Фазовые переходы второго рода

ФАЗОВЫЕ ПЕРЕХОДЫ (фазовые превращения), переходы вещества из одной фазы в другую, происходящие при изменении температуры, давления или под действием каких-либо других внешних факторов,например, магнитных или электрических полей.

Фазовые переходы второго рода -- фазовые переходы, при которых вторые производные термодинамических потенциалов по давлению и температуре изменяются скачкообразно, тогда как их первые производные изменяются постепенно. Отсюда следует, в частности, что энергия и объём вещества при фазовом переходе второго рода не изменяются, но изменяются его теплоёмкость, сжимаемость, различные восприимчивости и т. д.

Фазовые переходы второго рода сопровождаются изменением симметрии вещества. Изменение симметрии может быть связано со смещением атомов определённого типа в кристаллической решётке, либо с изменением упорядоченности вещества.

В большинстве случаев, фаза, обладающая большей симметрией (т. е. включающей в себя все симметрии другой фазы), соответствует более высоким температурам, но существуют и исключения. Например, при переходе через нижнюю точку Кюри в сегнетовой соли, фаза, соответствующая меньшей температуре, обладает ромбической симметрией, в то время как фаза, соответствующая большей температуре, обладает моноклинной симметрией.

Для количественной характеристики симметрии при фазовом переходе второго рода вводится параметр порядка, принимающий отличные от нуля значения в фазе с большей симметрией, и тождественно равный нулю в неупорядоченной фазе.

Температура Кюри

температура кюри магнитный поле

Температура Кюри, -- температура фазового перехода II рода, связанного со скачкообразным изменением свойств симметрии вещества (например, магнитной -- в ферромагнетиках, электрической -- всегнетоэлектриках, кристаллохимической -- в упорядоченных сплавах). Названа по имени П. Кюри. При температуре ниже точки Кюри ферромагнетики обладают самопроизвольной (спонтанной) намагниченностью и определённой магнитно-кристаллической симметрией. В точке Кюри () интенсивность теплового движения атомов ферромагнетика оказывается достаточной для разрушения его самопроизвольной намагниченности («магнитного порядка») и изменения симметрии, в результате ферромагнетик становится парамагнетиком. Аналогично у антиферромагнетиков при (в так называемой антиферромагнитной точке Кюри или точке Нееля) происходит разрушение характерной для них магнитной структуры (магнитных подрешёток), и антиферромагнетики становятся парамагнетиками. Всегнетоэлектриках и антисегнетоэлектриках при тепловое движение атомов сводит к нулю самопроизвольную упорядоченную ориентацию электрических диполей элементарных ячеек кристаллической решётки. В упорядоченных сплавах в точке Кюри (её называют в случае сплавов также точкой Курнакова) степень дальнего порядка в расположении атомов (ионов) компонентов сплава становится равной нулю.

Таким образом, во всех случаях фазовых переходов II рода (типа точки Кюри) при в веществе происходит исчезновение того или иного вида атомного «порядка» (упорядоченной ориентации магнитных или электрических моментов, дальнего порядка в распределении атомов по узлам кристаллической решётки в сплавах и т. п.). Вблизи точки Кюри в веществе происходят специфические изменения многих физических свойств (например, теплоёмкости, магнитной восприимчивости и др.), достигающие максимума при, что обычно и используется для точного определения температуры фазового перехода.

Численные значения температуры Кюри приводятся в специальных справочниках.

Температуру Кюри можно определить по температурной зависимости намагниченности, применяя экстраполяцию крутой части зависимости к оси температур.

Поскольку измерение намагниченности образца на магнитометре происходит в довольно сильном внешнем магнитном поле, то в районе точки Кюри происходит размазывание перехода ферромагнетик-парамагнетик благодаря увеличению роста парапроцесса с ростом температуры.

