e磁性物理的基础-磁畴与技术磁化07.ppt

磁畴与技术磁化 E 磁性物理的基础 一 退磁场 铁磁体在外磁场H中的能量 单位体积 I为铁磁体的磁化强度 当铁磁体由于磁化 在表面具有面磁极 荷 或体磁极 荷 时 在铁磁体内将产生与磁化强度方向相反的退磁场Hd 如果磁化均匀 则退磁场也是均匀磁场 且与磁化强度成比例而方向相反 因此 N称为退磁因子 对于形状规则的样品 N由样品的几何形状和大小来决定 对于一个椭球样品 在直角坐标系中 磁化强度在三个轴方向上的分量为Ix Iy Iz 则退磁因子N为 Hdx NxIx Hdy NyIy Hdz NzIz Nx Ny Nz 1 4 CGS 对于球形样品 a b c Nx Ny Nz N0 1 3 4 3 对于长园柱样品 a b c Nx 0 Ny Nz 1 2 2 对于极薄园盘样品 a b c Ny Nz 0 Nx 1 4 退磁因子的计算 1 沿长轴方向磁化的旋转椭球 K是上长度与直径之比 2 k 1的情况 相当于一个细棒 3 近于园盘形状的扁园形椭球 K是直径对厚度的比 磁化曲线的退磁场校正 当测量的磁化强度随外磁场的变化 如图虚线所示 实线为真实的磁化曲线 因为作用在样品中的磁场是有效场 而不是外加磁场 有效场为 例如 磁化一个矫顽力Hc 2Am 1 0 025Oe 的坡莫合金小球到饱和 坡莫合金的饱和磁化强度Is 1 16T 退磁场的饱和值 最大值 因而要使坡莫小球饱和 必须加的外磁场Hex Hd 相当于矫顽力Hc的105倍 空腔内的磁场 空腔表面自由磁极产生的磁场为 N为与空腔形状相同的退磁因子 对球空腔 对空腔内的磁场方向与磁化强度方向相同 称为罗伦兹场 Lorentz 退磁能 举平行反向的磁化区域 下端至无限 为例耒计算退磁场能 由图可见 在上端XY表面上的磁极分布表示为 当2md x 2m 1 d时 表面磁极密度 Is m为整数 当 2m 1 d x 2m 2 d 表面磁极密度为 Is 设静磁势为 x y 在z 0的区域 x y 适合拉普拉斯方程 依据边界条件可得到 解拉普拉斯方程 求得 为 在XY平面的每单位面积下的静磁能为 n为奇数 在铁磁体中 交换作用使晶体自发磁化 磁化强度的方向沿着晶体内的易磁化轴 这样就使铁磁晶体内交换作用能和磁晶各向异性能都达到极小值 但因晶体有一定的大小与形状 整个晶体均匀磁化的结果 必然产生磁极 磁极的退磁场增加了退磁能 1 2 NIS2 二 磁畴的形成 例如对一个单轴各向异性的钴单晶 a 图是整个晶体均匀磁化 退磁场能最大 如果设Is 103高斯 则退磁能 106尔格 厘米3 从能量的覌点出发 分为两个或四个平行反向的自发磁化的区域 b C 可以大大减少退磁能 如果分为n个区域 即n个磁畴 能量约可减少1 n 但是两个相邻的磁畴间的畴壁的存在 又增加了一部分畴壁能 因此自发磁化区域 磁畴 的形成不可能是无限的 而是畴壁能与退磁场能的和为极小值为条件 形成如图d e的封闭畴将进一步降低退磁能 但是封闭畴中的磁化强度方向垂直单轴各向异性方向 因此将增加各向异性能 单轴晶体内磁畴的形成 磁畴宽度 D 对单轴晶体的磁畴结构的估算 设畴宽为D 晶体长度为L 为每单位面积的畴壁能 对于上 下每单位表面而言 晶体内部的畴壁面积共为L D 1 D为单位宽度上有多少畴壁 