3D-metaller kännetecknas av en betydande energi av Coulomb-interaktionen mellan elektronerna i 3d-bandet jämfört med deras kinetiska energi . [76] Det är faktiskt orsaken till ferromagnetisk ordning. [77] För både 3d och 4f element beror deras magnetiska ordning på fyllnadsgraden för motsvarande band. En 3d-övergångsmetall kommer att vara en ferromagnet om dess 3d-band innehåller ett litet antal elektroner eller hål (det vill säga, den måste antingen vara svagt fylld eller nästan helt fylld). Detta illustreras väl av järn, kobolt och nickel , där denna zon är nästan helt fylld. Det antiferromagnetiska tillståndet kommer att vara grundtillståndet om det är halvfyllt. [76]

Villkoret som avgör om en metall kommer att vara en ferro- eller antiferromagnet beror på att det är fördelaktigt för en elektron att delokaliseras, eftersom detta enligt Heisenbergs osäkerhetsprincip gör det möjligt att minska dess kinetiska energi. Kvalitativt kan det förklaras på följande sätt. För elektroner måste Hunds regel följas (det totala spinnet av elektroner i orbitalen måste vara maximalt). Sedan för en zon, till exempel fylld mindre än hälften, kan elektronerna i två angränsande atomer ha samma spinnriktning, men olika magnetiska kvanttal , vilket bestämmer den ferromagnetiska ordningen. I fallet med ett halvfyllt band, tvingas 3d-elektronerna i angränsande atomer att ha motsatt riktning av det totala spinnet för att dela samma magnetiska tal mellan sig. [78]

4f-metaller

Sällsynta jordartsmetaller har en delvis fylld 4f orbital , vars karakteristiska storlek är mycket mindre än de interatomära avstånden i kristallgittret. Därför kan 4f-elektronerna hos närliggande joner inte direkt interagera med varandra. Utbytesinteraktionen mellan dem utförs med hjälp av ledningselektroner . Varje sällsynt jordartsmetalljon skapar ett ganska starkt effektivt fält nära sig själv, vilket polariserar ledningselektronerna. En sådan indirekt utbytesinteraktion mellan 4f-elektroner kallas Rudermann-Kittel-Kasuya-Yoshida-interaktionen (RKKY-utbytesinteraktion). [79] Huruvida en metall kommer att vara en ferro- eller antiferromagnet beror på strukturen av 4f-bandet och avståndet mellan jonerna. Utbytesintegralens beroende av produkten av vågvektorn av elektroner på Fermi-nivån k F och avståndet mellan magnetiska joner a har en alternerande oscillerande karaktär. Detta förklarar i synnerhet förekomsten av helikoida och vissa andra magnetiska strukturer. RKKY-interaktionen beror i huvudsak på koncentrationen av gratis laddningsbärare och kan vara mycket mer långväga än direkt utbyte [80] . $J(k_{F}a)$

Dubbel utbyte

Övergångsmetalloxider kan vara både ledare och dielektrikum. Superexchange-interaktion äger rum i dielektrikum. Genom att kontrollera dopningen är det emellertid möjligt att uppnå övergången av oxiden till det ledande tillståndet. I lantanmanganiter av typen La 1 – x Ca x MnO 3 , vid vissa värden på parametern x , kan vissa av manganjonerna ha en valens på 3+ och de andra 4+. Utbytesinteraktionen mellan dem, utförd genom O 2- joner , kallas dubbelt utbyte . Dessa föreningar kommer också att vara ferro- eller antiferromagnetiska, beroende på värdet på x . Ferromagnetisk ordning kommer att inträffa om de totala spinn av 3- och 4-valensjonerna är samriktade, medan den 4:e elektronen kan delokaliseras. Annars är det lokaliserat på en jon med lägre valens. För La 1 – xSr x MnO 3 sker övergången från den antiferromagnetiska till den ferromagnetiska fasen vid (högre värden på x motsvarar en ferromagnet). [81] $x\ungefär 0,1$

