Chap9材料的磁性能课件.ppt

不但Mr减少，而且Hc也随之减少。照此下去，当H1→0时，回线变为通过O点的可逆曲线。当H=0时，铁磁体则完全退磁，这就提供了一种有效的技术退磁方法。 如果以感应强度B为纵坐标，以H为横坐标作磁化曲线和磁滞回线，则其形状略有不同。相应于饱和磁化强度Ms的是饱和磁感强度Br，两者之间有如下关系： Bs=μ0Ms Br=μ0Mr 以上所谈是在一定温度下的磁化曲线（等温磁化曲线）。在不同温度下铁磁体的磁化曲线是不同的。随着温度的升高，饱和磁化强度Ms逐渐降低，达到某一温度时，磁化曲线变为一条直线，此时铁磁性消失了，变为顺磁性。这一转变温度称为该铁磁物质的居里温度。 4) 饱和磁化强度和温度的关系。 5 )大多数铁磁性物质具有一定的晶体结构并存在磁晶各向异性。 在对铁磁体单晶体作磁性测量时发现，当磁场力加在不同晶轴方向时，磁化曲线的形状不同，在某些晶轴方向晶体易磁化，在另一些方向则不易磁化，这种现象称为磁晶各向异性。磁晶各向异性强弱由磁晶各项异性常数决定，磁晶各向异性常数是影响 M Tc T O 随温度的提高，饱和磁化强 度减小，如右图所示。当温 度升高时，最初变化缓慢， 不久就降低很快，最后于横 相接近将曲线末延长，于横 轴相交，相交点为居里点T Tc 磁性材料磁导率，剩余磁化强度和矫顽力的重要因素，也是表征铁磁性物质的重要参量。 6 )存在磁性伸缩。铁磁性物质在磁化过程中，伴随磁化状态的变化产生的长度和体积的变化，称之为磁性伸缩，其中长度的变化称为线磁致伸缩。线磁致伸缩的大小用伸缩系数表示。随磁场强度的增加而发生变化，最后趋于一个稳定值，被称为铁磁物质的饱和磁致伸缩系数,用λS表示。 铁磁性物质的理论 两个假设： 一 分子场假设：铁磁性物质内部存在着强大的“分子场”，因此即时无外加磁场，其内部各区域也已自发的被磁化。外磁场的作用是把各区域的方向调整到外磁场的方向。因此在较弱磁场下即可达到磁化饱和。 二 磁畴假设：铁磁体内部的自发磁化分为若干区域（磁畴）。每个区域都自发磁化到饱和。未加磁场时，各区域磁场的方向紊乱分布，相互抵消，所以宏观上不显示磁性。 自发磁性的形成 用分子场假说说明自发磁性的形成。 在铁磁体内部存在分子场，分子场Hm的大小与铁磁体内磁化强度M成正比，即： Hm=WM W为分子场系数。当外磁场为H时铁磁体内原子磁矩实际受到的磁场为H+WM。借助朗之万顺磁理论(取CGS单位制) 式中BJ(a)为布里渊函数，其形式为：联合上面三个方程，可以求出在一定磁场和温度下的磁化强度；如令外磁场H=0，可以求出在一定温度下的自发磁化强度并可算出居里温度；在高温下，可导出居里-外斯定律。  自旋波理论 当温度升高时，由于热激活使一部分原子的电子自旋反向，这种反向的自旋不是固定在某个或某几个原子上而是以波的形式在整个铁磁晶体中传播，即所谓的自旋波。 自旋波的概念最初是布洛赫从理论上推出的，从这一理论出发可计算出低温下自发磁化强度随温度变化的T3/2定律，与实验符合。 自旋波是一种自旋模式，它客观的存在与铁磁系统中，不仅对Ms-T关系做出贡献，而且对铁磁材料的微波磁性影响也很大。 能带理论 集体电子的能带论模型能够解释3d过渡金属原子磁矩表现为分数的事实。集体电子论认为，过渡金属中的磁电子在原子间是扩展的，但并不同于自由电子，它们只能在各原子的d轨道上依次巡游，形成一窄能带，而4s电子是自由的在晶格中游动，其总能量就是动能。随着原子间距离的增加，3d层和4s层的能带宽度渐减，最后接近一个单能级。两能带中有一部分面积重叠，这表明3d层和4s层电子式可以互相转移的。 ９.７反铁磁性 当交换积分A0时，则原子磁矩取反向平行排列，能量最低。若相邻原子磁矩相等，由于原子磁矩反平行排列，原子磁矩相互抵消，使自发磁化强度等于零，这样一种特性 称为反铁磁性。 常见的反铁磁性物质有：纯金属有α－ Mn、Cr、金属氧化物如Mno、Cuo、NiO等。 　 反铁磁性主要特征： 1.反铁磁性材料物质存在一相变温度，叫做奈耳温度，以TN表示。当T＞ TN时，反铁磁性材料物质表现出顺磁性类似的行为；当T＜ TN时，其磁化率反而随温度下降而减少，在T= TN时，其磁化率为最大值。整个来看，反铁磁性物质的磁化率随温度沿一特殊路径变化。如图示出MnO的这一特性，它是 　典型的反铁磁性物质。 2.反铁磁性材料物质的原子磁矩呈有序性排列。 反铁磁性物质的分子场理论 前面我们将铁磁性物质