물질의 자기적 성질과 응용 물질의 자기 특성. 투자율. "물질의 자기적 특성"
모든 재료는 어느 정도 자기 특성을 가지고 있습니다. 이러한 특성은 미시적 수준에서 물질에 내재된 구조적 패턴을 반영하기 때문입니다. 구조적 특징은 물질의 자기 특성, 즉 자기장과의 상호 작용 특성에 차이를 유발합니다.
물질의 구조와 자기
전기적 현상과 자기적 현상의 관계를 통해 자기의 성질을 설명하는 최초의 이론은 프랑스 물리학자 J.-M. 19세기 20년대의 암페어. 이 이론의 틀 내에서 Ampere는 일반적으로 서로를 보상하는 미세한 폐쇄 전류의 물리적 몸체에 존재한다고 제안했습니다. 그러나 자기 특성을 가진 물질의 경우 이러한 "분자 전류"가 표면 전류를 생성하여 그 결과 물질이 영구 자석이 됩니다. 이 가설은 자기장의 원천으로서의 미세 전류에 대한 중요한 아이디어를 제외하고는 확인되지 않았습니다.
물질의 미세전류는 원자 내 전자의 이동으로 인해 실제로 존재하며 자기 모멘트를 생성합니다. 또한 전자는 양자 성질의 자기 모멘트를 가지고 있습니다.
물질의 총 자기 모멘트, 즉 단위 체적과 관련된 기본 전류의 총합은 거시적 물체의 자화 상태를 결정합니다. 대부분의 물질에서 입자의 모멘트는 무작위로 배향되며(주요 역할은 열 혼돈 진동에 의해 수행됨) 자화는 거의 0입니다.
자기장에서 물질의 거동
외부 자기장의 작용으로 입자의 자기 모멘트 벡터가 방향을 바꿉니다. 신체가 자화되고 자체 자기장이 나타납니다. 물질의 자기적 특성을 결정하는 이러한 변화의 특성과 강도는 다음과 같은 다양한 요인에 기인합니다.
- 원자 및 물질 분자의 전자 껍질 구조의 특징;
- 원자간 및 분자간 상호작용;
- 결정 격자 구조의 특징(이방성);
- 물질의 온도;
- 자기장의 강도 및 구성 등.
물질의 자화는 그 안에 있는 자기장의 세기에 비례한다. 그들의 비율은 특별한 계수 - 자화율에 의해 결정됩니다. 진공 상태에서는 0이고 일부 물질에서는 음수입니다.
물질의 자기 유도와 전계 강도의 비율을 나타내는 값을 일반적으로 자기 투자율이라고 합니다. 진공에서는 유도와 장력이 일치하고 투자율은 1입니다. 물질의 투자율은 상대적인 값으로 표현될 수 있습니다. 이것은 주어진 물질과 진공에 대한 절대 값의 비율입니다 (후자의 값은 자기 상수로 간주됨).
자기 특성에 따른 물질의 분류
자기장에서 다양한 고체 물질, 액체, 기체의 거동 유형에 따라 여러 그룹이 구분됩니다.
- 반자성체;
- 상자성체;
- 강자성체;
- 페리자석;
- 반 강자성체.
분류의 기초가 되는 물질의 주요 자기 특성은 자화율과 투자율입니다. 각 그룹에 내재된 주요 속성을 특성화하겠습니다.
반자석
전자 구름 구조의 몇 가지 특징으로 인해 반자성체의 원자(또는 분자)는 자기 모멘트를 갖지 않습니다. 외부 필드가 발생할 때 나타납니다. 유도, 유도 필드는 반대 방향을 가지며 결과 필드는 외부 필드보다 다소 약한 것으로 판명되었습니다. 사실, 이 차이는 중요할 수 없습니다.
반자성체의 자화율은 10-4에서 10-6까지의 음수로 표현되며 전계 강도에 의존하지 않습니다. 자기 투자율은 같은 크기만큼 진공보다 낮습니다.
비균질 자기장의 부과는 자기장이 약한 영역으로 이동하는 경향이 있기 때문에 반자석이 이 자기장에 의해 밀려난다는 사실로 이어집니다. 반자기 부상의 효과는 이 그룹의 물질의 자기 특성의 이러한 특징에 기반합니다.
반자석은 광범위한 물질 그룹을 나타냅니다. 그것은 구리, 아연, 금,은, 비스무트와 같은 금속을 포함합니다. 또한 실리콘, 게르마늄, 인, 질소, 수소, 불활성 가스를 포함합니다. 복잡한 물질 - 물, 많은 염, 유기 화합물. 이상적인 반자석은 초전도체입니다. 그들의 자기 투자율은 0과 같습니다. 필드는 초전도체를 관통할 수 없습니다.
상자성체
이 그룹에 속하는 물질은 양의 자화율(매우 낮음, 약 10-5 - 10-6)이 특징입니다. 그들은 중첩된 필드 벡터와 평행하게 자화됩니다. 즉, 그 안으로 끌어당겨지지만 그것과 상자성체의 상호작용은 반자성체처럼 매우 약합니다. 그들의 자기 투자율은 진공 투자율 값에 가깝고 약간만 초과합니다.
외부 필드가 없으면 일반적으로 상자성체는 자화를 갖지 않습니다. 원자는 자체 자기 모멘트를 갖지만 열 진동으로 인해 무작위로 방향이 지정됩니다. 저온에서 상자성체는 외부 영향에 크게 의존하는 작은 고유 자화를 가질 수 있습니다. 그러나 열 운동의 영향이 너무 커서 상자성체의 기본 자기 모멘트가 필드 방향으로 정확히 설정되지 않습니다. 이것이 자기 민감성이 낮은 이유입니다.
원자간 및 분자간 상호 작용의 힘은 또한 기본 자기 모멘트의 순서에 기여하거나 반대로 저항하는 중요한 역할을 합니다. 이것은 상자성 물질의 다양한 자기 특성을 유발합니다.
이 물질 그룹에는 텅스텐, 알루미늄, 망간, 나트륨, 마그네슘과 같은 많은 금속이 포함됩니다. 상자성체는 산소, 철염, 일부 산화물입니다.
강자성체
구조적 특징으로 인해 매우 높은 자기 특성을 갖는 소수의 물질 그룹이 있습니다. 이러한 특성이 발견된 최초의 금속은 철이었고, 덕분에 이 그룹은 강자성체라는 이름을 갖게 되었습니다.
강자성체의 구조는 특수 구조 - 도메인의 존재를 특징으로 합니다. 자화가 자발적으로 형성되는 영역입니다. 원자간 및 분자간 상호 작용의 특성으로 인해 강자성체는 원자 및 전자 자기 모멘트의 가장 에너지적으로 유리한 배열을 갖습니다. 그들은 소위 쉬운 자화 방향을 따라 평행 방향을 얻습니다. 그러나 예를 들어 철 결정의 전체 부피는 단방향 자발 자화를 얻을 수 없습니다. 이는 시스템의 총 에너지를 증가시킵니다. 따라서 시스템은 강자성체에서 자발 자화가 서로 보상하는 섹션으로 나뉩니다. 이것이 도메인이 형성되는 방식입니다.
강자성체의 자화율은 수십에서 수십만까지 매우 높으며 외부 자기장의 강도에 크게 좌우됩니다. 그 이유는 필드 방향을 따른 도메인의 방향이 또한 에너지적으로 유리한 것으로 판명되기 때문입니다. 도메인 일부의 자화 벡터 방향은 반드시 전계 강도 벡터와 일치하며 에너지는 가장 낮습니다. 이러한 영역은 성장하고 동시에 불리한 방향의 영역은 축소됩니다. 자화가 증가하고 자기 유도가 증가합니다. 이 과정은 불균일하게 일어나며, 유도와 외부 자기장의 세기 사이의 연결 그래프를 강자성체의 자화 곡선이라고 한다.
온도가 퀴리점이라고 하는 특정 임계값까지 상승하면 열 운동 증가로 인해 도메인 구조가 위반됩니다. 이러한 조건에서 강자성체는 상자성 특성을 나타냅니다.
철과 강철 외에도 강자성 특성은 코발트와 니켈, 일부 합금 및 희토류 금속에 내재되어 있습니다.
페리자성체 및 반강자성체
두 가지 유형의 자석도 도메인 구조를 특징으로 하지만 자석의 자기 모멘트는 역평행 방향입니다. 다음과 같은 그룹입니다.
- 반 강자성체. 이러한 물질에서 도메인의 자기 모멘트는 수치가 동일하며 상호 보상됩니다. 이러한 이유로 반강자성 재료의 자기 특성은 매우 낮은 자화율을 특징으로 합니다. 외부 필드에서 그들은 매우 약한 상자성으로 나타납니다. 닐점(Neel point)이라고 하는 임계 온도 이상에서는 그러한 물질이 일반 상자성체가 됩니다. 반 강자성체는 크롬, 망간, 일부 희토류 금속, 악티늄족입니다. 일부 반강자성 합금에는 두 개의 Neel 점이 있습니다. 온도가 하한 임계값 미만이면 재료가 강자성이 됩니다.
- 페리자석. 이 등급의 물질의 경우 서로 다른 구조 단위의 자기 모멘트 크기가 같지 않아 상호 보상이 발생하지 않습니다. 자화율은 자화장의 온도와 강도에 따라 달라집니다. Ferrimagnets는 산화철을 포함하는 페라이트입니다.
히스테리시스의 개념. 영구자석
강자성 및 페리자성 물질은 잔류 자화 특성을 가지고 있습니다. 이 속성은 히스테리시스 - 지연 현상 때문입니다. 그 본질은 재료의 자화 변화가 외부 필드의 변화보다 뒤처진다는 것입니다. 포화에 도달했을 때 전계 강도가 감소하면 자화는 자화 곡선에 따라 변경되지 않고 더 완만하게 변경됩니다. 도메인의 상당 부분이 필드 벡터에 따라 방향이 유지되기 때문입니다. 이 현상 덕분에 영구 자석이 존재합니다.
감자는 장의 방향이 바뀔 때, 즉 보자력(지연력)이라고 하는 특정 값에 도달할 때 발생합니다. 값이 클수록 물질이 잔류 자화를 더 잘 유지합니다. 히스테리시스 루프의 닫힘은 방향 및 크기의 강도가 다음 번에 변경될 때 발생합니다.
자기 경도 및 부드러움
히스테리시스 현상은 재료의 자기 특성에 큰 영향을 미칩니다. 히스테리시스 그래프에서 루프가 확장되어 감자에 상당한 보자력이 필요한 물질을 자기적으로 단단하다고 하고, 루프가 좁아 감자하기가 훨씬 쉬운 물질을 연자성이라고 합니다.
교번 필드에서 자기 히스테리시스는 특히 두드러집니다. 그것은 항상 열의 방출을 동반합니다. 또한 교류 자기장에서는 자석에 맴돌이 유도 전류가 발생하여 특히 많은 양의 열을 방출합니다.
많은 강자성체와 페리자성체는 교류로 작동하는 장비(예: 전자석 코어)에 사용되며 작동 중에 지속적으로 재자화됩니다. 히스테리시스로 인한 에너지 손실과 와전류로 인한 동적 손실을 줄이기 위해 이러한 장비에는 순철, 페라이트, 전기 강판, 합금(예: 퍼멀로이)과 같은 연자성 재료가 사용됩니다. 에너지 손실을 최소화하는 다른 방법이 있습니다.
반대로 자기 고체는 일정한 자기장에서 작동하는 장비에 사용됩니다. 그것들은 잔류성을 훨씬 더 오래 유지하지만 포화 상태로 자기화하기가 더 어렵습니다. 그들 중 다수는 현재 금속-세라믹 또는 네오디뮴 자석과 같은 다양한 유형의 복합재입니다.
자성 재료 사용에 대해 조금 더
현대 첨단 산업에서는 물질의 특정 자기 특성을 가진 복합 재료를 포함하여 구조로 만든 자석을 사용해야 합니다. 예를 들어, 스핀트로닉스에 사용되는 강자성체-초전도체 또는 강자성체-상자성 자기 나노복합체, 또는 널리 사용되는 겔, 엘라스토머, 라텍스, 자성유체와 같은 자기고분자입니다.