Методы определения температуры Кюри

Ниже перечислены относительно простые и хорошо известные

1)по максимуму температурного коэффициента электрического сопротивления

2) по максимуму отрицательного гальваномагнитного эффекта (обусловленного пропорцеональноастью)R)

3) по исчезновению спонтанной намагниченности M(T), или по минимуму зависимости производной dM/dT

4) по обращению в нуль начальной проницаемости

5)из изотермических измерений теплоемкости Cmagn(T) в нулевом и ненулевом магнитном полях. В точке Кюри наблюдается максимум производной теплоемкости

В данной работе представлен метод определения точки Кюри, использующий эффект возрастания восприимчивости в слабых магнитных полях с ростом температуры. Поведение восприимчивости ч в районе точки Кюри описывается, согласно существующим теориям, в виде:

ч ~ г (T - TC)-1 (1)

где г может изменяться в пределах от 1,26 до 1,4, Из (1) следует, что при Т > ТС величина ч> 0. Максимум зависимости ч = ч(T) резко выражен только для чистых ферромагнитных веществ. В материалах неоднородных, содержащих структурные несовершенства, примеси, кривая ч = ч(T) имеет в районе ТС размытую форму. Для ферримагнетиков, вследствие взаимного влияния неэквивалентных магнитных подрешеток, максимум ч выражен менее отчетливо по сравнению с ферромагнетиками. В этом случае за точку Кюри целесообразно принимать температуру, соответствующую точке пересечения прямых, которые аппроксимируют восходящий и нисходящий участок на зависимости в районе ТС.

В методе Белова-Горяги используется разложение Ландау термодинамического потенциала Ц в ряд по степеням намагниченности с соответствующим коэффициентом при каждой степени.

В состояние термодинамического равновесия

Используются приведённые значения

Где M0 намагниченность насыщения, TC температура Кюри соотношение (2) преобразуется к виду

Коэффициенты в правой части соотношения (3) являются функциями приведенной температуры и раскладываются в ряд Тейлора в окрестности температуры Кюри, то есть при ф=1.

Коэффициент a может быть определен из изотермических полевых зависимостей намагниченности, и, так как при T ? TC a=0, данное свойство может быть использовано для определения температуры Кюри.

(температура Кюри) (q или Тс), темп-pa фазового перехода II рода, характеризующегося непрерывным изменением состояния в-ва с приближением к точке фазового перехода и приобретением качественно нового св-ва в этой точке. Назв. по имени П. Кюри, подробно изучившего этот переход у ферромагнетиков. При темп-ре Т ниже К. т. Тс ферромагнетики обладают самопроизвольной (спонтанной) намагниченностью (Js) и определённой магнитно-крист. симметрией. При нагреве ферромагнетика и приближении к К. т. усиливающееся тепловое движение атомов «расшатывает» существующий магн. порядок- одинаковую ориентацию магн. моментов атомов. Для количеств. хар-ки изменения магн. упорядоченности вводят т. н. параметр порядка h, за к-рый можно принять в случае ферромагнетиков их намагниченность. При Т®Тс параметр порядка h®0, а в К. т. самопроизвольная намагниченность ферромагнетиков исчезает (h= 0), ферромагнетики становятся парамагнетиками. Аналогично у антиферромагнетиков при Т= Тс (в т. н. антиферромагнитной К. т., или Нееля точке) происходит разрушение характерной для них магнитной структуры атомной (магн. подрешёток), и антиферромагнетики также становятся парамагнетиками. В сегнетоэлектриках при Т=Тс тепловое движение атомов сводит к нулю самопроизвольную упорядоченную ориентацию электрич. диполей элем. ячеек крист. решётки. В упорядоченных сплавах в К. т. (в точке Курнакова) исчезает дальний порядок в расположении атомов (ионов) компонентов сплава (см.ДАЛЬНИЙ И БЛИЖНИЙ ПОРЯДОК). Вблизи К. т. в в-ве происходят специфич. изменения многих физ. св-в (напр., теплоёмкости, магн. восприимчивости), достигающие максимума при Т=Тс (см.) (см. Критические явления), что обычно и используется для точного определения темп-ры фазового перехода. Значения К. т. для разл. в-в приведены в ст. (см. АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ, ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКИ).

Физический энциклопедический словарь. - М.: Советская энциклопедия .Главный редактор А. М. Прохоров .1983 .

КЮРИ ТОЧКА

(температура Кюри, Т с )в общетермодинамическом понимании - точка на кривой фазовых переходов 2-го рода, связанных с возникновением (разрушением) упорядоченного состояния в твёрдых телах при изменении темп-ры, но при заданных значениях др. термодинамич. параметров (давления Р, магн. поля Н , электрич. поля Е и т. д.).