Superledning

Magnetiska vätskor

Biomagnetism

Levande organismers känslighet för ett magnetfält

Jordens magnetfält används för orientering i rymden av många djurarter. Av skäl som inte helt förstås använder fåglar och sköldpaddor magnetisk lutningsinformation , medan laxfiskar och fladdermöss reagerar på fältets horisontella komponent. [82] "Kompassen" för fåglar i normalt läge fungerar i fälten från 43 till 56 μT , men efter anpassning kan den uppfatta fält från 16 till 150 μT. [83] Samtidigt skiljer inte fåglarna mellan nord- och sydmagnetpolerna och behöver ytterligare ljusinformation för orientering. [84] Marina musslor, salamander (t.ex. Eurycea lucifuga ), vattensalamandrar (t.ex. grönaktig salamander ), bålgetingar, honungsbin och alligatorer [85] [86] är också känsliga för magnetfältet . Havssköldpaddor och vissa ryggradslösa djur, tillsammans med fåglar, har också förmågan att göra "magnetiska kartor" för att hjälpa dem att hitta rätt [87] .

Det finns olika receptorer som svarar på ett externt magnetfält. Ögonen hos Drosophila och vissa fåglar innehåller kryptokroma molekyler , andra (till exempel den bruna fladdermusen ( eng. Big brown bat )) innehåller partiklar med en domän i sina kroppar. Vissa bakterier använder speciella organeller som kallas magnetosomer . Samtidigt kan många djur bestämma polariseringen av solljus och navigera efter stjärnorna. Därför, trots den bevisade förmågan hos många arter att använda magnetfält för att bestämma riktningen, finns det inget entydigt svar på frågan om hur exakt det här eller det djuret är orienterat i rymden medan det är i naturen. [88]

Effektiviteten av påverkan av elektromagnetiska fält på levande organismer är förknippad med närvaron av "känslighetsfönster" i amplitud, gradient och frekvens, ibland kan en sekvens av signaler av en viss form ha en specifik effekt. [89] Djurens inre kompass kan vara relaterad till närvaron av magnetitpartiklar i kroppen , till exempel i form av ferritin . Magnetit finns också i den mänskliga hjärnan och i ännu högre koncentrationer i fåglarnas hjärnor. Den mänskliga hjärnan innehåller cirka 5 miljoner kristaller per gram, och dess membran innehåller cirka 100 miljoner kristaller per gram. Svaret från magnetit på ett magnetfält är mer än en miljon gånger större än svaret från ett konventionellt para- eller diamagnetiskt medium och, antagligen, kan detta påverka transporten av joner mellan celler. [83] Pinealkörtelns känslighet i däggdjurshjärnan för magnetfält är relaterad till näthinnans funktion. Detta leder till det faktum att näthinnan ingår i kroppens magnetoreceptiva system. Dess roll illustreras av det faktum att när gradienten för jordens magnetfält reduceras till 30 nT/m, minskar frekvensen av uppfattningen av flimmer ljus som en konstant ( engelska Flicker fusion threshold ) hos de flesta människor.

Magnetotaxis

Det finns flera typer av anaeroba bakterier ( magnetotaktiska bakterier : Aquaspirillum mangetotacticum , etc.) som kan reagera på externa magnetfält . De innehåller organeller som kallas magnetosomer , vars membran innehåller endomänkristaller av magnetit Fe 3 O 4 eller melnikovite Fe 3 S 4 (ibland båda). Kristallstorleken sträcker sig från 40 till 100 nm. Magnetosomer bildar kedjor fixerade inuti bakterien på ett sådant sätt att magnetiseringsriktningen för magnetiska nanokristaller sammanfaller med kedjornas riktning [90] .