다양한 자성 합금도 매우 수요가 많습니다. 네오디뮴-철-붕소 합금은 감자 및 전력에 대한 높은 저항이 특징입니다. 위에서 언급한 네오디뮴 자석은 오늘날 가장 강력한 영구 자석이며 취약성과 같은 몇 가지 단점이 있음에도 불구하고 다양한 산업 분야에서 사용됩니다. 기술 유체를 청소하고 무거운 짐을 들어 올릴 때 자기 공명 단층 촬영기, 풍력 터빈에 사용됩니다.
큰 관심은 인접한 비트의 상태를 방해하지 않고 기록 밀도를 크게 증가시킬 수 있는 메모리 셀을 제조하기 위해 저온 나노구조에서 반강자성체를 사용할 수 있다는 전망입니다.
원하는 특성을 가진 물질의 자기적 특성의 사용이 점점 더 확대되고 다양한 분야에서 중대한 기술적 돌파구를 제공할 것이라고 가정해야 합니다.
카자흐스탄 공화국 교육과학부
코스타나이 주립 대학의 이름을 따서 명명 아흐메트 바이투르시노프
주제 요약:
"물질의 자기적 특성"
완성자: 08-101-31 그룹 학생
특산품 050718
리트비넨코 R.V.
확인자: Sapa V.Yu.
코스타나이 2009-2010.
계획.
1) 자기적 성질에 따른 물질의 분류.
2) 자성체의 분류.
3) 재료의 기본 요구 사항.
4) 강자성체.
5) 자기장의 반자성체와 상자성체.
6) 문학.
자기 특성에 따른 물질의 분류
외부 자기장에 대한 반응과 내부 자기 정렬의 특성에 따라 자연의 모든 물질은 반자성체, 상자성체, 강자성체, 반강자성체 및 페리자성체의 다섯 그룹으로 나눌 수 있습니다. 나열된 유형의 자석은 반자성, 상자성, 강자성, 반강자성 및 페리자성의 다섯 가지 자기 상태 유형에 해당합니다.
반자성체는 자화율이 음수이고 외부 자기장의 강도에 의존하지 않는 물질입니다. 반자성체에는 불활성 기체, 수소, 질소, 많은 액체(물, 기름 및 그 파생물), 많은 금속(구리, 은, 금, 아연, 수은, 갈륨 등), 대부분의 반도체(실리콘, 게르마늄, 화합물 A 3 B 5, A 2 B 6) 및 유기 화합물, 알칼리 할로겐화물 결정, 무기 유리 등이 포함됩니다.
상자성에는 외부 자기장의 강도와 무관하게 양의 자화율을 갖는 물질이 포함됩니다. 상자성에는 산소, 산화질소, 알칼리 및 알칼리 토금속, 일부 전이 금속, 철 염, 코발트, 니켈 및 희토류 원소가 포함됩니다.
강자성체는 자기장 강도와 온도에 크게 의존하는 큰 포지티브 자화율(최대 10 6)을 가진 물질을 포함합니다.
반강자성체는 특정 온도 이하에서 결정 격자의 동일한 원자 또는 이온의 기본 자기 모멘트의 반평행 배향이 자발적으로 발생하는 물질입니다. 가열되면 반강자성체가 상자성 상태로 상전이됩니다. 반 강자성은 크롬, 망간 및 여러 희토류 원소 (Ce, Nd, Sm, Tm 등)에서 발견되었습니다. 전형적인 반강자성체는 산화물, 할로겐화물, 황화물, 탄산염 등과 같은 전이 그룹의 금속을 기본으로 하는 가장 단순한 화합물입니다.
Ferrimagnets는 자기 특성이 보상되지 않은 반 강자성으로 인한 물질입니다. 강자성체와 마찬가지로 자화율이 높으며 이는 자기장 강도와 온도에 따라 크게 달라집니다. 이와 함께 페리자성체는 강자성체와 여러 가지 중요한 차이점이 있습니다.
일부 정렬된 금속 합금은 페리자성체의 특성을 갖지만 주로 다양한 산화물 화합물 중 페라이트가 가장 실용적인 관심사입니다.
자성체의 분류
전자 공학에 사용되는 자성 재료는 두 가지 주요 그룹으로 나뉩니다. 단단한 자기그리고 연자성. 재료는 별도의 그룹으로 분류됩니다. 특수 목적 .
에게 단단한 자기보자력 Ns가 큰 재료를 포함합니다. 그들은 매우 강한 자기장에서만 재자화되며 영구 자석을 만드는 데 사용됩니다.
에게 연자성보자력이 낮고 자기 투자율이 높은 재료를 포함합니다. 그들은 약한 자기장에서 포화 상태까지 자화될 수 있으며 좁은 히스테리시스 루프와 낮은 재자화 손실이 특징입니다. 연자성 재료는 주로 초크 코어, 변압기, 전자석, 전기 측정 기기의 자기 시스템 등 다양한 자기 회로로 사용됩니다.
조건부 연자성 재료는 H가 있는 재료로 간주됩니다.< 800 А/м, а магнитотвердыми - с Н с >4kA/m. 그러나 최상의 연자성 재료의 경우 보자력은 1A/m 미만일 수 있으며 최상의 경자성 재료의 경우 그 값은 500kA/m를 초과할 수 있습니다. 전자공학에서의 응용 범위는 특수용도 재료 중에서 SHL(Rectangular Hysteresis Loop)을 갖는 재료, 마이크로웨이브 소자용 페라이트, 자왜 재료 등을 꼽을 수 있다.
각 그룹 내에서 자성 재료를 속 및 유형으로 구분하면 구조 및 화학적 구성의 차이를 반영하고 기술적 특징 및 일부 특정 속성을 고려합니다.
자성체의 특성은 자화 곡선과 히스테리시스 루프의 모양에 의해 결정됩니다. 높은 자속 값을 얻기 위해 연자성 재료를 사용합니다. 자속의 크기는 재료의 자기 포화에 의해 제한되므로 고전류 전기 공학 및 전자 공학에서 자성 재료의 주요 요구 사항은 높은 포화 유도입니다. 자성 재료의 특성은 화학적 조성, 사용되는 공급 원료의 순도 및 생산 기술에 따라 달라집니다. 공급 원료 및 생산 기술에 따라 연자성 재료는 모놀리식 금속 재료, 분말 금속 재료(자기 유전체) 및 산화물 자성 재료(간단히 페라이트라고 함)의 세 그룹으로 나뉩니다.
재료의 기본 요구 사항
높은 자기 투자율과 낮은 보자력 외에도 연자성 재료는 높은 포화 유도, 즉 자기 회로의 주어진 단면적을 통해 최대 자속을 통과시킵니다. 이 요구 사항을 충족하면 자기 시스템의 전체 크기와 무게를 줄일 수 있습니다.
교류 자기장에 사용되는 자성 재료는 주로 히스테리시스 및 와전류 손실로 구성되는 재자화 손실이 더 낮을 수 있어야 합니다.
변압기의 와전류 손실을 줄이기 위해 저항률이 증가한 연자성 재료가 선택됩니다. 일반적으로 자기 회로는 서로 분리된 별도의 얇은 시트로 조립됩니다. 유전체 바니시에서 턴간 절연이 있는 얇은 테이프로 감긴 테이프 코어는 널리 사용되었습니다. 높은 가소성에 대한 요구 사항은 시트 및 테이프 재료에 부과되어 제품 제조 공정이 용이해집니다.
연자성 재료에 대한 중요한 요구 사항은 시간과 온도 및 기계적 응력과 같은 외부 영향과 관련하여 특성의 안정성을 보장하는 것입니다. 모든 자기 특성 중에서 재료가 작동하는 동안 가장 큰 변화는 자기 투자율(특히 약한 필드에서)과 보자력의 영향을 받습니다.
강자성체.
dia-, para- 및 ferromagnets로 물질을 나누는 것은 대체로 조건부입니다. 처음 두 가지 유형의 물질은 진공과 자기 특성이 0.05% 미만 차이가 납니다. 실제로 모든 물질은 일반적으로 강자성체(강자성체)와 비강자성체로 나뉘며, 이에 대한 상대 투자율 m은 1.0으로 간주될 수 있습니다.
강자성체에는 철, 코발트, 니켈 및 이를 기반으로 한 합금이 포함됩니다. 그들은 진공 투자율을 수천 배 초과하는 투자율을 가지고 있습니다. 따라서 자기장을 사용하여 에너지를 변환하는 모든 전기 장치는 강자성 재료로 만들어지고 자속을 전도하도록 설계된 구조 요소 . 이러한 요소는 자기 회로 .
높은 자기 투자율 외에도 강자성체는 유도의 비선형 의존성이 강하게 나타납니다. 비자기장의 세기로부터 시간, 자화 반전의 경우 사이의 관계 비그리고 시간모호해진다. 기능 비 (시간)이 특히 중요합니다. 그들의 도움을 통해서만 자속이 강자성 매체를 통과하는 요소를 포함하는 회로에서 전자기 프로세스를 연구하는 것이 가능합니다. 이러한 기능에는 두 가지 유형이 있습니다. 자화 곡선 및 히스테리시스 루프 .
강자석의 자화 반전 과정을 고려하십시오. 처음에 완전히 자기가 소거되었다고 가정합니다. 첫째, 자기 쌍극자가 힘의 필드 라인을 따라 방향이 지정되어 외부에 자체 자속을 추가하기 때문에 유도가 급격히 증가합니다. 그런 다음 무방향 쌍극자의 수가 감소함에 따라 성장이 느려지고 마지막으로 거의 모든 쌍극자가 외부 필드를 따라 방향이 지정되면 유도의 성장이 멈추고 모드가 중단됩니다. 포화 (그림 1).
자화 과정에서 전계 강도가 특정 값에 도달한 다음 감소하기 시작하면 유도 감소가 자화 동안보다 느리게 발생하고 새로운 곡선이 원래 곡선과 다릅니다. 이전에 완전히 자기화된 물질에 대한 전계 강도 증가에 따른 유도 변화 곡선을 초기 자화 곡선 . 무화과. 도 1은 굵은 선으로 도시된다.
양의 최대값에서 음의 최대값으로 강도가 여러(약 10) 주기 변경된 후 종속성은 비 =에프 (시간)가 반복되기 시작하고 대칭 폐곡선의 특징적인 형태를 취합니다. 히스테리시스 루프 . 히스테리시스는 자기장 강도에서 유도 변화 뒤의 지연입니다. . 히스테리시스 현상은 일반적으로 현재 상태뿐만 아니라 이전 상태에서도 다른 값에 대한 일부 양의 의존성이 관찰되는 모든 프로세스의 특징입니다. 비 2 =에프 (시간 2 ,시간 1) - 어디에 시간 2와 시간 1 - 각각 현재 및 이전 강도 값.
최대 외부 전계 강도의 다른 값에 대해 히스테리시스 루프를 얻을 수 있습니다. 시간 중(그림 2). 대칭 히스테리시스 주기의 꼭지점의 궤적을 주 자화 곡선 . 주 자화 곡선은 초기 곡선과 실질적으로 일치합니다.
최대 전계 강도에서 얻은 대칭 히스테리시스 루프 시간 중(그림 2)는 강자성체의 포화에 해당하는 제한 주기 .
제한주기의 경우 유도 값도 설정됩니다. 비 아르 자형~에 시간= 0이라고 합니다. 잔류 유도 , 값 시간 씨~에 비= 0, 호출됨 강제력 . 보자력(유지)은 잔류 유도를 0으로 줄이기 위해 물질에 적용되어야 하는 외부 필드의 강도를 보여줍니다.
한계 주기의 모양과 특징점은 강자석의 특성을 결정합니다. 잔류 유도, 보자력 및 히스테리시스 루프 면적이 큰 물질(그림 3의 곡선 1)을 단단한 자기 . 그들은 영구 자석을 만드는 데 사용됩니다. 낮은 잔류 유도 및 히스테리시스 루프 영역(그림 3의 곡선 2)을 가진 물질을 자기적으로 부드러운 전기 장치, 특히 주기적으로 변화하는 자속으로 작동하는 장치의 자기 회로 제조에 사용됩니다.