故其畴壁能为 L D 上下两端的各磁极而产生的退磁能为1 71Is2D 磁畴的分布决定于能量极小值条件 即 故 磁畴宽度 对铁而言 2尔格 厘米2 Is 1700高斯 当L 1厘米时 D 10 3厘米 畴壁能与退磁能的平衡 有450封闭畴时 如图c 虽然表面没有磁极 没有退能 但增加各向异性能 上下两端每单位表面积内闭合磁畴的体积为D 2 故各向异性能为K1 D 2 设L 1厘米 将铁的各值代入 D 10 3厘米 对立方晶系 450封闭畴内磁化强度与易轴平行 各向异性能为零 此时是自发磁化引起的形变产生的磁弹性能 其中exx 100 畴壁能与磁晶各向异性能的平衡 畴壁能与磁弹性能的平衡 畴壁能 和畴壁宽度 相邻的两个磁畴内的磁化强度方向常常是反平行或相互垂直 称为1800畴壁和900畴壁 在畴壁中磁化矢量是逐步转变的 举1800畴壁为例 看畴壁的厚度和畴壁能 畴壁内主要考虑交换能与各向异性能的平衡 下面计算均按单位面积计 J交换积分 ij为原子i和j自旋方向的夾角 设畴壁厚度为N 1个原子间距 则交换能的面密度为 a为晶格常数 0为两畴内磁化强度间的夹角 磁晶各向异性能密度为 畴壁能密度为 Na 为畴壁厚度 交换作用能 磁晶各向异性能 求能量极小值的条件 对于铁的1800畴壁 0 1800 得到 对铁而言 尔格 厘米2 由表中看到 畴壁厚度 得到 A1是交换劲度常数A1 nJS2 a a 2 8662 畴壁能 晶格常数 居里温度 f与交换积分J的关系 根据铁磁性分子场理论居里温度可表示为 一对自旋Si和Sj之间的交换能为 J 0为铁磁性 对于z个近邻原子 是z个的平均值 外斯Weiss分子场 Si受到的静磁能 当两个能量Ee Em相等时 代入分子场系数w 因此只要知道交换积分J和磁晶各向异性常数K就可以得到畴壁能和磁畴宽度 对特殊晶格 外斯Weiss详细计算 Z为近邻原子数 简单立方 S 1 2 体心立方 S 1 2 S 1 得到 交换积分与交换劲度常数的关系 a是晶格常数 n单胞中的原子数 由上公式计算结果 坡尔兹曼常数k 1 38x10 23J K 1 1 38x10 16ergK 1 对铁 外斯理论 用统计理论计算居里温度与交换积分J的关系 交换作用是短程作用 在温度接近居里温度时整个自旋系统的平行排列被大大地搅乱 但近邻自旋仍趋向于保持平行排列 这样就形成自旋团簇 借助于统计力学 采用与外斯理论类似的方法处理自旋团簇 这个处理短程序的近似方法称为贝斯 皮埃尔斯 Bethe Peierls 方法 用伊辛模型来阐明利用该方法如何处理自旋团簇 假定在最近邻自旋Sj的交换相互作用影响下 一个特定的自旋Si可取值 1 2或 1 2 对Sj而言也有同样的情况 只是它与其它自旋的交换作用被等效为分子场来处理 而分子场则由自旋S的平均值决定 这个模型称为贝斯Bethe s第一近似 这样 与自旋Si和所有自旋Sj有关的交换能为 如果总共z个近邻值中有p个自旋值1 2 而q个自旋取值 1 2 则 如果用Up 代表Si 1 2时的U 而用Up 代表Si 1 2的U 则Si取值1 2的几率为 而Si取值 1 2的几率为 因此Si的平均值为 Sj的平均值为 由于Si和Sj必须相等 最后得到 用此关系式获得Hm与温度T的关系 并可以计算自发磁化强度Is 