Magnettaktiska bakterier är naturliga kompasser som orienterar sig i riktning mot jordens magnetfält . På grund av det faktum att de svarar på svaga fält med en styrka på cirka 0,5 oersted, används de i höghastighets, mycket känsliga metoder för att visualisera domänstrukturen hos magneter (till exempel för att testa transformatorstål ). När magnetotaktiska bakterier placeras på en magnetisk yta, rör de sig på några sekunder längs kraftlinjerna till nordpolerna och samlas på platser där magnetfältet är vinkelrätt mot ytan. Metoder som använder magnetotaktiska bakterier ger bättre kontrast än klassisk bitter eller väggkontrast . En naturlig begränsning av deras upplösning är storleken på en bakterie i storleksordningen en mikrometer. [91]

Geomagnetism

Se även

Kommentarer

↑ Den magnetiska kompassen ska inte förväxlas med en annan kinesisk uppfinning , den söderpekande vagnen, som använde en differentialväxel (se Tom KS Echoes from old China: life, legends, and lore of the Middle Kingdom . - University of Hawaii Press, 1989 . - S. 98 . - 160 s. - ISBN 9780824812850 . ).
↑ Kinesernas prioritet när det gäller uppfinningen av kompassen ifrågasätts av vissa forskare: ett av föremålen för Olmec- kulturen , som ser ut som ett polerat rör 3,5 cm långt och daterar från 1400-1000 år. före Kristus e. är förmodligen en magnetisk kompass (se Guimarães AP Från lodestone till supermagneter: förstå magnetiska fenomen. - Wiley-VCH, 2005. - S. 22-23. - 236 s. - ISBN 9783527405572 . ; John B. Carlson : Chinese Compass. Lodestone Compass eller Olmec Primacy? (engelska) // Science. - 1975. - September ( vol . 189 , nr. 5 ) . - P. 753-760 .
↑ Av makroskopiska storheter, av historiska skäl, slog namnen rot magnetisk induktion för det huvudsakliga kännetecknet för magnetfältet (analog av elektrisk styrka ) och magnetisk styrka för hjälpmedlet (analog av elektrisk fältinduktion ).
↑ Lande-multiplikatorn är ungefär 2 vid noll omloppsrörelsemängd J , men kan skilja sig mycket från 2 vid . ${\mathbf J}\neq 0$
↑ I CGS är magnetisering relaterad till densiteten av mikroskopiska strömmar genom beroendet . Då är det magnetiska momentet för alla rörliga partiklar . Här försvinner integralen över ytan på grund av att strömmarna utanför kroppen är lika med noll och man kan integrera över vilken volym som helst som går utanför kroppen. $\overline {\rho {\mathbf v))=c[\nabla ,{\mathbf M}]$ ${\frac {1}{2c}}\int [{\mathbf r},\overline {\rho {\mathbf v}}]{\mathrm d}V={\frac {1}{2}}\int [{\mathbf r},[\nabla ,{\mathbf M}]]={\frac {1}{2))\oint [{\mathbf r},[{\mathrm d}S,{\mathbf M }]+\int {\mathbf M}{\mathrm d}V\equiv \int {\mathbf M}{\mathrm d}V$
↑ Ett magnetiskt subgitter är en uppsättning atomer i ett kristallgitter som har samma värde på det magnetiska momentet. I det allmänna fallet kanske det inte sammanfaller med kristallgittret (se Landau L. D., Lifshitz E. M. Electrodynamics of continuous media / Revised by E. M. Lifshitz and L. P. Pitaevsky. - 2nd ed. - M : Nauka, 1982. - VIII. - S. 191-192. - 624 s. - (Teoretisk fysik. - 40 000 exemplar ).
↑ Snurrriktningen i det här fallet talas villkorligt om för att skilja mellan två olika fyllda zoner, också ofta med engelska termer. magority band och engelska. minoritetsband betyder mer eller mindre fylld yta.