강자석이 재자화되면 에너지가 열로 비가역적으로 변환됩니다.
전류가 흐르는 권선에 의해 자기장이 생성되도록하십시오. 나. 그런 다음 자속의 기본 변화에 소비되는 권선 전원의 작업은 다음과 같습니다.
이 작업은 히스테리시스 루프의 기본 스트립 영역을 그래픽으로 나타냅니다(그림 4a)).
물질의 단위 부피의 자화 반전에 대한 총 작업은 히스테리시스 루프의 윤곽에 대한 적분으로 결정됩니다.
적분 등고선은 -로부터의 유도 변화에 따라 두 부분으로 나눌 수 있습니다. 비 중~ 전에 비 중에서 변경 비 중전에 - 비 중. 이 영역의 적분은 그림의 음영 영역에 해당합니다. 4 a) 및 b). 각 섹션에서 영역의 일부는 음의 일에 해당하고 양의 부분에서 뺀 후 히스테리시스 루프의 곡선에 의해 제한된 영역을 두 섹션에서 얻습니다(그림 4c)).
하나의 완전한 대칭 주기에서 자화 반전에 소비되는 물질의 단위 부피당 에너지를 나타냅니다. 승" 시간 =ㅏ"우리는 얻는다
자화 반전에 대한 특정 에너지 손실을 계산하기 위한 경험적 의존성이 있습니다.
여기서 h는 물질에 따른 계수입니다. 비 중- 유도의 최대 값; N- 지수에 따라 비 중그리고 일반적으로 받아 들여지는
N 0.1T에서 1.6 \u003d< 비 중 < 1,0 Тл и N 0에서 =2<비 중 < 0,1 Тл или 1,0 Тл <비 중 < 1,6 Тл.
히스테리시스 현상과 이와 관련된 에너지 손실은 기본 자석의 가설로 설명할 수 있습니다. 물질의 기본 자석은 자기 모멘트를 갖는 입자입니다. 이들은 궤도를 도는 전자의 자기장과 스핀 자기 모멘트일 수 있습니다. 또한 후자는 자기 현상에서 가장 중요한 역할을 합니다.
상온에서 강자성체의 물질은 특정 방향으로 자발적으로 자화된 영역(도메인)으로 구성되며, 기본 자석은 서로 거의 평행하게 위치하며 자기력과 전기적 상호 작용력에 의해 이 위치에 유지됩니다.
개별 영역의 자기장은 우주 공간에서 감지되지 않습니다. 그들은 모두 다른 방향으로 자화됩니다. 도메인의 자발 자화 강도 제이온도에 따라 다르며 절대 영도에서 완전 포화 강도와 같습니다. 열 운동은 정렬된 구조를 파괴하고 주어진 물질의 특성인 특정 온도 q에서 정렬된 배열이 완전히 파괴됩니다. 이 온도를 퀴리 포인트 . 퀴리점 이상에서는 물질이 상자성 속성을 가집니다.
외부 장의 영향으로 물질의 상태는 두 가지 방식으로 변할 수 있습니다. 자화는 도메인의 재배향으로 인해 또는 외부 필드와 방향이 일치하는 더 작은 자화 구성 요소가 있는 영역 방향으로 경계의 변위로 인해 변경될 수 있습니다. 도메인 경계의 변위는 특정 한계까지만 가역적이며, 그 이후에는 도메인의 일부 또는 전체가 비가역적으로 방향이 변경됩니다. 도메인의 빠른 점프 재배향으로 맴돌이 전류가 생성되어 자화 반전 중에 에너지 손실이 발생합니다.
연구에 따르면 방향을 변경하는 두 번째 방법은 자화 곡선의 가파른 부분에 일반적이고 첫 번째 방법은 포화 영역 부분에 대해 일반적입니다.
외부 자기장 강도가 0으로 감소한 후 일부 도메인은 잔류 자화로 나타나는 새로운 우선적 자화 방향을 유지합니다.
자기장의 반자석과 상자성
자화 물질의 미세한 전류 밀도는 매우 복잡하며 단일 원자 내에서도 크게 다릅니다. 그러나 많은 실제 문제에서 그러한 상세한 설명은 중복되며 우리는 많은 수의 원자에 의해 생성된 평균 자기장에 관심이 있습니다.
우리가 이미 말했듯이 자석은 세 가지 주요 그룹으로 나눌 수 있습니다: diamagnets, paramagnets 및 ferromagnets.
반자성 (그리스어에서. 디아 -불일치 및 자기) - 적용된 자기장쪽으로 자화되는 물질의 특성.
반자석 외부 필드가 없을 때 원자의 자기 모멘트는 0과 같기 때문에 물질이 호출됩니다. 원자의 모든 전자의 자기 모멘트는 상호 보상됩니다(반자석이 외부 자기장에서 자화될 때 생성되는 자체 자기장 등.
물질의 자기 특성
자성은 물질의 근본적인 속성입니다. 오래전부터 영구자석이 쇠로 된 물체를 끌어당기는 성질은 알려져 왔다. 수세기 동안 항해자들 사이에는 너무 가까이 항해하는 배에서 철 못을 끌어 들여 파괴 할 수있는 자성 암석에 대한 전설이있었습니다. 다행스럽게도 그러한 강한 자기장은 중성자별 근처에서만 존재할 수 있습니다. 전자기학의 발달로 자연계에 존재하는 상수보다 강한 전자석을 만드는 것이 가능해졌다. 일반적으로 전자기 현상을 기반으로 한 다양한 도구와 장치가 널리 보급되어 이제 그것들 없이는 삶을 상상할 수 없습니다.
그러나 영구 자석은 자기장뿐만 아니라 다른 모든 물질과도 상호 작용합니다. 물질과 상호 작용하는 자기장은 진공에 비해 크기가 변경됩니다(여기와 아래에서 모든 공식은 SI 시스템으로 작성됨).
여기서 m0은 4p "10-7 Gn / m과 같은 자기 상수, m은 물질의 자기 투자율, B는 자기 유도 (T), H는 자기장 강도 (A / m)입니다. 대부분의 물질에서 m은 1에 매우 가깝기 때문에 주요 대상이 분자 인 자기 화학에서는 자기 자화율이라는 방정식으로 정의 된 값 c를 사용하는 것이 더 편리합니다. c는 물질의 부피, 질량 또는 양의 단위에 기인 할 수 있습니다. 체적(무차원) cv, 특정 cd(cm3/g) 또는 몰 cm(cm3/mol) 자기 자화율이라고 합니다.공식(2)에 따라 진공 c가 0이라는 것은 분명합니다.물질은 두 가지 범주로 나눌 수 있습니다: 자기장(c 0)을 약화시키는 물질 - 상자성체(그림 1).비균질 자기장에서 그것을 밀어내는 힘이 필드에서 반자석에 작용한다고 상상할 수 있습니다. , 반대로 상자석에 - 당기기. 이것은 물질의 자기 특성을 측정하기 위해 아래에서 논의되는 방법의 기초입니다. 반자성체(그리고 이것은 대부분의 유기 및 고분자 화합물)와 주로 상자성체가 자기화학 연구의 대상입니다.
반자성은 자기장의 영향으로 채워진 전자 껍질(작은 전도체로 표시될 수 있음)의 전자가 세차 운동을 시작하고 아시다시피 전하의 움직임이 자기장을 유발한다는 사실 때문에 물질의 가장 중요한 특성입니다. Lenz의 규칙에 따르면 외부 필드의 영향을 줄이는 방식으로 유도됩니다. 이 경우 전자 세차는 순환 전류로 간주할 수 있습니다. 반자성은 원자 수소를 제외한 모든 물질의 특징입니다. 왜냐하면 모든 물질은 전자 쌍을 이루고 전자 껍질을 채웠기 때문입니다.
상자성(paramagnetism)은 홀전자(unpaired electrons)에 의해 발생하는데, 이는 그들 자신의 자기 모멘트(spin)가 어떤 것으로도 균형을 이루지 못하기 때문에 그렇게 불린다(각각, 홀전자의 스핀은 반대 방향으로 향하고 서로 보상한다). 자기장에서 스핀은 자기장 방향으로 정렬되는 경향이 있어 자기장의 방향을 강화하지만 이 순서는 무질서한 열 운동에 의해 방해를 받습니다. 따라서 상자성 자화율은 온도에 따라 달라집니다. 온도가 낮을수록 cm 값이 높아집니다. 가장 간단한 경우 이것은 퀴리 법칙이라고 하는 관계로 표현됩니다. 여기서 C는 퀴리 상수 또는 퀴리-바이스 법칙이며 여기서 q는 바이스 보정입니다. 이러한 유형의 자화율은 외부 자기장에서 기본 자기 모멘트의 방향이 그 원인이기 때문에 방향성 상자성이라고도 합니다.
원자 내 전자의 자기적 특성은 두 가지 방식으로 설명할 수 있습니다. 첫 번째 방법에서는 전자의 자체(스핀) 자기 모멘트가 궤도 모멘트에 영향을 미치지 않거나(전자가 핵 주변을 이동하기 때문에) 또는 그 반대인 것으로 간주됩니다. 보다 정확하게는 이러한 상호 영향은 항상 존재하지만(스핀-궤도 상호 작용) 3d 이온의 경우에는 작고 자기 특성은 두 양자수 L(오비탈)과 S(스핀)로 충분히 정확하게 설명할 수 있습니다. 더 무거운 원자의 경우 이러한 근사는 허용되지 않으며 전체 자기 모멘트 J의 양자수가 하나 더 도입되어 | 엘+에스 | 전에 | LS | . Van Vleck은 자기장의 영향에 따라 오비탈의 에너지 기여도를 고려했습니다(양자역학 섭동 이론에 따르면 시리즈로 확장하고 요약할 수 있음). 여기서 H는 자기장 강도이고 따라서 E(0)는 외부 필드와 무관한 기여도이고 E(1)는 필드에 정비례하는 기여도입니다. 0차 에너지는 스핀-궤도 상호작용에 의해 결정되며, 이는 화학 결합을 설명하는 데 중요합니다.
여기서 l은 스핀-궤도 상호작용 상수입니다. 1차 에너지(비공유 전자(m = gbS)의 자기 모멘트와 자기장 H의 상호 작용)은 다음과 같습니다.
여기서 g는 대개 대부분의 화합물에 대해 2와 같은 Lande 인자이고, b는 9.27"10-19 erg/Oe와 같은 보어 마그네톤입니다(자기 상호 작용의 에너지는 자기 모멘트 벡터의 스칼라 곱임을 기억하십시오. m 및 H). E(2)는 전자 구조의 미묘한 특징에 따라 달라지고 고전 물리학의 관점에서 설명하기 어렵기 때문에 당연하게 받아들여야 하는 에너지 기여도입니다. 자기 상호 작용 에너지(실내 온도와 실험실에서 흔히 사용되는 자기장의 경우 자기 상호 작용 에너지는 분자의 열 운동 에너지보다 3~4배 작습니다.)
수학적 변환 후, 에너지 수준에 대한 자기 모멘트 앙상블의 볼츠만 분포를 고려한 거시적 자기 자화율에 대한 표현은 다음과 같은 형식을 취합니다(예를 들어,
이것은 자기 특성을 분자 구조와 관련시키는 자기 화학의 주요 방정식인 Van Vleck 방정식입니다. 여기서 NA는 아보가드로 수이고 k는 볼츠만 상수입니다. 위에서 우리는 이미 극단적인 사례를 접했습니다. = 0이고 무시할 수 있는 경우 결과적으로 퀴리 법칙(방정식 (3) 참조)을 얻지만 더 엄격한 형태로 얻을 수 있습니다.
퀴리 법칙은 구리, 철, 니켈 및 기타 전이 금속의 염과 같은 대부분의 상자성 화합물의 특징인 소위 순수 스핀 자성을 반영한다는 것을 알 수 있습니다. = 0이고 @ kT인 경우 Van Vleck 방정식은 크게 단순화됩니다. 여기서 Na는 온도 독립적(Van Vleck) 상자성입니다. 위에서 알 수 있듯이 Van Vleck 상자성은 순전히 양자 현상이며 고전 물리학의 관점에서 설명할 수 없습니다. 그것은 분자의 바닥 상태에 대한 여기 에너지 준위의 혼합으로 나타낼 수 있습니다.