Чаще этот термин применяют только к переходам в магнитоупорядоченное (ферро- и ферримагнитное) и в сегнетоэлектрическое состояния. Фазовый переход из ферромагн. состояния в парамагнитное (неупорядоченное) впервые наблюдал П. Кюри в 1895. В К. т. скачком изменяется симметрия кристаллич. вещества (см. Симметрия кристаллов, Магнитная симметрия). В случае переходов ферромагнетик - парамагнетик и сегнетоэлектрик - параэлектрик К. т. является изолиров. точкой на фазовой диаграмме в координатах Я (или Е) - Т, т. к. с точки зрения симметрии состояние ферромагнетика (сегнетоэлектрика) в поле H (или Е), направленном вдоль оси лёгкого намагничивания, не отличается от состояния парамагнетика в том же поле. Этим переход в ферро- и ферримагн. состояния отличается от перехода в антиферромагн. состояние. В последнем случае и в магн. поле происходит скачкообразное изменение симметрии. Антиферромагн. К. т. наз. Нееля точкой. Для всех магнитных фазовых переходов характерно, что при Т>Т c вещество находится в парамагн. состоянии. Ниже К. т.- в магнитоупорядоченном состоянии, к-рое сохраняется до T = 0К, хотя в интервале темп-р возможны переходы из одного магнитоупорядоченного состояния в другое.

У сегнетоэлектриков могут существовать две К. т.: Т С 1 и Т С 2. При Т>Т С 1 вещество является параэлектриком. При охлаждении до Т С 1 наступает переход в упорядоченное сегнетоэлектрич. состояние, а ниже T C 2 возникает вновь параэлектрич. состояние.

В упорядочивающихся сплавах с охлаждением до К. т. (к-рая в случае сплавов носит также назв. точки Курнакова) атомы начинают располагаться упорядоченно - по узлам кристаллич. решётки сплава (возникают зародыши упорядоченной фазы).

Во всех перечисленных случаях перехода в упорядоченное состояние последнее можно описать параметром порядка (спонтанной намагниченностью в ферромагнетиках, намагниченностью магнитных подрешеток в антиферромагнетиках, спонтанной поляризацией в сегнетоэлектриках, долей упорядочившихся атомов в сплавах). При Т>Т С h 0, при Т Т c с понижением темп-ры начинается рост , к-рый может быть описан законом , где = ( Т-Т С)/Т С, а - критический показатель (см. Критические явления).

Ферромагнетики – вещества, которые ниже определенной температуры (точки Кюри) обладают самопроизвольной намагниченностью, в отсутствии внешнего магнитного поля (х>1, при небольших t° обладает самопроизвольной намагниченностью, которая сильно изменяется под действием внешних сил, характерен гистерезис).

Магнитный гистерезис – отставание магнитной индукции от внешнего намагничивающего поля, обусловлено тем, что магнитная индукция зависит от ее предыдущего значения. Следствие необратимости процессов намагничивания.

Домен – макроскопическая область в магнитном кристалле, в которой ориентация вектора, спонтанной однородной намагниченности (при t° ниже точки Кюри) определенным образом повернута или сдвинута относительно направлений соответствующего вектора в соседних доменах.

Точка Кюри – температура фазового перехода II рода, связанного со скачкообразным изменением свойств симметрии вещества (в ферромагнетиках - магнитной).

У ферромагнетиков в силу большого параметра кристаллической решетки, в состоянии с сильным перекрыванием волновых функций электронов с антипараллельными спинами возникает энергия электростатического отталкивания, которая значительно увеличивает энергию системы в противовес минимуму энергии при выдавливании волновых функций электронов в отдельные состояния при параллельной ориентации спинов.

Свободные затухающие электромагнитные колебания.

Затухающие колебания – колебания, энергия кот. уменьшается с течением времени.

Характеризуются тем, что амплитуда колебаний А явл. убывающей функцией. Обычно затухание происходит под действием сил сопротивления среды, наиболее часто выражаемых линейной зависимостью от скорости колебаний или её квадрата.

–амплитудное значениезарядов в момент времени t = 0

45. Энерегетический колебательный контру. Свободные незатухающие электромагнитные колебания .

Электромагн. колебания – периодически изменяющиеся со временем электрические и магнитные величины в эл.цепи.

Идеальный колебательный контур – электр. цепь, состоит из катушки индуктивностью L и конденсатора емкостью С. (В реальном контуре присутствует сопротивление R). Электрическое сопротивление идеального контура = 0.