Anteckningar

↑ 12 Mattis , 2006 , s. 1-2.
↑ Valenzuela, 1994 , sid. ett.
↑ 1 2 3 4 Kartsev V.P. Ch. 1. Herkulessten // Magnet i tre årtusenden. - Ed. 4:e, reviderad. och ytterligare - L . : Energoatomizdat, 1988.
↑ Sarkar, 2006 , s. 1-2.
↑ 1 2 Magnetism - artikel från Physical Encyclopedia
↑ Mattis, 2006 , s. 4-5.
↑ Kompassens historia . Lär dig kinesiska - historia och kultur . ForeignerCN (13 oktober 2009). Hämtad 25 maj 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
↑ Selin, 1997 , s. 232-233.
↑ Tidig kinesisk kompass (eng.) (inte tillgänglig länk) . Florida State University. Magnet Lab. Hämtad 24 maj 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
↑ Russo, 2007 , sid. 2.
↑ Needham J., Ronan CA Den kortare vetenskapen och civilisationen i Kina: En förkortning av Joseph Needhams originaltext. - Cambridge University Press, 1986. - Vol. 3. - S. 2-3. — 312 sid. — (Kortare vetenskap och civilisation i Kina). — ISBN 9780521315609 .
↑ Loadstone . _ Kina Orb. - Kinesisk-engelsk ordbok med uttal. Hämtad 25 maj 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
↑ Perelman, 1932 , sid. 160.
↑ Sarkar, 2006 , sid. 2.
↑ Selin, 1997 , sid. 233.
↑ Mattis, 2006 , sid. ett.
↑ Carr TS En handbok för klassisk mytologi; eller, En följeslagare till de grekiska och latinska poeterna: utformad främst för att förklara ord, fraser och epitet, från de fabler och traditioner som de hänvisar till . - S. Marshall och Co., 1846. - S. 302. - 372 sid.
↑ Mattis, 2006 , sid. 3.
↑ 600 f.Kr. - 1599 (engelska) (otillgänglig länk) . Mag Lab U > Tidslinje . Florida State University. Magnet Lab. Hämtad 24 maj 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
↑ 1 2 3 Mohn, 2006 , sid. ett.
↑ 1 2 3 Mattis, 2006 , s. 3-5.
↑ Baigrie, 2007 , s. 2-3.
↑ Keithley, 1999 , sid. 2.
↑ Mattis, 2006 , sid. fyra.
↑ Francois Cardarelli. Uppslagsverk över vetenskapliga enheter, vikter och mått: deras SI-ekvivalenser och ursprung . — 3:a. - Springer, 2003. - S. 22-25 . — 848 sid. — ISBN 9781852336820 .
↑ Attilio Rigamonti, Pietro Carretta. Materiens struktur: En introduktionskurs med problem och lösningar . — 2:a. — Springer, 2009. — S. 160 . — 489 sid. — ISBN 9788847011281 .
↑ Saveliev, 2004 , sid. 181.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 154.
↑ Sivukhin, 2004 , sid. 243.
↑ Sivukhin, 2004 , sid. 243-244.
↑ Saveliev, 2004 , sid. 182.
↑ Mattis, 2006 , s. 53-56.
↑ Magneto-mekaniskt förhållande - artikel från Physical Encyclopedia
↑ Gurevich, Melkov, 1994 , sid. 9-10.
↑ Baryakhtar et al., 1984 , sid. 29.
↑ Magnetisk känslighet hos paramagnetiska och diamagnetiska material vid 20° C . Georgia State University. — Tabeller över magnetiska parametrar för fasta ämnen. Hämtad 11 juli 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
↑ Magnetiska egenskaper hos ferromagnetiska material . Georgia State University. — Tabeller över magnetiska parametrar för fasta ämnen. Hämtad 11 juli 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