온도가 낮아지면 먼저 상자성처럼 행동하다가 특정 온도에 도달하면 자기 특성이 극적으로 변하는 물질이 꽤 있습니다. 가장 유명한 예는 강자성체와 철이라는 이름이 붙은 물질로, 퀴리 온도(이 경우 TC = 770°C) 이하의 원자 자기 모멘트가 같은 방향으로 정렬되어 자발 자화를 일으킵니다. 그러나 거시적 자화는 필드가 없을 때 발생하지 않습니다. 샘플이 기본 자기 모멘트가 동일한 방식으로 향하는 도메인이라고 하는 약 1μm 크기의 영역으로 자발적으로 분할되기 때문입니다. 강자성 전이를 일으키는 힘은 양자 역학의 법칙을 통해서만 설명할 수 있습니다.
반강자성체는 반강자성 전이 온도(Néel 온도 TN)에서 스핀 자기 모멘트가 서로 상쇄되는 방식으로 정렬된다는 사실이 특징입니다. 자화율의 최대 값은 TN에서 도달하며, 그 이상에서는 소위 교환 상호 작용으로 인해 Curie-Weiss 법칙에 따라 c가 감소합니다. 반강자성체는 예를 들어 MnO 및 KNiF3입니다.
자기 모멘트의 보상이 불완전하면 Fe2O3 및 FeCr2O4와 같은 물질을 ferrimagnets라고합니다. 마지막 세 종류의 화합물(표 1)은 고체이며 주로 물리학자들이 연구합니다. 지난 수십 년 동안 물리학자와 화학자는 새로운 자성 물질을 만들어 왔으며, 그 특성에 대한 자세한 내용은 에서 찾을 수 있습니다.
짝을 이루지 않은 전자를 포함하는 분자에서 나머지(쌍을 이룬) 전자는 자기장을 약화시키지만 각각의 기여도는 2~3배 더 작습니다. 그러나 짝을 이루지 않은 전자의 자기적 특성을 매우 정확하게 측정하려면 특히 수십 퍼센트에 도달할 수 있는 큰 유기 분자에 대해 소위 반자기 보정을 도입해야 합니다. 분자 내 원자의 반자성 자화율은 Pascal-Langevin additivity 규칙에 따라 서로 추가됩니다. 이를 위해 각 유형의 원자의 반자성 자화율에 분자 내 이러한 원자의 수를 곱한 다음 구조적 특징(이중 및 삼중 결합, 방향족 고리 등)에 대한 구성 보정이 도입됩니다. 실험적으로 물질의 자기적 특성을 연구하는 방법에 대해 살펴보겠습니다.
자기 자화율의 실험적 측정
자화율을 결정하기 위한 주요 실험 방법은 지난 세기에 만들어졌습니다. Gouy 방법(그림 2, a)에 따르면, 자기장의 부재와 비교하여 자기장의 샘플 중량 변화를 측정합니다. 여기서 Dmg = F는 자기장 기울기에서 물질에 작용하는 힘이고, c는 물질의 측정된 자화율, c0은 매체(공기)의 자화율, S는 샘플의 단면적, Hmax 및 Hmin은 외부 자기장의 최대 및 최소 강도입니다.
패러데이 방법(그림 2, b)에 따라 비균질 자기장에서 샘플에 작용하는 힘이 측정됩니다.
H0dH / dz가 일정하게 유지되도록 샘플을 작게 선택하고 자석 팁의 특수 프로파일을 선택하여 매개 변수의 최대 값을 얻습니다. Gouy 방법과 Faraday 방법의 주요 차이점은 첫 번째 경우에는 (확장된) 샘플을 따라 불균일성이 유지되고 두 번째 경우에는 자기장을 따라 불균일성이 유지된다는 것입니다.
Quincke 방법(그림 2, c)은 액체 및 용액에만 사용됩니다. 자기장의 영향으로 모세관의 액체 기둥 높이 변화를 측정합니다.
이 경우 반자성 액체의 경우 기둥의 높이가 감소하고 상자성 액체의 경우 증가합니다.
점도계 방법은 자기장이 켜진 상태(tH)와 꺼진 상태(t0)로 작은 구멍을 통해 유체가 흐르는 시간을 측정합니다. 자기장에서 상자성 액체의 유출 시간은 자기장이 없을 때보다 눈에 띄게 짧으며 반자성 액체의 경우도 마찬가지입니다. 두 흐름 시간의 차이는 자화율에 의해 결정되며 교정 상수 k의 값은 알려진 자화율을 가진 액체를 측정하여 결정됩니다. 일부 일반적인 용매의 벌크 자화율은 다음과 같습니다.
자화율은 NMR 분광계를 사용하여 측정할 수도 있습니다. NMR 방법의 물리적 기초에 대해 읽을 수 있습니다. 일반적인 경우 NMR 신호의 화학적 이동 값은 연구 중인 핵의 전자 밀도를 측정하는 스크리닝 상수뿐만 아니라 샘플의 자화율에 의해서도 결정됩니다. 직육면체 형태의 샘플의 경우, 화학적 이동은 자기장에서 샘플의 방향에 의해 결정되며, 교정 상수 A와 B는 알려진 자화율을 가진 두 액체(대부분 물과 아세톤)를 측정하여 결정됩니다. 이 방법은 Kazan 대학의 무기 화학과에서 개발되었으며 반자성 표준에 따라 장비를 교정할 수 있는 유일한 방법이며 상자성 샘플을 사용하여 측정할 수도 있습니다. 많은 물질의 자화율이 이런 방식으로 측정되었습니다. 그들은 구조에 대해 무엇을 알 수 있었습니까?
상자성체에 대한 자화율의 획득 값은 짝을 이루지 않은 전자의 수에 의해 결정됩니다(하나의 짝을 이루지 않은 전자에 대한 (9)와 비교)
이러한 방식으로 스핀 양자수 S를 결정할 수 있고 따라서 짝을 이루지 않은 전자의 수가 결정될 수 있습니다. 실제 화합물에서 g 인자는 위에서 언급한 바와 같이 2인 "순수 스핀" 값에서 다소 변경된다는 점에 유의해야 합니다.
상자성 물질의 cm 값은 작고 화합물의 구조를 설명하는데 그리 편리하지 않다. 따라서 상자성 자화율은 방정식에 의해 결정되는 유효 자기 모멘트 meff에 의해 더 자주 특징지어집니다.
그런 다음 298K의 온도에서 하나의 짝을 이루지 않은 전자에 대한 "순수 스핀" 값은 ms = 1.73 보어 마그네톤(mB), 두 개의 경우 3.46mB 등입니다. (표 2). 주로 스핀-궤도 상호작용과 같은 다른 요인의 기여는 g 요인의 값에 반영되어 meff가 ms와 다르다는 사실로 이어집니다.
짝을 이루지 않은 전자의 수를 알면 D.I.의 주기율표에서 원소 배치의 일부 특징을 이해하는 데 도움이 됩니다. 멘델레예프. 따라서 완전히 또는 정확히 절반으로 채워진 전자 껍질은 안정성이 향상되었습니다. 상대 원자 질량이 증가함에 따라 우리는 먼저 크롬을 접하게 됩니다. 바닥 상태의 전자 구성 비교: Sc 3d 14s 2, Ti 3d 24s 2, V 3d 34s 2, 다음 크롬은 3d 44s 2가 아니라 3d 54s 1입니다. 더 안정적인 절반 채워진 껍질에 밑줄이 그어져 있습니다.
그리고 이것은 크롬 원자가 4개가 아닌 6개의 짝을 이루지 않은 전자를 포함하고 있다는 것이 발견되었을 때 자화율을 측정함으로써 정확하게 확립되었습니다. 사실, 이를 위해 도체의 자기 특성은 짝을 이루지 않은 전자의 수와 관련이 없기 때문에(금속의 원자가 전자는 특정 원자에 부착되지 않고 결정 전체에서 무작위로 이동하기 때문에) 양자 법칙(소위 페르미 반자성 및 란다우 상자성)에 의해 결정되기 때문에 기체 상태의 고립된 원자에 대해 다소 미묘한 측정을 수행해야 했습니다. 동시에, 예를 들어 란타나이드 계열의 5d 및 4f 오비탈의 충전 순서는 짝을 이루지 않은 전자의 수를 변경하지 않으므로 올바른 전자 구성은 1960년대 양자 역학 계산에 의해 확립되었습니다(5d 1 및 4f 1 구성은 자기 측정과 구별할 수 없음). 그럼에도 불구하고, 자기화학적 연구는 주의 깊은 독자라면 아마 이미 알아차렸을 것이지만 배위(복합) 화합물 화학의 기초를 형성하는 전이 금속 화합물의 전자 구성을 확립하는 것을 가능하게 합니다.
배위 화합물은 일반적으로 도너-억셉터 결합으로 인해 형성됩니다. 즉, 고독한 리간드 전자 쌍이 중심 원자의 궤도에서 빈 위치를 차지합니다. 이 경우 짝을 이루지 않은 전자의 수와 착화 이온의 자기 모멘트는 기체 상태의 자유 이온과 동일하게 유지됩니다. 이것은 예를 들어 철(II)과 같은 전이 금속 아쿠아 착물의 경우에 해당됩니다(그림 3). 그러나 자기 모멘트가 기체 이온보다 낮은 자기 이상 착물도 있습니다. 그들의 전자 구조는 다음과 같이 원자가 결합 방법의 틀 내에서 설명될 수 있습니다. 매우 많은 복잡한 화합물의 배위수는 6입니다. 6개의 리간드는 팔면체의 정점에 대칭적으로 위치합니다. 6개의 혼성 궤도를 얻기 위해서는 중심 원자의 6개의 원자가 궤도가 형성에 참여해야 합니다. 이러한 전자 밀도의 재분배를 sp3d 2 혼성화라고 합니다(4개의 결합이 사면체의 정점으로 향하는 알칸에서 탄소 원자의 sp3 혼성화와 비교). s와 동일한 일련 번호를 가진 d-오비탈, p-오비탈은 하이브리드 오비탈 형성에 참여합니다. 이것은 에너지가 낮은 내부 d-오비탈이 금속 이온의 고유 전자에 의해 점유된다는 사실에 의해 설명됩니다. 더 낮은 에너지 오비탈을 차지하기 위해 리간드는 금속 이온 자체의 전자가 소위 d 2sp 3 혼성화를 위해 내부 d-오비탈과 쌍을 이루고 방출하도록 강제해야 합니다. 이것은 금속 이온과 강한 결합을 형성하는 강력한 필드 리간드, 예를 들어 복잡한 hexacyanoferrate(II)의 시안화물 이온에 의해서만 수행될 수 있습니다(그림 3 참조).
따라서 자기 모멘트가 큰 첫 번째 유형의 착체를 외궤도 착체라고 하고, 자기 모멘트가 작은 두 번째 유형을 안와 착체라고 합니다. 착물 내의 짝을 이루지 않은 전자 수의 변화를 초래하는 이 차이는 외부 및 내부 궤도 착물의 자기 모멘트의 변화를 각각 일으키고, 해당 d-오비탈의 에너지 불평등(일반적으로 리간드 필드에서 분할 에너지라고 하며 D 또는 10Dq로 표시됨)에 의해 발생합니다.
안와내 복합체를 형성하는 능력(D 값 측면에서)에 따라 모든 리간드는 일련의 리간드로 배열될 수 있으며, 이를 분광화학적 리간드 계열이라고 합니다.
CN->NO2->SO32->NH3>NCS->H3O>
>OH->F->Cl->Br->I-
착물의 색이 이 계열의 리간드의 위치에 따라 달라지기 때문에 붙여진 이름이며, 이는 배위 화합물의 광학적 특성과 자기적 특성 사이의 관계를 보여줍니다.
따라서 자화율을 측정함으로써 산화 정도와 착물 내 첫 번째 배위 구의 기하학을 쉽게 판단할 수 있습니다. 다수의 전이 금속 및 란타나이드 이온의 자화율에 대한 데이터가 표에 나와 있습니다. 2. 대부분의 경우 3d 이온의 자기적 특성은 순전히 스핀값 ms와 잘 일치함을 알 수 있으며, 란탄계열의 자기적 특성을 설명하기 위해서는 위에서 언급한 양자수 J를 이용하여 보다 복잡한 모델이 필요하다.
