При намагничивании магнетика расположение молекулярных токов становится частично или полностью упорядоченным. Поэтому намагниченный магнетик можно представить как систему мельчайших ориентированных токов (см. рисунок 1). Эти токи образуют некоторый поверхностный ток, который и придает магнетику его магнитные свойства. Такую гипотезу выдвинул Ампер.
Вещества, способные намагничиваться весьма сильно, получили название ферромагнетиков. Магнитная восприимчивость $\mu$ большинства ферромагнетиков при обычных температурах измеряется сотнями и тысячами.
Среди простых веществ самыми сильными ферромагнитными свойствами обладают металлы железо, кобальт и никель.
$$Электрическое~поле$$ $$Магнитное~поле$$ Электрическая постоянная $\varepsilon_{0} \approx 8.85 \cdot 10^{-12}~{Ф}/{м}$ Магнитная постоянная $\mu_{0} \approx 1.26 \cdot 10^{-6} ~{Н}/{А^{2}}$ Диэлектрическая проницаемость $\varepsilon$ Магнитная восприимчивость $\mu$ Напряженность $\vec{E}$ Напряженность $\vec{H}$ Индукция $\vec{D}$ Индукция $\vec{B}$ Поляризация $\vec{P}$ Намагниченность $\vec{M}$ $\vec{D}=\varepsilon_{0} \vec{E}+\vec{P}$ $\vec{B}=\mu_{0}(\vec{H}+\vec{M})$ $$Для~~изотропных~ сред$$ $\vec{D}=\varepsilon_{0} \varepsilon \vec{E}$ $\vec{B}=\mu_{0} \mu \vec{H}$ $$Теорема~о~циркуляции$$ $\sum_{K}(\vec{E}, {\Delta\vec l})=0$,
где $K$ – произвольный замкнутый контур$\sum_{K}(\vec{B}, {\Delta\vec l})=\mu_{0} \mu I$,
где $K$ – произвольный замкнутый контур,
$I$ - алгебраическая сумма всех токов, охваченных контуром $K$$$Теорема~Гаусса$$ $\sum_{\Pi}(\vec{E}, {\Delta\vec S})=\dfrac{q}{\varepsilon_{0} \varepsilon}$
где $\Pi$ – произвольная замкнутая поверхность,
$q$ – суммарный заряд, находящийся внутри поверхности $\Pi$$\sum_{\Pi}(\vec{B}, {\Delta\vec S})=0$
где $\Pi$ – произвольная замкнутая поверхность$$Силовое~взаимодействие$$ $\vec{F}=q_{e} \vec{E}$ $\vec{F}=q_{m} \vec{H}$
где $q_{m}$ – магнитный заряд (см. пункт 4 введения)$$Закон~Кулона$$ $F=\frac{1}{4 \pi \varepsilon_{0}} \dfrac{q_{1, e} q_{2, e}}{r^{2}}$ $F=\dfrac{1}{4 \pi \mu_{0}} \dfrac{q_{1, m} q_{2, m}}{r^{2}}$
В точке $A$ при $H=H_{s}$ магнитная индукция образца достигнет индукции насыщения $B_{s}$. Это состояние образца характеризуется тем, что все молекулярные токи в нем ориентированы, поэтому при последующем увеличении напряженности по участку $A Б$ индукция практически не увеличивается.
При уменьшении напряженности поля $H$ от точки $Б$ магнитная индукция образца уменьшается по кривой $Б A B_{r}$, и при $H=0$ индукция поля в образце будет отлична от нуля. Эта индукция называется остаточной и обозначается $B_{r}$. Остаточная индукция обусловлена тем, что при размагничивании молекулярные токи «не успевают» вернуться в положение, при котором они компенсируют друг друга, в результате чего остается некоторая намагниченность образца, направленная так же, как и при насыщении.
Для достижения полного размагничивания образца его необходимо поместить в противоположное по знаку поле определенной напряженности. Напряженность такого поля называется коэрицитивной силой $H_{c}$. При дальнейшем усилении отрицательного поля магнитная индукция тоже становится отрицательной и в точке $A^{\prime}$ при $H=-H_{s}$ достигает значения индукции насыщения $-B_{s}$. Значение напряженности $H_{s}$ называется напряженностью насыщения.
При изменении напряженности поля $H$ на участке $\left.D^{\prime}\left(-B_{r}\right) A\right)$ кривая перемагничивания опишет петлю, называемую петлей магнитного гистерезиса. Петля гистерезиса, рассмотренная нами, является предельной, то есть при перемагничивании образца достигается индукция насыщения $B_{s}$. Любая петля, которая расположена между значениями напряженности поля $-H_{0}$ и $H_{0}$, где $H_{0} < H_{s}$, не является предельной (все внутренние петли на рисунке 2).
Сходство законов, описывающих электрическое и магнитное взаимодействия, может натолкнуть на мысль о существовании магнитных зарядов. Действительно, раньше взаимодействие магнитов объясняли и описывали с помощью представления о существовании магнитных полюсов (двух зарядов): «северного» и «южного». Исторически именно для этого взаимодействия полюсов магнитов был установлен закон обратных квадратов, или закон Кулона, а затем уже такой закон был установлен и для электрических зарядов.
Однако способ описания взаимодействия магнитов с помощью магнитных зарядов широко не применяется. Связано это с тем, что в природе до сих пор экспериментально не обнаружили магнитные заряды. Тем не менее, в некоторых случаях для вычисления магнитных полей, сил взаимодействия магнитов или моментов сил весьма удобно пользоваться такими зарядами.
Простейшим примером электрического диполя является система из двух зарядов $+q_{e}$ и $-q_{e}$, которые расположены на некотором расстоянии друг от друга. Используя способ описания магнитного взаимодействия с помощью магнитных зарядов, можно и магнитный диполь представить в виде двух магнитных зарядов $q_{m}$ и $-q_{m}$, расположенных на некотором расстоянии друг от друга.
Хорошим примером магнитного диполя может служить длинный соленоид (его длина во много раз больше диаметра сечения), «магнитные заряды» которого находятся на торцах и соединены своеобразной перемычкой или «пуповиной» (см. рисунок 3).
При этом сила, действующая на соответствующий магнитный заряд $q_{m}$, находящийся во внешнем однородном магнитном поле с напряженностью $\vec{H}$, равна $\vec{F}=q_{m} \vec{H}$. Эта формула является полным аналогом соответствующей формулы для силы, действующей на электрический заряд $q_{e}$, находящийся в электрическом поле с напряженностью $\vec{E}: \vec{F}=q_{e} \vec{E}$.
Электрический заряд $q_{e}$ равен потоку вектора индукции $\vec{D}$ электрического поля через поверхность $\Pi$, охватывающую этот заряд: $q_{e}=\sum_{\Pi}(\vec{D}, {\Delta \vec S})$. И то же самое можно сказать в отношении магнитного заряда $q_{m}$, находящегося на торце длинного соленоида. Его величина равна потоку вектора индукции магнитного поля $B$, который сначала по «пуповине» приходит к торцу соленоида, а затем «разбегается» от этого торца по всем направлениям в пространстве. На большом расстоянии $r$ от торца длинного соленоида этот поток можно считать равным $\Phi=B(r) \cdot 4 \pi r^{2}$.
Подвешенный соленоид должен находиться как можно ближе к полу. На схеме соленоиды подключены к источнику питания последовательно (в них текут одинаковые токи).