Свободные электромагнитные колебания в контуре – периодическое изменение заряда на обмотках конденсатора, силы тока и напр-я в контуре происходит без потребления энергии от внешних источников.

Т.о. возникновение свободных электромагнитных колебаний в контуре обусловлено перезарядкой конденсатора и возникновением ЭДС самоиндукции в катушке, которая обеспечивает это «перезарядку». Колебания происходят по гармонич. закону.

существуют сильномагнитные вещества - ферромагнетики - вещества, обладающие спонтанной намагниченностью, т. е. они намагниче­ны даже при отсутствии внешнего магнитного поля. К ферромагнетикам кроме основ­ного их представителя - железа (от него и идет название «ферромагнетизм») - от­носятся, например, кобальт, никель, гадолиний, их сплавы и соединения.

Ферромагнетики помимо способности сильно намагничиваться обладают еще и другими свойствами, существенно отличающими их от диа- и парамагнетиков. Если для слабомагнитных веществ зависимость J от Н линейна, то для ферромагнетиков эта зависимость, является довольно сложной. По мере возрастания Н намагниченность J сначала растет быстро, затем медленнее и, наконец, достигается так называемоемагнитное насыщение J нас, уже не зависящее от напряженности поля. Подобный характер зависимости J от Н можно объяснить тем, что по мере увеличения намагничивающего поля увеличивает­ся степень ориентации молекулярных магнитных моментов по полю, однако этот процесс начнет замедляться, когда остается все меньше и меньше неориентированных моментов, и, наконец, когда все моменты будут ориентированы по полю, дальнейшее увеличение J прекращается и наступает магнитное насыщение.

Магнитная индукция B = m 0 (H+J ) в слабых полях растет быстро с ростом H вследствие увеличения J , а в сильных полях, поскольку второе слагаемое постоянно (J=J нас), В растет с увеличением Н по линейному закону.

Существенная особенность ферромагнетиков - не только большие значения m (на­пример, для железа - 5000, для сплава супермаллоя - 800 000!), но и зависимость m от Н . Вначале m растет с увеличением Н, затем, достигая максимума, начинает уменьшаться, стремясь в случае сильных полей к 1 (m = B /(m 0 H ) = 1 + J/H, поэтому при J = J нас = const с ростом Н отношение J/H ® 0, m ®1).

Характерная особенность ферромагнетиков состоит также в том, что для них зависимость J от H (а следовательно, и В от Н ) определяется предысторией намагниче­ния ферромагнетика. Это явление получило название магнитного гистерезиса . Если намагнитить ферромагнетик до насыщения, а затем начать умень­шать напряженность Н намагничивающего поля, то, как показывает опыт, умень­шение J. При Н = 0 J отличается от нуля, т. е. в ферромагнетике наблюдается остаточное намагничение J ос. С наличием остаточного намагничения связано существованиепостоянных магнитов. Намагничение обращается в нуль под действием поля Н с, имеющего направление, противоположное полю, вызвавшему намагничение. Напряженность Н с называется коэрцитивной силой .

При дальнейшем увеличении противоположного поля ферромагнетик перемагничивается, и при Н = –H нас достигается насыщение. Затем фер­ромагнетик можно опять размагнитить и вновь перемагнитить до насыщения

Таким образом, при действии на ферромагнетик переменного магнитного поля намагниченность J изменяется в соответствии с кривой, которая называетсяпетлей гистерезиса (от греч. «запаздывание»). Гистерезис приводит к тому, что намагничение ферромагнетика не является однозначной функцией Н, т.е. одному и тому же значению Н соответствует несколько значений J.

Различные ферромагнетики дают разные гистерезисные петли. Ферромагнетики с малой (в пределах от нескольких тысячных до 1-2 А/см) коэрцитивной силой Нс (с узкой петлей гистерезиса) называются мягкими , с большой (от нескольких десятков до нескольких тысяч ампер на сантиметр) коэрцитивной силой (с широкой петлей гистерезиса) - жесткими . Величины Нс, J ос и m max определяют применимость фер­ромагнетиков для тех или иных практических целей. Taк, жесткие ферромагнетики (например, углеродистые и вольфрамовые стали) применяются для изготовления постоянных магнитов, а мягкие (например, мягкое железо, сплав железа с нике­лем) - для изготовления сердечников трансформаторов.