실제로 중요한 화학반응은 대부분 용액에서 일어나는 것으로 알려져 있고, 착물 형성 반응도 이에 속하므로 다음 절에서는 전이금속 화합물이 착물 형태로 구현되는 용액의 자기적 특성에 대해 고찰한다.
솔루션의 자기 감수성
고체에서 용액으로 이동할 때 용매와 모든 용질의 자화율을 고려해야 합니다. 이 경우 이를 고려하는 가장 간단한 방법은 가산성 규칙에 따라 솔루션의 모든 구성 요소의 기여도를 합산하는 것입니다. 가산성의 원리는 실험 데이터 처리의 기본 원리 중 하나입니다. 인간의 마음이 단순한 추가 외에 다양한 요소의 상호 작용에 대한 다른 메커니즘을 상상하기 어렵기 때문에 때로는 실험자들도 실패합니다. 그로부터의 편차는 가법성 자체의 원리가 충족되고 솔루션의 구성 요소가 속성을 변경한다는 사실과 더 자주 관련됩니다. 따라서 용액의 자화율은 농도를 고려하여 개별 성분의 자화율의 합과 같다고 가정합니다. 여기서 ci는 농도(mol/l)이고 cmi는 용액의 i번째 성분의 몰 자화율이며 계수 1/1000은 몰 농도로 변환하는 데 사용됩니다. 이 경우 합산은 모든 용질과 용매에 대해 수행됩니다. 측정된 자화율에 대한 상자성 및 반자성 물질의 기여는 부호가 반대이며 분리될 수 있음을 알 수 있습니다.
cv(측정) = cv(쌍) - cv(직경).
서로 다른 용매에서 동일한 물질의 자기 특성을 연구할 때(표 3) 용매의 특성에 크게 의존할 수 있음을 알 수 있습니다. 이것은 용매 분자가 첫 번째 배위 구로 들어가고 복합체의 전자 구조, d-오비탈의 에너지(D) 및 용매 화합물 복합체의 다른 특성의 해당 변화로 설명할 수 있습니다. 따라서 자기화학은 용매화, 즉 용질과 용매의 상호작용을 연구하는 것도 가능하게 합니다.
용액에서 배위 화합물의 cm 및 meff를 결정하면 위의 이론 자료에서 볼 수 있듯이 많은 구조적 매개변수(l, S, D)를 결정할 수 있으며, 이는 자기화학 연구를 매우 유용하게 만듭니다. 동일한 금속 이온의 다른 착물은 유효 자기 모멘트의 크기가 눈에 띄게 다를 수 있습니다. 구리(II)를 예로 들면 착물 형성 시 유효자기모멘트가 증가하고, 이량체 착물이 형성되면 구리(II) 이온의 짝을 이루지 않은 전자의 반강자성 상호작용으로 인해 감소함을 알 수 있다. 구리(II) 착화합물의 자기 특성은 다음과 같습니다. (공식을 작성할 때 배위 화학에 사용되는 리간드의 약어가 사용됩니다: acac - 아세틸아세톤 CH3COCH3COCH3, H4Tart - 타르타르산 HOOC(CH)2COOH.)
"자성"물, 더 정확하게는 수용액에 대한 몇 마디 (증류수에도 용존 산소와 같은 불순물이 포함되어 있고 상자성이기 때문에). 물론이 주제는 별도의 고려가 필요하며 자기 화학과 관련해서 만 다룰 것입니다. 자기장이 용액의 특성에 영향을 미치고 수많은 실험적 사실(밀도, 점도, 전기 전도도, 양성자 농도, 자화율 측정)이 이것이 사실임을 나타내면 용액의 개별 구성 요소와 물 분자 앙상블의 상호 작용 에너지가 상당히 높다는 것을 인식해야 합니다. 한 입자(분자)의 자기적 상호 작용 에너지는 열 운동 에너지에 비해 작다는 것을 기억하십시오. 이러한 상호 작용은 물과 수용액에서 수소 결합의 협력적 특성으로 인해 용해된 물질의 영향으로 강화되거나 파괴될 수 있는 물 분자의 큰 얼음과 같은 구조적 앙상블이 실현된다는 사실을 받아들이면 가능합니다. 이러한 "앙상블"의 형성 에너지는 분명히 열 운동 에너지와 비슷하며 자기 영향 하에서 용액은 그것을 기억하고 새로운 속성을 얻을 수 있지만 브라운 운동 또는 온도 상승은 한동안이 "기억"을 제거합니다.
반자성 용매에서 상자성 물질의 농도를 정밀하게 조정하면 비자성 액체, 즉 평균 자화율이 0이거나 자기장이 진공에서와 똑같은 방식으로 전파되는 액체를 만들 수 있습니다. 이 흥미로운 속성은 아직 기술에 적용되지 않았습니다.
3.5 물질의 자기적 성질
3.5.1 자기학. 물질의 자기 특성
이전 장에서는 자기장을 생성하는 전류를 전달하는 전선이 진공 상태에 있다고 가정했습니다. 전류가 흐르는 전선이 어떤 환경에 있으면 자기장이 바뀝니다. 이것은 모든 물질이 자석이라는 사실, 즉 자기장의 영향으로 자기 모멘트를 얻을 수 있다는 사실에 의해 설명됩니다. 자화된 물질은 자기장을 생성합니다. 안에 " , 전류 유도 필드에 중첩됩니다. 안에 0 . 두 필드 모두 결과 필드에 합산됩니다.
|
안에 = 안에 0 + 안에 " |
이 현상은 솔레노이드에 철심을 추가하는 것이 해당 솔레노이드의 암페어 회전 수를 늘리는 것과 같다는 것을 발견한 Ampère에 의해 처음 발견되었습니다. 그 후, 유도가 발견되었다. 안에 물질의 자기장은 유도보다 클 수도 있고 작을 수도 있습니다. 비 0 진공에서 같은 필드. 이것은 모든 물질이 어느 정도 자기 자신의 특성을 가지고 있기 때문에 발생합니다. 안에 ".
자기장의 매개 변수를 변경할 수 있는 물질을 호출합니다. 자석. 물질의 자기 특성을 특성화하려면 양 μ = 비/ 비 0 , ~라고 불리는 투자율이 물질. 자기 투자율 값에 따라 모든 자석은 세 그룹으로 나뉩니다.
a) 반자석의 내부 자기장은 외부 자기장을 향하기 때문에 반자석에서 결과 필드의 유도 계수는 진공에서의 필드 유도 계수보다 작습니다. 안에<안에 0 . 그래서 가지고 있는 물질 μ<. 엘, ~라고 불리는 반자석. 여기에는 예를 들어 Bi, Cu, Ag, Au, Hg, Be, CI, 불활성 가스 및 기타 물질이 포함됩니다. 투자율 μ 반자석은 유도와 무관합니다. 안에 0 외부 자기장.
b) 상자성 물질은 전자의 궤도 자기 모멘트가 보상되지 않는 원자로 구성됩니다. 따라서 반자석의 원자는 자기 모멘트가 0이 아닙니다. 그러나 외부 자기장이 없는 경우 원자의 열 운동은 자기 모멘트의 무질서한 배열로 이어지며 그 결과 전체적으로 상자성체의 모든 부피에는 자기 모멘트가 없습니다.
상자성체를 외부 자기장에 도입하면 원자의 자기 모멘트가 외부 자기장 방향으로 향하도록 원자가 배열됩니다. 결과적으로 내부 자기장이 상자석에서 발생하고 B의 유도는 외부 자기장의 유도 Bn과 방향이 일치합니다. 따라서 유도 계수 안에상자석의 결과 자기장은 유도 계수보다 큽니다. 안에 0 진공 상태의 필드, 즉 비>비 0 . 그래서 상자성μ>1인 물질이라고 합니다. 여기에는 특히 Na, Mg, K, Ca, Al, Mn, Pt, 산소 및 기타 여러 원소와 일부 염 용액이 포함됩니다. 투자율 μ 반자석과 같은 상자성체는 유도에 의존하지 않습니다. 안에 0 외부 자기장.
값은 μ dia- 및 paramagnets의 경우 10 -5 - 10 -6 정도의 값만 단일성과 거의 다르지 않으므로 dia- 및 paramagnets는 약한 자성 물질로 분류됩니다.
c) 자기 특성이 원자 전자의 궤도 자기 모멘트에 의해 결정되는 반자석 및 상자석과 달리, 강자성체의 자기 특성은 전자의 스핀 자기 모멘트에 기인합니다. 강자성 물질(항상 결정 구조를 가짐)은 모든 전자가 상호 취소된 스핀 자기 모멘트를 갖지 않는 원자로 구성됩니다.
강자성체에는 자발적인 영역이 있습니다. (자발적인 ) 소위 자화 도메인. (도메인의 크기는 약 10 -4 - 10 -7 m 입니다.) 각 도메인에서 원자 전자의 스핀 자기 모멘트는 동일한 방향을 가지므로 도메인이 포화 상태로 자화됩니다. 외부 자기장이 없으면 도메인의 자기 모멘트가 무작위로 배향되기 때문에 이러한 조건에서 강자성 샘플은 일반적으로 자화되지 않습니다.
외부 자기장의 작용에 따라 도메인의 자기 모멘트는 이 자기장의 방향을 따라 배향됩니다. 그 결과 자기유도에 의해 강자성체에 강한 내부 자기장이 발생한다. 안에", 외부 필드의 자기 유도와 방향이 일치 안에 0 . 따라서 유도 계수 안에강자성체에서 발생하는 자기장은 진공 상태에서 훨씬 더 큽니다. 비»비 0 . 외부 자기장의 영향을 받는 도메인의 모든 자기 모멘트가 필드를 따라 배향되면 강자성 샘플의 포화가 발생합니다.
위의 퀴리점이라고 하는 각 물질의 특정 온도점에 도달하면 도메인 구조가 파괴되고 강자성체가 고유한 특성을 잃습니다.
따라서 μ»1이 호출되는 물질 강자성체. 여기에는 Fe, Co, Ni, Gd 및 많은 합금 요소가 포함됩니다. 외부 자기장에서 강자성 샘플은 상자성체처럼 거동합니다. 그러나 강자성체의 자기 투자율 μ는 강도에 따라 달라집니다. 시간외부 자기장과 상당히 넓은 범위에 걸쳐 변화하며 그 결과 의존성이 B =에프(시간) 비선형 . 일부 합금의 μ 값은 수만에 이릅니다. 따라서 강자성체는 자성이 큰 물질로 분류됩니다.
모든 강자성체에는 특정 온도가 있습니다. 퀴리 포인트, 주어진 물질이 그 이상으로 가열되면 강자성 특성을 잃고 상자성체로 변합니다. 예를 들어 Fe의 경우 큐리 포인트는 1043K이고 Ni의 경우 631K입니다.
물체의 자화 과정을 설명하기 위해 Ampère는 원형 전류(분자 전류)가 물질 분자에서 순환한다고 제안했습니다. 이러한 각 전류에는 자기 모멘트가 있으며 주변 공간에 자기장을 생성합니다. 외부 필드가 없으면 분자 전류는 무작위로 배향되며, 그 결과 분자 흐름으로 인한 필드는 0이 됩니다. 개별 분자의 자기 모멘트의 무작위 방향으로 인해 신체의 총 자기 모멘트도 0입니다. 필드의 작용에 따라 분자의 자기 모멘트는 한 방향으로 우세한 방향을 얻습니다. 그 결과 자석이 자화됩니다. 총 자기 모멘트는 0이 아닙니다. 이 경우 개별 분자 전류의 자기장은 더 이상 서로를 보상하지 않고 자기장이 발생합니다. 안에". 자석의 자화는 자연스럽게 단위 부피당 자기 모멘트로 특징지어집니다. 이 값은 자화문자로 표시 제이. 자화는 일반적으로 자기 유도가 아니라 전계 강도와 관련이 있습니다. 모든 지점에서
양의 값만 가질 수 있는 유전 자화율과 달리(분극 아르 자형등방성 유전체에서 항상 필드를 따라 향합니다. 이자형), 자화율 χ 긍정적이고 부정적입니다. 따라서 자기 투자율 μ 1보다 크거나 작을 수 있습니다.