在接近居里点的温度 Hm变得很小 以至MBHm kT 则有 对两维格子 z 4 因而 对于体心立方晶格 z 6 因而 清楚的看到两个近似之间居里点的差别 从居里点估算的J值或分子场的值时 必须考虑这一点 这个偏离显然是由于在居里点以上团簇的形成 实验也显示出这样的偏离 注意这儿的log是loge ln 居里温度测试方法 Arrortplot法 根据铁磁性的分子场理论 磁化强度为 其中 令 当J 1 2时 则 当I I0时 上式右边可展开 而H趋于零时 可忽略三次项以上的项 则 则 忽略四次方相 做H 与 2的图 每一个温度T测得一曲线 截距为 H 与 2图中 相对应截距为零的曲线温度就是居里温度 1 0 弱磁场下磁化率与温度的关系 Tc a 起始磁化率的温度关系 霍普金森效应 一般而言 起始磁化率随温度的增加而增加 并在稍低于居里的温度呈現出一个尖锐的极大值 这种現象叫做霍普金森效应 Hopkinsoneffect Kersten对此現象作了解释 为了描述1800畴壁的畴壁能与温度的依赖关系 假定交换劲度常数A与I2成正比 即 这是因为A与S2成正比 因此畴壁能随温度的变化为 因而得到 参杂模型中得到 右图表示铁 钴和镍的随温度的变化 与上式符合的很好 利用霍普金森效应给提供一种测定居里点的有效方法 对于立方各向异性n 4 布洛赫畴壁和湼耳畴壁 布洛赫畴壁 经过畴壁厚度时 Is由其在一个磁畴内的方向逐渐转到另一磁畴内的方向 在旋转时 Is保持平行于畴壁平面 因而在畴壁面上无自由磁极 一般在大块晶体中都属于这一类型 在计算布洛赫畴壁时 一般考虑交换作用与磁晶各向异性能 包括磁弹性能 磁致伸缩引起的应力能 的平衡 即它们的和取极小值为条件 湼耳畴壁 对于二维薄膜样品 但膜厚足够小时 布洛赫壁的形成对能量降低是不利的 如图a 畴壁中的磁矩在薄膜表面产生磁极 因而增加了退磁能 图b表示涅耳壁 此时 虽然膜面上没有磁极 但是在壁两边有磁极 从而增加了退磁能 比较形成布洛赫壁和形成涅耳壁所增加的退磁能哪个小 在这种畴壁内 Is的方向不是在壁平面内逐渐旋转 而是平行于薄膜表面 逐渐旋转过去 退磁场 退磁场 布洛赫畴壁 在薄膜厚度为D的两面有露出的磁极 产生退磁能 畴壁可以看成椭圆截面的柱体 长轴为D 短轴为畴壁宽度的一半 2 产生的退磁能近似等于 单位畴壁面积 其中N为长轴方向 D轴 的退磁因子 畴壁能密度为 引入Na 求能量极小值条件 能量平衡时 代入上式 当 D时 可求得平衡时的 w 和 w 以铁膜为例 Is 1700 D 5x10 5厘米 w w 0 21和 w w 3 6 显然布洛赫壁比块状样品小5倍 而畴壁能大近4倍 随着薄膜厚度减小 布洛赫畴壁变窄 畴壁能增加 右图给出二种畴壁能与厚度的关系 交叉点即为畴壁由布洛赫型向涅耳型转化的临界厚度 图中 涅耳畴壁 畴壁内磁矩分布也可近似看成椭圆截面的柱体 长轴为 短轴为D 产生的退磁能近似为 当 D时 此时退磁能与畴壁厚度无关 w w 显然涅耳畴壁能随膜厚减薄而减小 对铁镍膜畴结构复杂 只有当D 200 为涅耳畴壁 D 10000 为布洛赫壁 交叉点的临界厚度为 狄切和托马斯经过精确计算得到 单畴颗粒 铁磁颗粒小到某一尺寸 形成畴壁的畴壁能大于颗粒的退磁能时 铁磁颗粒形成单畴颗粒 