↑ Saveliev, 2004 , sid. 182-189.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 188.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 190-191.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 155, 189, 191-196.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 191.
↑ Feynman et al., 1966 , sid. 92.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 197.
↑ Kosevich et al., 1983 , sid. 9.
↑ Alloul, 2010 , sid. 247-248.
↑ Gurevich, Melkov, 1994 , sid. 15-16.
↑ Akhiezer et al., 1967 , sid. 38-39.
↑ Alloul, 2010 , sid. 245.
↑ Akhiezer et al., 1967 , sid. arton.
↑ Alloul, 2010 , sid. 247.
↑ Kosevich et al., 1983 , sid. 9-10.
↑ Baryakhtar et al., 1984 , sid. 20-21.
↑ Tretyak i in., 2002 , sid. 60.
↑ Gurevich, Melkov, 1994 , sid. femton.
↑ Akhiezer et al., 1967 , sid. 25-26.
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 145.
↑ Baryakhtar et al., 1984 , sid. 27-28.
↑ Akhiezer et al., 1967 , sid. 27-31.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 200-201.
↑ Landau och Lifshitz, VIII, 1982 , sid. 201-202.
↑ Ferromagnetiska domäner - artikel från Physical Encyclopedia
↑ Antiferromagnetiska domäner - artikel från Physical Encyclopedia
↑ Hubert och Schaefer 1998 , sid. 5.
↑ Hubert och Schaefer 1998 , s. 215-291.
↑ Hubert och Schaefer 1998 , s. 12-24.
↑ Hubert och Schaefer 1998 , s. 24-53.
↑ Hubert och Schaefer 1998 , sid. 106.
↑ Alloul, 2010 , s. 255-256.
↑ Alloul, 2010 , s. 77, 256-258.
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 314.
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 313-314.
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 314-315.
↑ Svag ferromagnetism - artikel från Physical Encyclopedia
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , s. 315-319.
↑ 1 2 de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 317.
↑ Tsymbal, Pettifor, 2001 , sid. 126-132.
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 317-318.
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 315-317.
↑ RKKI-exchange interaction - artikel från Physical Encyclopedia
↑ de Lacheisserie et al., 2005 , sid. 318-319.
↑ Merrill, 2010 , sid. 176.
↑ 12 Ho et al., 1994 , sid. 367.
↑ Ho et al., 1994 , sid. 368.
↑ Knut Schmidt-Nielsen. Djurfysiologi: anpassning och miljö . — 5:e uppl. - Cambridge University Press, 1997. - S. 561 . — 607 sid. — ISBN 9780521570985 .
↑ Kentwood David Wells. Amfibiernas ekologi och beteende . - University of Chicago Press, 2007. - S. 264-266 . — 1148 sid. — ISBN 9780226893341 .
↑ Ryska biologer har hittat ett "magnetiskt kort" i hjärnan på flyttfåglar . Hämtad 7 oktober 2015. Arkiverad från originalet 17 oktober 2015. (obestämd)
↑ Merrill, 2010 , s. 174-176.
↑ Ho et al., 1994 , sid. 366.
↑ Richard B. Frankel. Magnettaktiska bakterier vid Cal Poly . California Polytechnic State University. Hämtad 10 oktober 2011. Arkiverad från originalet 3 februari 2012.
↑ Hubert och Schaefer 1998 , s. 97-98.
↑ Tolstoy N. A., Spartakov A. A. En ny typ av magnetism - aromagnetism // JETP Letters, vol. 52, nr. 3, sid. 796-799 . Hämtad 14 april 2022. Arkiverad från originalet 14 februari 2019. (obestämd)