약한 자성 물질의 자화는 전계 강도에 따라 선형적으로 변합니다. 강자성체 h의 자화는 다음에 따라 달라집니다. 시간복잡한 방식으로. 그림에서 - 3.39 단 자화 곡선처음에 자기 모멘트가 0인 강자성체. 이미 몇 에르스텟(~100 A/m) 수준의 필드에서 자화 제이 채도에 도달합니다. 다이어그램의 주요 자화 곡선 B-H그림에 나와 있습니다. 59.2(곡선 0-1). 포화 상태에 도달하면 안에에서 계속 성장 시간선형 법칙에 따라. 자화를 포화 상태로 만들면 (포인트 1 그림에서 - 3.40) 자기장 강도를 줄인 다음 유도 안에원래 곡선을 따르지 않음 0-1, 곡선에 따른 변화 1-2. 결과적으로 외부 필드의 강도가 0이 되면(포인트 2), 자화가 사라지지 않고 값이 특징입니다. 안에 아르 자형 , 라고 불리는 잔류 유도. 자화가 중요하다 제이 아르 자형잔류 자화라고합니다.
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그림 - 3.39 |
드로잉 - 3.40 |
유도 안에필드의 영향으로 만 사라집니다. 시간 와 함께 , 자화를 일으킨 자기장과 반대 방향을 가짐. 긴장 시간 와 함께 ~라고 불리는 강제력.
잔류 자화의 존재는 영구 자석, 즉 거시적 전류를 유지하기 위해 에너지를 소비하지 않고 자기 모멘트를 가지며 주변에 자기장을 생성하는 몸체를 제조하는 것을 가능하게 합니다. 영구 자석은 그 특성을 더 잘 유지할수록 그것이 만들어지는 재료의 보자력이 커집니다.
교류 자기장이 강자성체에 작용하면 곡선 / -에 따라 유도가 변경됩니다. 2 -3-4-5-1 (그림 - 3.40)라고 합니다. 히스테리시스 루프(다이어그램에서 유사한 루프를 얻습니다. 제이- 시간). 최대 값인 경우 시간자화가 포화에 도달하면 소위 최대 히스테리시스 루프가 얻어집니다(그림에서 솔리드 루프는 3.40임). 진폭 값인 경우 시간채도에 도달하지 않으면 부분 루프(그림의 점선 루프)라고 하는 루프가 생성됩니다. 무한한 수의 개인 사이클이 있으며 모두 최대 히스테리시스 루프 내에 있습니다. 히스테리시스는 강자성체의 자화가 단일 값 함수가 아니라는 사실로 이어집니다. 시간,그것은 주로 표본의 선사시대, 즉 이전에 어떤 분야에 있었는지에 따라 달라졌습니다.
종속성의 모호성으로 인해 안에~에서 시간자기 투자율의 개념은 주 자화 곡선에만 적용됩니다. 강자성체의 투자율 μ 따라서 자화율 χ는 전계 강도의 함수입니다. 그림에서 - 3.41 ,ㅏ주요 자화 곡선이 표시됩니다. (곡선의 임의의 점을 지나는 좌표의 원점에서 직선을 그립니다. 경사각의 탄젠트: 직선은 비율에 비례합니다. V/N, t.전자 투자율 μ, 해당 장력 값에 대해 N.증가와 함께 시간 0에서 경사각 (따라서 μ ) 먼저 증가합니다. 그 시점에 2 그것은 최대에 도달합니다 (직접 에 대한곡선에 접함) 그런 다음 감소합니다. 그림에서 - 3.41, 비종속성 그래프 제공 μ ~에서 N.최대 투자율 값은 포화보다 다소 일찍 도달하는 것을 그림에서 볼 수 있습니다. 무제한 증가로 시간투과적으로 점근적으로 단일성에 접근합니다. 이것은 /라는 표현에서 μ = 1 - 제이/ 시간 1을 초과할 수 없습니다.
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그림 - 3.41 |
수량 안에 아르 자형 (또는 제이 아르 자형 ), N 와 함께 그리고 μ 강자성체의 주요 특성입니다. 강제력이라면 시간 와 함께 훌륭한 강자성체의 값은 힘든. 넓은 히스테리시스 루프가 있습니다. 작은 강자성체 시간 와 함께 (따라서 좁은 히스테리시스 루프)라고합니다. 부드러운. 목적에 따라 하나 또는 다른 특성을 가진 강자성체가 사용됩니다. 그래서 영구자석으로는 단단한 강자성체를, 변압기 철심에는 부드러운 강자석을 사용했다. 강자성체에서 퀴리점의 존재는 원자가 열 운동에 참여한다는 점에서 이해할 수 있습니다. 온도가 낮은 한 원자는 도메인 내에서 자기 모멘트의 평행 방향을 유지합니다. 그러나 온도가 증가함에 따라 열 운동도 증가합니다.물질이 주어진 물질에 대해 특정 온도에 도달하면 열 운동이 이 방향을 파괴합니다. 즉, 도메인이 사라집니다. 또한 강자성체는 상자성체처럼 행동합니다.
강자성 이론의 기초는 1928년 Ya.I. Frenkel과 W. Heisenberg에 의해 만들어졌습니다. 우리 시대에는 자석과 그 자기 특성이 과학과 기술에서 널리 사용됩니다.
물질의 자석과 자기 특성
자기의 가장 단순한 현상은 오랫동안 알려져 왔으며 우리 대부분에게 친숙합니다. 그러나 이러한 단순해 보이는 현상을 물리학의 기본 원리에 기초하여 설명할 수 있게 된 것은 비교적 최근의 일입니다. 자석에는 두 가지 유형이 있습니다. 일부는 "하드 자성" 재료로 만들어진 소위 영구 자석입니다. 자기 특성은 외부 소스 또는 전류 사용과 관련이 없습니다. 또 다른 유형에는 "연자성" 철 코어가 있는 소위 전자석이 포함됩니다. 그들에 의해 생성되는 자기장은 주로 전류가 코어를 덮는 권선의 와이어를 통과한다는 사실 때문입니다.
자극과 자기장. 막대 자석의 자기 특성은 끝 부분에서 가장 두드러집니다. 이러한 자석이 수평면에서 자유롭게 회전할 수 있도록 중간 부분에 매달려 있으면 대략 북쪽에서 남쪽 방향에 해당하는 위치를 차지합니다. 북쪽을 가리키는 막대의 끝을 북극이라고 하고 반대쪽 끝을 남극이라고 합니다. 두 자석의 반대 극은 서로 끌어당기는 반면 같은 극은 서로 반발합니다. 자화되지 않은 철 막대를 자석의 극 중 하나에 가까이 가져가면 후자는 일시적으로 자화됩니다. 이 경우 자석의 극에 가장 가까운 자화 막대의 극은 이름이 반대이고 먼 극은 같은 이름입니다. 막대에서 유도된 자석의 극과 반대 극 사이의 인력은 자석의 작용을 설명합니다. 일부 재료(예: 강철)는 영구 자석이나 전자석 근처에 있으면 약한 영구 자석이 됩니다. 강철 막대는 영구 자석의 끝을 끝으로 통과시키기만 하면 자화될 수 있습니다. 그래서 자석은 다른 자석이나 자성체로 된 물체를 접촉하지 않고 끌어당긴다. 원거리에서의 이러한 작용은 자석 주변 공간에 자기장의 존재로 설명됩니다. 이 자기장의 강도와 방향에 대한 몇 가지 아이디어는 자석 위에 놓인 판지나 유리에 철가루를 붓는 것으로 얻을 수 있습니다. 톱밥은 필드 방향으로 사슬로 정렬되며 톱밥 라인의 밀도는 이 필드의 강도에 해당합니다. (그들은 자기장의 강도가 가장 큰 자석의 끝에서 가장 두껍습니다.) M. Faraday(1791-1867)는 자석에 대한 폐쇄 유도선의 개념을 도입했습니다. 유도선은 N극에서 주변 공간으로 자석을 빠져나가 S극에서 자석으로 들어가고 S극에서 다시 북쪽으로 자석의 재료 내부를 통과하여 폐쇄 루프를 형성합니다. 자석에서 나오는 유도선의 총 수를 자속이라고 합니다. 자속 밀도 또는 자기 유도(B)는 단위 크기의 기본 영역을 통해 법선을 따라 통과하는 유도선의 수와 같습니다. 자기 유도는 자기장이 전류가 흐르는 도체에 작용하는 힘을 결정합니다. 전류 I가 통과하는 도체가 유도선에 수직으로 위치하면 Ampère의 법칙에 따라 도체에 작용하는 힘 F는 필드와 도체 모두에 수직이며 자기 유도, 전류 강도 및 도체의 길이에 비례합니다. 따라서 자기 유도 B에 대해 다음 식을 쓸 수 있습니다.
여기서 F는 힘(뉴턴), I는 전류(암페어), l은 길이(미터)입니다. 자기유도의 단위는 테슬라(T)
(전기와 자기 참조).
검류계.검류계는 약한 전류를 측정하는 민감한 장치입니다. 검류계는 말굽 모양의 영구 자석과 자석 극 사이의 틈에 매달려 있는 작은 전류 전달 코일(약한 전자석)의 상호 작용에 의해 생성된 토크를 사용합니다. 토크, 따라서 코일의 편향은 에어 갭의 전류 및 총 자기 유도에 비례하므로 기기의 눈금은 코일의 작은 편향으로 거의 선형입니다. 자화력 및 자기장 강도. 다음으로 전류의 자기 효과를 특징짓는 양을 하나 더 도입해야 합니다. 전류가 긴 코일의 와이어를 통과하고 내부에 자화 가능한 재료가 있다고 가정합니다. 자화력은 코일의 전류와 권선 수의 곱입니다(이 힘은 권선 수가 무차원이기 때문에 암페어로 측정됨). 자기장 세기 H는 코일의 단위 길이당 자화력과 같습니다. 따라서 H 값은 미터당 암페어로 측정됩니다. 코일 내부의 재료가 얻은 자화를 결정합니다. 진공에서 자기 유도 B는 자기장 강도 H에 비례합니다.
여기서 m0 -소위. 4pCh10-7 H/m의 범용 값을 갖는 자기 상수. 많은 재료에서 B의 값은 대략 H에 비례합니다. 그러나 강자성 재료에서 B와 H의 관계는 다소 복잡합니다(아래에서 설명함). 무화과. 그림 1은 부하를 포착하도록 설계된 간단한 전자석을 보여줍니다. 에너지원은 DC 배터리입니다. 이 그림은 또한 전자석 필드의 힘선을 보여주며, 이는 일반적인 철 파일링 방법으로 감지할 수 있습니다.
연속 모드에서 작동하는 철심과 매우 많은 수의 암페어 턴이 있는 대형 전자석은 큰 자화력을 갖습니다. 그들은 극 사이의 간격에서 최대 6T의 자기 유도를 생성합니다. 이 유도는 기계적 응력, 코일 가열 및 코어의 자기 포화에 의해서만 제한됩니다. P.L.은 수냉식 거대한 전자석(코어 없음)과 펄스 자기장 생성 설비를 설계했습니다. 이러한 자석에서는 최대 50T의 유도를 달성할 수 있었습니다. Losalamos National Laboratory에서 15kW의 전력을 소비하고 액체 수소로 냉각되는 최대 6.2T의 자기장을 생성하는 상대적으로 작은 전자석이 개발되었습니다. 유사한 필드가 극저온에서 얻어집니다.