一个球形的铁磁颗粒的退磁能为 如果颗粒分为四个畴时 畴壁能 为畴壁能密度 为 能量平衡条件 Ed E 单畴的临界半径 康多尔斯基做了严格解 S颗粒表面积 a0为晶格常数 Z对于简单立方 体心立方 面心立方 分别为1 2 4 畴壁能单位制 erg cm2 磁化强度单位制I Gs CGS MKSA 反铁磁物质的磁畴 反铁磁性物质因磁化而产生的晶格畸变是由交换畸变和磁致伸缩组成 NiO的交换畸变 菱面体型畸变 或CoO的磁致伸缩 正方晶型畸变 都比其它形变大十倍以上 因此 在交换畸变集中的区域 可看作是一个单一的交换畸变晶体 这一交换畸变集中的区域称为T磁畴 边界称为T畴壁 同样对于CoO把磁致伸缩集中的区域称为t磁畴 正方晶型畸变 其边界称为t畴壁 反铁磁性磁畴一般用X射线形貌学法 B B 双折射的光学方法和电子显微镜法 T畴壁 t畴壁 三 磁畴的覌察 1 磁畴结构的观察的历史和粉纹法 1907年 Weiss首先假设在铁磁材料中有磁畴存在 磁化强度在不同磁畴中取不同方向 宏观上不显磁性 如铁块之间并不能相互吸引 1919年巴克豪森发现铁磁材料的磁化过程 是分成许多小的不连续步骤进行 此现象称为巴克豪森效应 坡莫合金丝 C2处成核 畴壁位移 1931年Bitter用胶体中的铁磁性颗粒放在已抛光的铁磁晶体表面 用反射金相光学显微镜观察到磁性粒子不均匀分布而描绘出磁畴的形状 随着颗粒悬浮液的改进 铁磁颗粒集聚在畴壁附近 因而可以清楚的观察到磁畴 称为毕特粉纹法 2 磁光方法 磁光效应 例如克尔效应和法拉第效应都可用来观察磁畴结构 克尔效应是指光线从磁性材料表面反射时其偏振平面发生旋转的现象 如图b所示 两个磁畴中磁化强度垂直样品表面但方向相反 反射出的光的偏振面的旋转方向相反 如果调整检偏振镜使某一方向的磁畴反射光通过量最大 则另一方向的磁畴就会变暗 法拉第效应 是光在通过样品传播时 偏振面发生旋转的现象 此方法要求铁磁样品能透过光 如铁石榴石单晶样品 3 洛仑兹 Lorentz 电子显微术 在磁性薄膜中 如薄膜薄到允许电子束穿过 则磁畴结构就能用电子显微镜耒覌察 其原理是 由于自发磁化的存在 作用在运动电子上的洛仑兹力 使电子束产生偏转 如果物镜从样品膜面轻微散焦 畴壁会以黑线或白线的形式出現 这种方法称为洛仑兹显微术 其它一些方法 a 扫描电子显微术 b X射线形貌学 c 电子全息照相术 4 磁力显微镜MFM AFM针尖在与样品表面接触时 相互作用力主要是短程的原子间排斥力 而将针尖离开样品表面一段距离时 磁力 静电力及吸引的范德华力等长程作用力就能被检测出来 MFM的工作原理同非接触模式的AFM相似 只是MFM采用的是磁性针尖 而且操作时 针尖与样品表面间距要比AFM非接触模式中的间距 5 20nm 大 一般为10 200nm 当振动的针尖接近磁性样品时 针尖与样品所产生的漏磁场相互作用而感受到磁力 实际操作时 首先探针同样品表面接触 进行第一次扫描 获得表面形貌信息 然后抬高探针到100nm左右进行第二次扫描 测磁力信息 用表面形貌信息对磁力信息进行修正 获得真实的磁力图信息 表面形貌图 表面磁力图 TopographicAFMimageMagneticMFMimage MultiwalledcarbonnanotubeshowsnomagneticcontrastonCu