Litteratur

Populärvetenskapliga publikationer

Baryakhtar V. G. , Ivanov B. A. I världen av magnetiska domäner. - K . : Naukova Dumka, 1986. - 159 sid. - 4000 exemplar.
Vonsovsky S. V. Magnetism. — M .: Nauka, 1984. — 208 sid. - 40 000 exemplar.
Kartsev V.P. Magnet i tre årtusenden. - Ed. 4:e, reviderad. och ytterligare - L . : Energoatomizdat, 1988.
Perelman Ya. I. Underhållande fysik. - Leningrad: Tid, 1932. - T. 2.
Keithley, JF Berättelsen om elektriska och magnetiska mätningar: från 500 f.Kr. till 1940-talet. - John Wiley and Sons, 1999. - 240 sid. — ISBN 9780780311930 .
Selin, H. Encyclopaedia of the history of science, technology and medicine in non-western cultures . - Springer, 1997. - 1117 sid. — ISBN 9780792340669 .
Verschuur, GL Dold attraktion: magnetismens historia och mysterium. - Oxford University Press, 199. - 272 sid. — ISBN 9780195106558 .

Allmänna och teoretiska fysikkurser

Kirichenko N.A. Elektricitet och magnetism: lärobok. lösning ... i riktning mot "Tillämpad matematik och fysik". - Moskva: MIPT, 2011. - 420 sid. : sjuk.; 21 cm; ISBN 978-5-7417-0356-4 .
Landau L.D. , Lifshits E.M. Electrodynamics of continuous media // Theoretical Physics . - Ed. 2:a, övers. och ytterligare E.M. Lifshitz och L.P. Pitaevsky. - M . : Nauka, 1982. - T. VIII. — 621 sid. - 40 000 exemplar.
Savelyev IV Elektricitet och magnetism // Kurs i allmän fysik. - M. : Astrel / AST, 2004. - T. 2. - 336 sid. - 5000 exemplar. — ISBN 5-17-003760-0 .
Sivukhin DV Elektricitet // Allmän kurs i fysik. - M . : Fizmatlit, 2004. - T. III. — 656 sid. — ISBN 5-9221-0227-3 .
Feynman R. , Layton R., Sands M. Continuum Physics // = The Feynman Lectures on Physics / Ed. I, A. Smorodinsky, övers. A.V. Efremov och Yu.A. Simonov. - Problem. 7. - M. : Mir, 1966. - T. 2. - 290 sid.

Fasta tillståndets fysik och magnetism

Akhiezer A. I. , Baryakhtar V. G., Peletminsky S. V. Spin waves. - M. : Nauka, 1967. - 368 sid. — 10 000 exemplar.
Vonsovsky S. V. Magnetism. Magnetiska egenskaper hos dia-, para-, ferro-, antiferro- och ferrimagneter. - M . : Nauka, 1971. - 1032 sid. — 12 000 exemplar.
Baryakhtar VG, Krivoruchko VN, Yablonsky DA Greens funktioner i teorin om magnetism. - K . : Naukova Dumka, 1984. - 336 sid.
Gurevich A. G., Melkov G. A. Magnetiska svängningar och vågor. - M. : Fizmatlit, 1994. - 464 sid. — ISBN 5-02-014366-9 .
Kosevich A. M., Ivanov B. A., Kovalev A. S. Icke-linjära magnetiseringsvågor. Dynamiska och topologiska solitoner. - K . : Naukova Dumka, 1983. - 192 sid.
Krinchik G.S. Fysik av magnetiska fenomen. - M . : Moscows förlag. Universitetet, 1976. - 367 sid.
O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysiska grunder för spinelektronik. - K . : Kievs universitet, 2002. - 314 sid. — ISBN 966-594-323-5 .
Tyablikov SV Metoder för kvantteorin för magnetism. 2:a uppl. - M., 1975.
Baigrie BS Elektricitet och magnetism: ett historiskt perspektiv. - Greenwood Publishing Group, 2007. - 165 sid. — ISBN 9780313333583 .
Alloul, H. Introduktion till elektronernas fysik i fasta ämnen / Transl. av S. Lyle. - Springer, 2010. - 630 sid. — (Examinerade texter i fysik). — ISBN 9783642135644 .
Guimarães AP Från lodestone till supermagneter: förstå magnetiska fenomen. - Wiley-VCH, 2005. - 236 sid. — ISBN 9783527405572 .
de Lacheisserie E., Gignoux D., Schlenker M. Magnetism: Fundamentals. - Springer, 2005. - Vol. 1. - 507 sid. - (magnetism). — ISBN 9780387229676 .
Hubert A., Schäfer R. Magnetiska domäner: analys av magnetiska mikrostrukturer. - Springer, 1998. - 696 sid. — ISBN 9783540641087 .
Mattis, DC Teorin om magnetism förenklad: en introduktion till fysiska begrepp och till några användbara matematiska metoder. - World Scientific, 2006. - 565 sid. — ISBN 9789812385796 .
Mohn, P. Magnetism i fast tillstånd: en introduktion. - 2. - Birkhäuser, 2006. - Vol. 134. - 229 sid. - (Springer-serien i fasta tillståndsvetenskaper). — ISBN 9783540293842 .
Russo S. Crossed Andreev-reflektion och elektrontransport i ferromagnetiska hybridstrukturer / Ir. T.M. Klapwijk. - Wageningen: Ponsen & Looijen, 2007. - (Casimir PhD Series). - ISBN 978-90-8593-030-3 .
Sarkar, T. K. Trådlös historia. - John Wiley and Sons, 2006. - Vol. 177. - 655 sid. - (Wiley-serien inom mikrovågs- och optisk teknik). — ISBN 9780471718147 .
Tsymbal EY och Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresistance // Fasta tillståndets fysik / Ed. av Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Academic Press, 2001. - Vol. 56. - 483 sid. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications). — ISBN 9780126077568 .
Valenzuela, R. Magnetisk keramik. - Cambridge University Press, 1994. - Vol. 4. - P. 1. - 312 sid. — (Kemi för material i fast tillstånd). — ISBN 9780521364850 .