투자율과 자기에서의 역할.자기 투자율 m은 재료의 자기 특성을 나타내는 값입니다. 강자성 금속 Fe, Ni, Co 및 이들의 합금은 최대 투자율이 5000(Fe의 경우)에서 800,000(수퍼멀로이의 경우)까지 매우 높습니다. 이러한 재료에서는 상대적으로 낮은 전계 강도 H에서 큰 유도 B가 발생하지만 이러한 양 사이의 관계는 일반적으로 포화 및 히스테리시스 현상으로 인해 비선형입니다. 이에 대해서는 아래에서 설명합니다. 강자성체는 자석에 의해 강하게 끌립니다. 이들은 퀴리점(Fe의 경우 770°C, Ni의 경우 358°C, Co의 경우 1120°C) 이상의 온도에서 자기 특성을 잃고 상자성체처럼 거동하며 유도 B는 매우 높은 강도 H까지 비례합니다. 이는 진공에서 발생하는 것과 정확히 동일합니다. 많은 원소와 화합물은 모든 온도에서 상자성입니다. 상자성 물질은 외부 자기장에서 자화되는 것이 특징입니다. 이 필드가 꺼지면 상자성체는 자화되지 않은 상태로 돌아갑니다. 강자성체의 자화는 외부 필드가 꺼진 후에도 보존됩니다. 무화과. 그림 2는 자기적으로 단단한(높은 손실) 강자성 재료에 대한 일반적인 히스테리시스 루프를 보여줍니다. 그것은 자화 장의 강도에 대한 자기 정렬된 재료의 자화의 모호한 의존성을 특징으로 합니다. 초기(영)지점(1)에서 자기장 세기가 증가함에 따라 점선 1-2를 따라 자화가 진행되며, 시료의 자화가 증가함에 따라 m의 값이 크게 변화한다. 포인트 2에서 포화 상태에 도달합니다. 강도가 더 증가하면 자화가 더 이상 증가하지 않습니다. 이제 H의 값을 점차적으로 0으로 줄이면 곡선 B(H)는 더 이상 이전 경로를 따르지 않고 점 3을 통과하여 "과거 역사"에 대한 자료의 "기억"을 드러내므로 이름이 "히스테리시스"입니다. 분명히 이 경우 일부 잔류 자화가 보존됩니다(세그먼트 1-3). 자계의 방향을 반대 곡선으로 변경한 후 B(H)는 4번 지점을 통과하고 세그먼트 (1)-(4)는 감자를 방지하는 보자력에 해당합니다. 값(-H)이 더 증가하면 히스테리시스 곡선이 3사분면(섹션 4-5)으로 이어집니다. (-H) 값이 0으로 감소한 다음 H의 양수 값이 증가하면 포인트 6, 7 및 2를 통해 히스테리시스 루프가 닫힙니다.
자기적으로 단단한 재료는 다이어그램의 상당한 영역을 덮는 넓은 히스테리시스 루프를 특징으로 하므로 큰 값의 잔류 자화(자기 유도) 및 보자력에 해당합니다. 좁은 히스테리시스 루프(그림 3)는 자기 투자율이 높은 연강 및 특수 합금과 같은 연자성 재료의 특징입니다. 이러한 합금은 히스테리시스로 인한 에너지 손실을 줄이기 위해 만들어졌습니다. 페라이트와 같은 이러한 특수 합금의 대부분은 전기 저항이 높아 자기 손실뿐만 아니라 와전류로 인한 전기 손실도 줄입니다.
투자율이 높은 자성 재료는 약 1000 ° C의 온도에서 어닐링 한 다음 실온으로 템퍼링 (점차 냉각)하여 생산됩니다. 이 경우 예비 기계적 및 열처리와 샘플의 불순물 부재가 매우 중요합니다. 20세기 초 변압기 코어용. 규소강이 개발되었고 m의 값은 규소 함량이 증가함에 따라 증가했습니다. 1915년에서 1920년 사이에 퍼멀로이(Ni와 Fe의 합금)는 특징적으로 좁고 거의 직사각형에 가까운 히스테리시스 루프로 나타났습니다. Hypernic(Ni 50%, Fe 50%) 및 mu-metal(Ni 75%, Fe 18%, Cu 5%, Cr 2%) 합금은 낮은 H 값에서 특히 높은 투자율 m 값을 특징으로 하는 반면 perminvar(Ni 45%, Fe 30%, Co 25%)에서는 m 값이 광범위한 전계 강도 변화에 걸쳐 거의 일정합니다. 최신 자성 재료 중에서 자기 투자율이 가장 높은 합금인 슈퍼멀로이를 언급해야 합니다(79% Ni, 15% Fe 및 5% Mo 포함).
자기 이론.처음으로 자기 현상이 궁극적으로 전기적 현상으로 환원된다는 생각은 1825년에 Ampère가 자석의 각 원자에서 순환하는 닫힌 내부 미세 전류에 대한 아이디어를 표현했을 때 발생했습니다. 그러나 물질에 그러한 전류가 존재하는지에 대한 실험적 확인 없이는 (전자는 1897 년에야 J. Thomson에 의해 발견되었고 원자 구조에 대한 설명은 1913 년에 Rutherford와 Bohr에 의해 제공됨)이 이론은 "퇴색"되었습니다. 1852년 W. Weber는 자성 물질의 각 원자가 작은 자석 또는 자기 쌍극자이므로 모든 개별 원자 자석이 특정 순서로 정렬될 때 물질의 완전한 자화가 달성된다고 제안했습니다(그림 4b). Weber는 분자 또는 원자 "마찰"이 이러한 기본 자석이 열 진동의 교란 영향에도 불구하고 순서를 유지하는 데 도움이 된다고 믿었습니다. 그의 이론은 자석과의 접촉 시 물체의 자화뿐만 아니라 충격 또는 가열 시 물체의 자기 소거를 설명할 수 있었습니다. 마지막으로 자석의 "증가"는 자화 바늘이나 자성 막대를 조각으로 절단했을 때 설명되었습니다. 그러나이 이론은 기본 자석 자체의 기원이나 포화 및 히스테리시스 현상을 설명하지 못했습니다. Weber의 이론은 1890년 J. Eving에 의해 개선되었습니다. J. Eving은 영구 자석을 구성하는 기본 쌍극자의 순서를 유지하는 데 도움이 되는 원자 간 구속력이라는 아이디어로 원자 마찰에 대한 자신의 가설을 대체했습니다.
한때 Ampère가 제안한 문제에 대한 접근 방식은 P. Langevin이 각 원자에 내부 보상되지 않은 전자 전류를 부여하여 상자성 물질의 동작을 설명하면서 1905년에 두 번째 생명을 얻었습니다. Langevin에 따르면, 작은 자석을 형성하는 것은 이러한 전류이며, 외부 필드가 없을 때는 무작위로 방향이 지정되지만 적용 후에는 정렬된 방향을 얻습니다. 이 경우 완전한 순서에 대한 근사는 자화의 포화에 해당합니다. 또한 Langevin은 단일 원자 자석에 대해 극의 "자기 전하"와 극 사이의 거리의 곱과 같은 자기 모멘트의 개념을 도입했습니다. 따라서 상자성 물질의 약한 자성은 보상되지 않은 전자 전류에 의해 생성된 총 자기 모멘트 때문입니다. 1907년에 P. Weiss는 "도메인"이라는 개념을 도입했으며, 이는 현대 자기 이론에 중요한 공헌이 되었습니다. Weiss는 도메인을 모든 원자의 자기 모멘트가 어떤 이유로 동일한 방향을 유지하도록 강제되어 각 도메인이 포화 상태로 자화되는 원자의 작은 "콜로니"로 도메인을 상상했습니다. 별도의 도메인은 0.01mm 정도의 선형 치수를 가질 수 있으며 따라서 10-6mm3 정도의 부피를 가질 수 있습니다. 도메인은 두께가 1000 원자 치수를 초과하지 않는 소위 블로흐 벽(Bloch wall)에 의해 분리됩니다. "벽"과 두 개의 반대 방향 도메인이 그림 1에 개략적으로 표시되어 있습니다. 5. 이러한 벽은 도메인 자화의 방향이 변하는 "전이층"입니다.
일반적인 경우 초기 자화곡선에서 3개의 구간을 구분할 수 있다(Fig. 6). 초기 섹션에서 벽은 외부 필드의 영향을 받아 결정 격자 결함을 만날 때까지 물질의 두께를 통해 이동하여 중지합니다. 전계 강도를 높이면 벽이 점선 사이의 중간 부분을 통해 더 멀리 이동하도록 강제할 수 있습니다. 그 후 전계 강도가 다시 0으로 감소하면 벽이 더 이상 원래 위치로 돌아가지 않아 샘플이 부분적으로 자화된 상태로 유지됩니다. 이것은 자석의 히스테리시스를 설명합니다. 곡선의 끝에서 프로세스는 마지막 무질서한 도메인 내에서 자화의 순서로 인해 샘플 자화의 포화로 끝납니다. 이 프로세스는 거의 완전히 되돌릴 수 있습니다. 자기 경도는 원자 격자가 도메인 간 벽의 이동을 방해하는 많은 결함을 포함하는 물질에 의해 나타납니다. 이는 예를 들어 분말 재료를 압축한 다음 소결하는 것과 같은 기계적 및 열적 처리를 통해 달성할 수 있습니다. 알니코 합금 및 그 유사체에서는 금속을 복잡한 구조로 융합하여 동일한 결과를 얻을 수 있습니다.
상자성 및 강자성 재료 외에도 소위 반강자성 및 페리자성 특성을 가진 재료가 있습니다. 이러한 유형의 자성 사이의 차이점은 그림 1에 설명되어 있습니다. 7. 영역의 개념에 기초하여, 상자성(paramagnetism)은 개별 쌍극자가 서로 매우 약하게 상호 작용하는(또는 전혀 상호 작용하지 않는) 물질에 작은 그룹의 자기 쌍극자가 존재하기 때문에 발생하는 현상으로 간주될 수 있습니다. 따라서 외부 필드가 없으면 임의의 방향만 취합니다(그림 7a). 강자성 물질의 경우, 각 영역 내에서 개별 쌍극자 사이에 강한 상호 작용이 있어 정렬된 평행 정렬이 이루어집니다(그림 7b). 반대로 반강자성 물질에서는 개별 쌍극자 사이의 상호 작용이 반평행 정렬로 이어져 각 도메인의 총 자기 모멘트가 0이 됩니다(그림 7c). 마지막으로, 페리자성 물질(예: 페라이트)에는 평행 및 반평행 정렬이 모두 있어(그림 7d) 약한 자기를 초래합니다.
도메인의 존재에 대한 두 가지 확실한 실험적 확인이 있습니다. 첫 번째는 소위 Barkhausen 효과이고 두 번째는 분말 그림 방법입니다. 1919년에 G. Barkhausen은 외부 필드가 강자성체 샘플에 적용될 때 자화가 작은 이산 부분에서 변한다는 사실을 확립했습니다. 도메인 이론의 관점에서 볼 때 이것은 도메인 간 벽의 점프와 같은 전진에 지나지 않으며, 이를 방해하는 개별 결함에 직면합니다. 이 효과는 일반적으로 강자성 막대 또는 와이어가 배치된 코일을 사용하여 감지됩니다. 강한 자석을 샘플에 번갈아 가며 제거하면 샘플이 자화되고 재자화됩니다. 샘플 자화의 점프와 같은 변화는 코일을 통해 자속을 변경하고 유도 전류가 여기됩니다. 이 경우 코일에서 발생하는 전압은 증폭되어 한 쌍의 음향 헤드폰 입력으로 공급됩니다. 헤드폰을 통해 감지되는 클릭은 자화의 급격한 변화를 나타냅니다. 분말 모형 방법으로 자석의 도메인 구조를 밝히기 위해 강자성 분말(일반적으로 Fe3O4)의 콜로이드 현탁액 한 방울을 자화 재료의 잘 연마된 표면에 적용합니다. 분말 입자는 주로 도메인 경계에서 자기장의 최대 불균일성 위치에 정착합니다. 이러한 구조는 현미경으로 연구할 수 있습니다. 투명한 강자성 물질을 통해 편광된 빛을 통과시키는 방법도 제안되었습니다. Weiss의 자기 이론의 주요 특징은 오늘날까지 그 중요성을 유지하고 있지만, 원자 자기를 결정하는 요인으로 보상되지 않은 전자 스핀의 개념에 따라 업데이트된 해석을 받았습니다. 전자의 고유 모멘트 존재에 대한 가설은 1926년 S. Goudsmit과 J. Uhlenbeck에 의해 제시되었으며 현재 "기본 자석"으로 간주되는 것은 스핀 캐리어로서의 전자입니다. 이 개념을 명확하게 하기 위해 일반적인 강자성 물질인 철의 자유 원자를 고려하십시오(그림 8). 핵에 가장 가까운 두 껍질(K와 L)은 전자로 채워져 있는데 첫 번째 껍질에 두 개, 두 번째 껍질에 여덟 개가 있습니다. K-껍질에서 전자 중 하나의 스핀은 양수이고 다른 하나는 음수입니다. L-껍질(보다 정확하게는 두 개의 하위 껍질)에서 8개의 전자 중 4개는 양의 스핀을 갖고 나머지 4개는 음의 스핀을 가집니다. 두 경우 모두 같은 껍질에 있는 전자의 스핀이 완전히 상쇄되어 전체 자기 모멘트가 0이 됩니다. M-껍질에서는 상황이 다릅니다. 세 번째 하위 껍질에 6개의 전자가 있기 때문에 5개의 전자가 한 방향으로 스핀을 갖고 다른 방향에는 6번째 전자만 있습니다. 결과적으로 4개의 보상되지 않은 스핀이 남아 철 원자의 자기 특성을 결정합니다. (외부 N 껍질에는 철 원자의 자성에 기여하지 않는 두 개의 원자가 전자만 있습니다.) 니켈과 코발트와 같은 다른 강자성체의 자성은 비슷한 방식으로 설명됩니다. 철 샘플의 인접한 원자는 서로 강력하게 상호작용하고 이들의 전자는 부분적으로 집단화되기 때문에 이 설명은 실제 상황에 대한 설명적이지만 매우 단순화된 도식으로만 간주되어야 합니다.