MFMofnanotubeonCu 磁性样品在磁场增加或反向加磁场都有一些特殊的磁化过程 在材料的研究和应用中都是极其重要的 重要的磁性参数有 磁滞回线 defghij 起始磁化曲线 oabcd 矫顽力 og Hc 剩余磁感应强度 oe oi Br 磁导率 起始磁导率 i 最大磁导率 m 饱和磁化强度Is 剩余磁化强度Ir 饱和磁感应强度 od BM B H 4 I Bs H 4 Is B H 1 4 磁化率 I H 微分磁导率 d B H 可逆磁导率 A H 0 四 技术磁化 样品从退磁状态开始 外加磁场从零一直加到磁化强度达到饱和Is的磁化过程 退磁状态是指样品没有宏覌磁化强度 所以磁化曲线是从I H座标原点O开始 为了使样品处在退磁状态 通常採用零场下 样品从居里温度以上 逐渐降温到室温 用交流退磁的方法 1 起始或可逆区域 4 趋近饱和区域 磁化曲线缓慢地升高 最后趋近一水平线 技术饱和 这一段过程具有比较普遍的規律性 称为趋近饱和定律 对于多晶铁磁体 5 顺磁区域 技术饱和以上的区域 高场磁化率 p 或 a或 a称为起始磁化率或起始磁导率 2 瑞利 Rayleigh 区域 或 3 最大磁化率区域 磁化强度I和磁感应强度B急剧地增加 磁化率和磁导率经过其最大值 m或 m 在这个区域产生巴克豪生跳跃 技术磁化过程 包括畴壁位移和磁畴磁化强度的转动两个过程 1 起始磁化曲线 畴壁位移 磁化强度的转动 一般铁磁体在弱场范围内的磁化过程主要是畴壁的位移过程 即接近于外磁场方向的磁畴长大 远离外磁场方向的磁畴缩小 理想完美的铁磁晶体 它内部的磁畴结构只由其外形的退磁场作用所决定 在外磁场作用下 只要其内部有效磁场不为零 磁畴壁将被驱动 直到畴结构改组到有效场等于零时才稳定下耒 因此这种理想晶体的起始磁化率应为无限大 右图表示一个立方晶系K1 0的单晶磁化过程 易轴是 100 磁畴有1800和900两类 当磁场加在 100 方向 畴壁位移结束时 Is在 100 方向 当磁场加在 110 方向 畴壁位移结束时 磁畴仍然存在 有两类磁畴 一类Is在 100 方向 另一类Is在 010 方向 进一步磁化过程即是磁畴内磁化强度的转动过程 2 畴壁位移过程 H 100 H 110 H 实际的铁磁晶体内总是存在着晶格缺陷 杂貭和某种形式分布的内应力 结构的不均匀产生对畴壁位移的阻力 使起始磁化率降低为有限数值 而且使畴壁位移过程有可逆和不可逆的区别 在畴壁位移过程中 铁磁晶体的总自由能 包括外磁场能 将不断发生变化 主要是当畴壁在不同位置时畴壁能发生变化 磁畴内应力能的变化 以及内部杂貭引起杂散磁场能的变化等 如图所示 对于1800畴壁位移 在位移方向铁磁晶体内自由能F x 的变化曲线 未加磁场时畴壁的平衡位置在F x 最小值的位置 如图b中的a点 在a点 当外加磁场时 畴壁向右移动 设位移dx 外磁场所做的功等于自由能F x 的增加量 a b 是稳定的 是可逆位移过程 在b点 为最大值 显然 可逆与不可逆畴壁位移的临界场的判据为是最大值 3 畴壁位移的理论 b c 不稳定的 是不可逆位移过程 在c点 若去掉外场 畴壁将稳定在d点 H0称为临界场 畴壁位移过程中 体系自由能的变化主要有两部分 a 畴壁能随位置的变化 设畴壁为平面 