Ферромагнетики обладают еще одной существенной особенностью: для каждого ферромагнетика имеется определенная температура, называемая точкой Кюри , при которой он теряет свои магнитные свойства. При нагревании образца выше точки Кюри ферромагнетик превращается в обычный парамагнетик. Переход вещества из ферромагнитного состояния в парамагнитное, происходящий в точке Кюри, не со­провождается поглощением или выделением теплоты, т.е. в точке Кюри происходит фазовый переход II рода (см. § 75).

Наконец, процесс намагничения ферромагнетиков сопровождается изменением его линейных размеров и объема. Это явление получило название магнитострикции

Природа ферромагнетизма

Рассматривая магнитные свойства ферромагнетиков, мы не вскрывали физическую природу этого явления.

Согласно представлениям Вейсса, ферромагнетики при температурах ниже точки Кюри обладают спонтанной намагниченностью независимо от наличия внешнего намагничивающего поля. Спонтанное намагничение, однако, находится в кажущемся противоречии с тем, что многие ферромагнитные материалы даже при температурах ниже точки Кюри не намагничены. Для устранения этого противоречия Вейсс ввел гипотезу, согласно которой ферромагнетик ниже точки Кюри разбивается на большое число малых макроскопических областей - доменов , самопроизвольно намагниченных до насыщения.

При отсутствии внешнего магнитного поля магнитные моменты отдельных до­менов ориентированы хаотически и компенсируют друг друга, поэтому результиру­ющий магнитный момент ферромагнетика равен нулю и ферромагнетик не намаг­ничен. Внешнее магнитное поле ориентирует по полю магнитные моменты не отдель­ных атомов, как это имеет место в случае парамагнетиков, а целых областей спонтан­ной намагниченности. Поэтому с ростом Н намагниченность J и магнит­ная индукции В уже в довольно слабых полях растут очень быстро. Этим объясняется также увеличение m ферромагнетиков до максимального значения в слабых полях. Эксперименты показали, что зависимость B от H не является такой плавной, а имеет ступенчатый вид. Это свидетельствует о том, что внутри ферромагнетика домены поворачиваются по полю скачком.

При ослаблении внешнего магнитного поля до нуля ферромагнетики сохраняют остаточное намагничение, так как тепловое движение не в состоянии быстро дезориен­тировать магнитные моменты столь крупных образований, какими являются домены. Поэтому и наблюдается явление магнитного гистерезиса. Для того чтобы ферромагнетик размагнитить, необходимо приложить коэрцитивную силу; размаг­ничиванию способствуют также встряхивание и нагревание ферромагнетика. Точка Кюри оказывается той температурой, выше которой происходит разрушение доменной структуры.

Существование доменов в ферромагнетиках доказано экспериментально. Прямым экспериментальным методом их наблюдения является метод порошковых фигур . На тщательно отполированную поверхность ферромагнетика наносится водная суспензия мелкого ферромагнитного порошка (например, магнетита). Частицы оседают преиму­щественно в местах максимальной неоднородности магнитного поля, т. е. на границах между доменами. Поэтому осевший порошок очерчивает границы доменов и подобную картину можно сфотографировать под микроскопом. Линейные размеры доменов оказались равными 10 –4 - 10 –2 см.

В настоящее время установлено, что магнитные свойства ферромагнетиков определяются спиновыми магнитными моментами элект­ронов (прямым экспериментальным указанием этого служит опыт Эйнштейна. Установлено также, что ферромагнитными свойствами могут обладать только кристаллические вещества, в атомах которых имеются недостроен­ные внутренние электронные оболочки с нескомпенсированными спинами. В подо­бных кристаллах могут возникать силы, которые вынуждают спиновые магнитные моменты электронов ориентироваться параллельно друг другу, что и приводит к возникновению областей спонтанного намагничения. Эти силы, называемые обменными силами, имеют квантовую природу - они обусловлены волновыми свойствами электронов.

Похожая информация.

Переход железа из ферромагнитного состояния в парамагнитное

Переход железа из ферромагнитного состояния в парамагнитное легко можно продемонстрировать с помощью самых простых средств. Я взял немного свернутой железной проволоки толщиной около миллиметра (такой проволокой фиксируют пробки бутылок с шампанским) и привязал ее с помощью длинного отрезка очень тонкой медной проволоки к горлышку бутылки. Сбоку закрепил магнит, вынутый из старого радиоприемника.