전자 스핀에 기초한 원자 자기 이론은 두 가지 흥미로운 자이로 자기 실험에 의해 뒷받침됩니다. 그 중 하나는 A. Einstein과 W. de Haas에 의해 수행되었고 다른 하나는 S. Barnett에 의해 수행되었습니다. 첫 번째 실험에서는 강자성체 실린더를 그림 1과 같이 매달았다. 9. 권선에 전류가 흐르면 실린더가 축을 중심으로 회전합니다. 전류(따라서 자기장)의 방향이 바뀌면 반대 방향으로 바뀝니다. 두 경우 모두 실린더의 회전은 전자 스핀의 순서 때문입니다. 반대로 Barnett의 실험에서는 매달린 실린더가 급격히 회전 상태가 되어 자기장이 없는 상태에서 자화됩니다. 이 효과는 자석이 회전하는 동안 자체 회전축 방향으로 스핀 모멘트를 회전시키는 경향이 있는 자이로스코프 모멘트가 생성된다는 사실에 의해 설명됩니다.
인접한 원자 자석을 정렬하고 열 운동의 무질서 효과에 대응하는 단거리 힘의 본질과 기원에 대한 더 완전한 설명을 위해 양자 역학으로 전환해야 합니다. 이러한 힘의 성질에 대한 양자역학적 설명은 1928년 W. Heisenberg에 의해 제안되었는데, 그는 이웃 원자 사이의 교환 상호작용의 존재를 가정했습니다. 나중에 G. Bethe와 J. Slater는 원자 사이의 거리가 감소함에 따라 교환력이 크게 증가하지만 특정 최소 원자 간 거리에 도달하면 0으로 떨어짐을 보여주었습니다.
물질의 자기적 성질
물질의 자기 특성에 대한 최초의 광범위하고 체계적인 연구 중 하나는 P. Curie가 수행했습니다. 그는 자기 특성에 따라 모든 물질이 세 부류로 나눌 수 있음을 발견했습니다. 첫 번째는 철과 유사한 뚜렷한 자기 특성을 가진 물질을 포함합니다. 이러한 물질을 강자성체라고 합니다. 그들의 자기장은 상당한 거리에서 눈에 띕니다(위 참조). 상자성이라고 불리는 물질은 두 번째 부류에 속합니다. 그들의 자기 특성은 일반적으로 강자성 물질과 유사하지만 훨씬 약합니다. 예를 들어 강력한 전자석의 극에 대한 인력은 손에서 철 망치를 당길 수 있으며 동일한 자석에 대한 상자성 물질의 인력을 감지하려면 일반적으로 매우 민감한 분석 저울이 필요합니다. 마지막 세 번째 클래스에는 소위 반자성 물질이 포함됩니다. 그들은 전자석에 의해 반발됩니다. 반자성체에 작용하는 힘은 철자석 및 상자성체에 작용하는 힘과 반대 방향입니다.
자기 특성 측정.자기 특성 연구에서는 두 가지 유형의 측정이 가장 중요합니다. 이들 중 첫 번째는 자석 근처의 샘플에 작용하는 힘의 측정입니다. 이것이 샘플의 자화를 결정하는 방법입니다. 두 번째 그룹에는 물질의 자화와 관련된 "공진" 주파수 측정이 포함됩니다. 원자는 작은 "자이로스코프"이며 측정할 수 있는 주파수에서 자기장 세차(중력에 의해 생성된 토크의 영향을 받는 일반 회전 팽이와 같은)에 있습니다. 또한 자기 유도선에 직각으로 움직이는 자유 대전 입자와 도체의 전자 전류에 힘이 작용합니다. 이것은 입자가 반지름이 R = mv/eB로 주어지는 원형 궤도에서 움직이게 합니다. 여기서 m은 입자의 질량, v는 속도, e는 전하, B는 자기장 강도입니다. 이러한 원형 운동의 주파수는 다음과 같습니다.
여기서 f는 헤르츠, e는 쿨롱, m은 킬로그램, B는 테슬라입니다. 이 주파수는 자기장에서 물질의 하전 입자의 움직임을 나타냅니다. 두 가지 유형의 운동(원궤도에서의 세차 및 운동)은 주어진 재료의 "고유" 주파수 특성과 동일한 공진 주파수를 가진 교번 필드에 의해 여기될 수 있습니다. 첫 번째 경우 공명은 자기라고하고 두 번째는 사이클로트론 (사이클로트론에서 아 원자 입자의 순환 운동과의 유사성을 고려하여)입니다. 원자의 자기적 특성에 대해 말하면 각운동량에 특별한 주의를 기울일 필요가 있습니다. 자기장은 회전하는 원자 쌍극자에 작용하여 회전시키고 자기장과 평행하게 설정하려고 합니다. 대신, 원자는 쌍극자 모멘트와 적용된 장의 강도에 따라 달라지는 주파수로 장의 방향을 따라 세차운동을 시작합니다(그림 10).
샘플의 모든 원자가 다른 위상으로 세차하기 때문에 원자의 세차는 직접 관찰할 수 없습니다. 그러나 일정한 정렬 필드에 수직으로 향하는 작은 교류 필드가 적용되면 세차하는 원자 사이에 특정 위상 관계가 설정되고 총 자기 모멘트는 개별 자기 모멘트의 세차 주파수와 동일한 주파수로 세차하기 시작합니다. 세차운동의 각속도는 매우 중요합니다. 일반적으로 이 값은 전자와 관련된 자화의 경우 1010Hz/T 정도이고 원자핵의 양전하와 관련된 자화의 경우 107Hz/T 정도입니다. 핵 자기 공명(NMR)을 관찰하기 위한 설비의 개략도가 그림 1에 나와 있습니다. 11. 연구 중인 물질이 극 사이의 균일한 상수 필드에 도입됩니다. 그런 다음 테스트 튜브 주변의 작은 코일로 RF 필드가 여기되면 샘플의 모든 핵 "자이로스코프"의 세차 주파수와 동일한 특정 주파수에서 공명이 달성될 수 있습니다. 측정은 라디오 수신기를 특정 방송국의 주파수에 맞추는 것과 유사합니다.
자기 공명 방법을 사용하면 특정 원자와 핵의 자기적 특성뿐만 아니라 주변 환경의 특성도 연구할 수 있습니다. 요점은 고체와 분자의 자기장은 원자 전하에 의해 왜곡되기 때문에 불균질하고 실험 공명 곡선의 세부 사항은 세차 핵이 위치한 지역의 국부장에 의해 결정된다는 것입니다. 이를 통해 특정 샘플의 구조 특성을 공명 방법으로 연구할 수 있습니다.
자기 특성 계산.지구 자기장의 자기 유도는 0.5 * 10 -4 T인 반면 강한 전자석의 극 사이의 자기장은 2 T 이상 정도입니다. 임의의 전류 구성에 의해 생성된 자기장은 전류 요소에 의해 생성된 자기장의 자기 유도에 대한 Biot - Savart - Laplace 공식을 사용하여 계산할 수 있습니다. 다양한 모양의 윤곽과 원통형 코일에 의해 생성된 자기장의 계산은 많은 경우에 매우 복잡합니다. 다음은 여러 가지 간단한 경우에 대한 공식입니다. 전선에서 r(미터) 떨어진 곳에 전류 I(암페어)가 있는 긴 직선 전선에 의해 생성된 필드의 자기 유도(테슬라 단위)는 다음과 같습니다.
전류 I를 갖는 반경 R의 원형 루프 중심에서의 유도는 (동일한 단위로):
철심 없이 단단히 감긴 와이어 코일을 솔레노이드라고 합니다. 끝에서 충분히 떨어진 지점에서 권선 수가 N인 긴 솔레노이드에 의해 생성된 자기 유도는 다음과 같습니다.
여기서 NI/L은 솔레노이드의 단위 길이당 암페어(암페어 회전) 수입니다. 모든 경우에 전류의 자기장은 이 전류에 수직으로 향하고 자기장에서 전류에 작용하는 힘은 전류와 자기장 모두에 수직입니다. 자화된 철 막대의 필드는 막대 내부의 전류가 서로 상쇄되기 때문에 자화된 막대 표면의 원자에 있는 전류에 해당하는 단위 길이당 암페어-턴 수를 갖는 긴 솔레노이드의 외부 필드와 유사합니다(그림 12). Ampere라는 이름으로 이러한 표면 전류를 Ampere라고합니다. 암페어 전류에 의해 생성된 자기장 세기 Ha는 막대 M의 단위 부피의 자기 모멘트와 같습니다.
철 막대가 솔레노이드에 삽입되면 솔레노이드 전류가 자기장 H를 생성한다는 사실 외에도 막대의 자화 재료에서 원자 쌍극자의 배열이 자화 M을 생성합니다. 이 경우 총 자속은 실제 전류와 암페어 전류의 합으로 결정되므로 B = m0(H + Ha) 또는 B = m0(H + M)입니다. M/H 비율은 자화율이라고 하며 그리스 문자 c로 표시됩니다. c는 자기장에서 자화되는 물질의 능력을 특징짓는 무차원 양입니다.
자기 특성을 나타내는 B/H 값
재료를 자기 투자율이라고 하며 ma로 표시합니다. 여기서 ma = m0m, 여기서 ma는 절대 투자율이고 m은 상대 투자율, m = 1 + c입니다. 강자성 물질에서 c 값은 최대 10 4-10 6까지 매우 큰 값을 가질 수 있습니다. 상자성 물질의 c 값은 0보다 약간 크고 반자성 물질의 경우 약간 적습니다. 진공 상태와 매우 약한 장에서만 양 c와 m이 일정하고 외부 장과 무관합니다. H에 대한 유도 B의 의존성은 일반적으로 비선형이며 그 그래프는 소위입니다. 다른 재료에 대한 자화 곡선과 다른 온도에서도 크게 다를 수 있습니다(이러한 곡선의 예는 그림 2와 3에 나와 있습니다). 물질의 자기적 특성은 매우 복잡하며 구조를 철저히 이해하려면 원자의 구조, 분자의 상호 작용, 기체의 충돌, 고체와 액체의 상호 영향에 대한 철저한 분석이 필요합니다. 액체의 자기적 특성은 여전히 가장 적게 연구되었습니다. - 강도가 Н?0.5=1.0 ME인 필드(경계는 조건부임). S.m.p.의 낮은 값은 최대 값에 해당합니다. 고정 필드의 값 = 500 kOe, 현대를 통해 액세스할 수 있습니다. 기술, 상위 필드 1 ME, 심지어 단기. 경적에 미치는 영향 ... ... 물리 백과사전
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