在位移过程中不变形 畴壁能密度为 第二项 s 为应力能对于畴壁能的贡献 一般情况 张力 的分布是不均匀的 随畴壁所在位置不同而变化 为畴壁厚度 另一方面 由于铁磁晶体内有杂质存在 畴壁通过杂质时 必将有一部分面积被杂质所代替 或者说被杂质所 穿破 b 由内应力而生的应力能因磁畴内磁化方向的改变而发生变化 由此可提出两种简化的理论模型 A 内应力理论 按内应力随位置变化来计算自由能的变化 对于1800畴壁而言 因相邻磁畴的磁化矢量方向反平行 故磁弹性能基本无变化 可得到 无磁场时 1800畴壁的平衡位置x0应在自由能极小处 加磁场而畴壁位移后 可将 x 环绕平衡位置展开为泰勒级数 故得到 对900畴壁 畴壁位移时 磁弹性能 3 2 s cos2 随位置变化甚剧 畴壁能本身变化较小 这是因为相邻磁畴内的磁化矢量方向改变900 cos 的变化由0到1 因此 B 参杂理论 如果晶体内包含很多非磁性或弱磁性的杂质而内应力的变化不大 畴壁位移时 畴壁能的变化主要是由于畴壁面积的变化 对于1800畴壁就有 S为晶体单位体积内发生位移的畴壁总面积 畴壁能密度不变 4 起始磁化率的计算 A 内应力理论 1 900畴壁位移过程 无外场时900畴壁位于内应力改变符号的地方 设内应力在小区域内的变化规律为 畴壁位于 0处 设外加磁场使那些平行于x轴方向的畴长大 故得到 由磁场dH所产生的磁化强度为 为单位体积内900畴壁的总面积 由此得到起始磁化率 假设晶体被900畴壁分为大小相等的若干立方形磁畴 并沿x易轴方向有一个内应力变化 每一个磁畴的边长为l 表面积为6l2 体积为l3 故单位体积内900畴壁的总面积为6l2 l3 6 l 对仼意的磁畴分布时 只有2 3的位置有900畴壁存在 因此 得到 当内应力很小时 内应力耒源于磁致伸缩 则 0 E s E为杨氏弹性模量 对于铁 Is 1700高斯 19 5x10 6 E 1012达因 厘米2 用最好的纯铁测得起始磁导率 0为30000 在数量级上是符合的 2 1800畴壁位移过程 无外加磁场时 1800畴壁位于畴壁能极小值处 即内应力极小点 假设内应力在小区域内的分布为 得到 在单位体积内 由畴壁位移 x而产生的磁化强度变化为 即 为单位体积内1800畴壁的总面积 又由于 可以得到 由 可求得x0的值 x0 l 4 3l 4 令 3 2 则 採用与900畴壁一样的畴壁分布模型时 其中 为充实系数0 1 令 l P 则 P的数值依赖于内应力分布 约为0 1 0 8 1800畴壁位移引起的起始磁化率很小 一般都可以忽略 因此 B 参杂理论 克斯顿利用参杂理论对碳钢 2 的含碳量 的起始磁化率做了计算 假设杂质的直径为d 均匀分布在母体铁内 成为简单立方点阵 点阵常数为a 设畴壁为1800畴壁 厚度为 如果假定畴壁能 不变 则畴壁的平衡位置应在通过杂质点阵平面的位置 当畴壁偏离平衡位置 畴壁面积增加 畴壁能增大 设畴壁仼一位置为x 则在杂质点阵的单胞内 畴壁面积S应为 当磁场增加时 产生的磁化强度为 得到磁化率 得到 上式中以S a2为近似值代入 一般地说 在x 0 a 2a 等处并不都有1800畴壁存在 与前相同 引入充实系数 设磁畴的平均宽度为l 则 a l 一般情况下l 故 1 单位体积内的1800畴壁 