Bio- och geomagnetism

Ronald T. Merrill. Vår magnetiska jord: Vetenskapen om geomagnetism . - University of Chicago Press, 2010. - 272 sid. — ISBN 9780226520506 .
Mae-Wan Ho, Fritz Albert Popp, Ulrich Warnke. Bioelektrodynamik och biokommunikation. - World Scientific, 1994. - 272 sid. — ISBN 9789810216658 .

Länkar

Digitaliserade historiska böcker

Alexander Neckam . De Naturis Rerum Libri Duo med samma författares dikt, De Laudribus Divinæ Sapientiæ (publ. 1187 AD) / Longman, Green, Longman, Roberts och Green. — 1863.
Pierre de Maricourt . Om magneten . - M . : Proceedings of the Institute of the History of Natural Science and Technology of the Academy of Sciences of the USSR, 1959. - Issue. 22 . - S. 293-323 .
John Baptist Porta ( Eng. Giambattista della Porta ). Natural Magick=lat. Magiae naturalis (publ. 1584 e.Kr.) / övers. till Eng. Arkiverad16 maj 2008 påWayback Machine
William Gilbert . På laststenen och magnetiska kroppar och på den stora magneten jorden. En ny fysiologi, demonstrerad med många argument och experiment = lat. De Magnete , Magnetics qve Corporib vs, et de Magno magnete tellure; Phyfiologia noua, plurimis & argumentis, & experimentis demonftrata (publ. 1600 AD) / P. F. Mottelay (översättning), E. Wright. - New York, J. Wiley & söner, 1893.
Maxwell, James Clerk . En avhandling om elektricitet och magnetism . — 2:a uppl. - Oxford: Clarendon Press, 1881. - Vol. jag.
Maxwell, James Clerk. En avhandling om elektricitet och magnetism . — 2:a uppl. - Oxford: Clarendon Press, 1881. - Vol. II.

Utbildningsresurser

Magnetism: Allt om magnetism (otillgänglig länk) . — En populär introduktion till magnetismens fysik. Hämtad 23 maj 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011. (ryska)
Mag Lab U: Lär dig om elektricitet och magnetism (engelska) (länk ej tillgänglig) . Florida State University. Magnet Lab. — Elektricitetens och magnetismens historia, fysiska demonstrationer. Hämtad 24 maj 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
K. Inomata. Magnetism och magnetiska material (engelska) (länk ej tillgänglig) . National Institute for Material Science. Hämtad 11 juli 2011. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011.
Gaussian, S.I. och andra system av enheter i elektromagnetisk teori (engelska) . Fysik @ Berkeley // Berkeley University of California. Datum för åtkomst: 16 oktober 2011. Arkiverad från originalet den 3 februari 2012.

Ordböcker och uppslagsverk

Stor dansk
Stor katalanska
Stor katalanska
Stor katalanska
Stor norsk
Stor ryss
Great Soviet (1 upplaga)
Brockhaus och Efron
Litet Brockhaus och Efron
Britannica (online)
Universalis
Universalis
Universalis
Moderna Ukraina

I bibliografiska kataloger
BNE : XX524526 BNF : 133190145 GND : 4037021-5 J9U : 987007543554905171 LCCN : sh85079759 NDL : 00574858 NKC : ph122550

Magnetiska tillstånd
diamagnetism superdiamagnetism paramagnetism superparamagnetism ferromagnetism superferromagnetism antiferromagnetism ferrimagnetism helimagnetism metamagnetism mikromagnetism snurra glas snurra is ferromagnetisk supraledare