Необходимо было так разместить железную проволоку возле магнита, чтобы она "зависла в воздухе": с одной стороны ее притягивает магнит, но медная проволочка не дает железу приблизиться. После этого я отдалил железную проволочку от магнита так, чтобы она еще висела в воздухе, но была на грани падения.

Описанные манипуляции проводить было непросто: лишний раз убеждаешься, что магнитное поле дает сильное притяжение, но с расстоянием оно быстро ослабевает. Стоит сместить железную проволоку чуть ближе - и она намертво пристанет к магниту, чуть дальше - и она упадет под действием собственного веса.

Магнетизм - это вам не гравитация. С одной стороны, гравитационные силы слабые: вы можете поднять камень, который притягивает вся Земля - огромная планета. Но с другой стороны, от земного притяжения вы никуда не денетесь - даже на Луне: с расстоянием гравитационная сила убывает гораздо медленнее, чем магнетизм.

Вспоминается случай, описанный в книге Удивительная физика .

"...появился фантастический проект по спасению кораблей от пушечных ядер противника. Идея состояла в том, чтобы на корабле установить навстречу противнику мощные магниты, покрытые толстой броней. Ядра неприятеля должны были притягиваться близлежащим магнитом, сворачивать в его сторону и разбиваться о прочную броню. Остальные части корабля можно было бы оставить незащищенными.

В принципе все было верно, кроме того, что даже самый мощный из магнитов не может действовать на большом расстоянии. Представим себе, что мы имеем магнит, способный притянуть 10 т железа на расстоянии в 1 см. Это очень сильный магнит. Так вот, если мы отодвинем полезный предмет еще на 1 см, то сила притяжения упадет в 8 раз! На расстоянии в 1 м сила притяжения упадет в 1 000 000 раз, и ни о каком притягивании ядер не может быть и речи.

Но в прошлом веке еще не умели рассчитывать силы магнитов, и такой магнит-броня все-таки был построен в 1887 г. Этот магнит притягивал стальную плиту так, что для отрыва ее нужна была сила в 10 т. Четыре 120-килограммовых ядра висели одно за другим на полюсе магнита. Но за 2 м от магнита люди, имевшие стальные предметы в карманах, лишь едва чувствовали действие магнита. О притяжении ядер неприятеля нечего было и думать. Правда, на стрелку компаса такой магнит действовал за 10 км. "

Теперь приступим к эксперименту. Свернутая железная проволока "зависла " возле магнита: ферромагнетик притягивается к магнитному полю и стремится приблизиться к магниту. От этого его удерживает только медная проволока. А что случится, если ферромагнетик превратится в парамагнетик? Я взял горелку и направил пламя на железную проволоку (стараясь при этом не задевать пламенем магнит). Проволока раскалилась до красного свечения (частично - до желтого), начала медленно отдаляться от магнита - "провисать" и, наконец, упала. После охлаждения проволока снова стала притягиваться к магниту и опыт можно было повторять много раз.

При нагревании проволоки железо достигло температуры Кюри и стало парамагнетиком. Притяжение к магниту сохранилось, но резко ослабло - в результате проволока упала под действием собственного веса. Когда проволока вышла за пределы пламени, она быстро остыла и опять стала ферромагнетиком: она притянулась бы к магниту снова, если бы не отдалилась от него при падении.

Но, возможно, нагрев тут не при чем: поток газов из горелки просто "сдул" проволоку? Провел контрольный опыт: подачу газа открыл на максимум, но пламени зажигать не стал. Когда направил поток на проволочку, "зависшую" возле магнита, это не произвело на нее никакого впечатления.

Напомню, что для железа температура Кюри равна 770°С - с практической точки зрения это немало. Именно поэтому для опыта была выбрана легкая железная проволока - более массивный предмет нагреть до точки Кюри было бы сложнее. Даже в случае проволоки лишь часть ее достигло точки Кюри, но этого вполне достаточно - главное греть пламенем именно те участки проволоки, которые ближе всего к магниту (вспомните, что магнитные силы короткодействующие: притяжения дальних участков проволоки к магниту недостаточного для того, чтобы удержать ее в воздухе). В любом случае нужна хорошая горелка со сравнительно узким пламенем.

_______________________________________________