最后得到 对于900畴壁 用同样方法可求得 杂质的点阵常数a可用杂质的体积浓度或重量浓度表示 体积浓度 为 体积浓度变换为重量浓度z Dm Dz z Dm 铁磁物质的平均密度 Dz 杂质物质的平均密度 以上参杂理论还很不完善 例如未考虑杂貭引起退磁场对畴壁能的影响 5 转动磁化过程 单晶磁化曲线的计算 计算磁场加在立方晶体 100 110 和 111 三个晶轴方向的磁化曲线 100 是易轴 计算磁化矢量的平衡方向是以晶体的磁晶各向异性能Fk加磁场能FH等于极小值 1 磁场平行 100 方向 由于Fk和FH沿 100 方向都是极小值 故在很小磁场下 经过畴壁位移后立即达到技术饱和 2 磁场平行 110 方向 晶体在畴壁位移过程完成后 只存在两种 磁相 即Is 100 和Is 010 的两种 但因H的方向与这两种 磁相 中的Is方向对称 故可以一个磁相中Is的转动耒计算 Is的方向余弦为 晶体总的自由能为 略去退磁场能 令j cos I Is 略去K0则上式为 求自由能极小 得到 当j 1 即饱和磁化时 3 磁场平行于 111 方向 Is在 110 内转动 其方向余弦为 同样地 令j cos 求自由能极小 得到 当j 1时 饱和磁场 以上计算结果与铁的实验经果符合较好 但在低场和趋近饱和时符合较差 单畴颗粒的反磁化过程 Stoner Wohlfarth模型 一个细长单畴颗粒 在长轴方向加场 然后反方向加场 一致转动体系的能量密度为 磁化强度的平衡方向由能量极小值获得 把上两方程两边平方后相加 得到一个sin2 的方程式 由此式得 磁化强度从稳定平衡转到不稳定平衡必须满足的条件为 E 0 2E 2 0 H0磁化强度反转的临界场 利用sin 和cos 解联立方程 解出sin2 0 得到p和 0之间的关系 0 450时 p 1 0 00时 p 2 单畴反磁化的几种形式 6 趋近饱和定律 多晶的磁化曲线 对于立方晶系的多晶材料 由于各晶粒间的晶轴取向是混乱的 各晶粒之间的相互作用 低场时畴壁位移和转动过程不易分开 计算磁化过程很困难 但在高场下 畴壁位移过程完成 只有转动过程时可以计算 这就是多晶体趋近饱和阶段磁化过程计算 趋近饱和阶段的磁化过程可表示为 通过对转动过程的计算可得到a2的物理意义 1 应力是各向同性 弥散应力 但量值相同 可得到 如果不略去K2 则为 2 应力平行于磁场方向 H得到 在室温下 得到 对Fe 对Ni 以上计算结果 可知如果内应力远小于各向异性K1 可以通过对多晶样品测试得到a2 而求得K1 a1 H项的物理意义 湼耳认为在铁磁体中的空隙 弱磁性或非磁性参杂物产生散磁场 使晶体内磁化不均匀 因而阻止其达到饱和 根据复杂计算 涅耳指出 散磁场可以导致a1 H项 其中a1与空隙或参杂物的体积浓度有关 布郎认为晶体内部有剧烈的不均匀的局部形变 位错 可以影响很大体积范囲内的电子自旋分布 使其发生微扰 因而推迟了趋近饱和的过程 p是高场磁化率 更高磁场下的顺磁磁化过程的磁化率 在高磁场作用下 热运动会使平行于磁场方向的自旋数目增大 是与高场下 自旋向上与向下能带的进一步分离有关 7 矫顽力 Hc 矫顽力是材料在正向加磁场使磁化强度达到饱和 然后去掉磁场 再反向加磁场直到磁化强度为零 其相对应的磁场称为矫顽力Hc 实验表明 不同材料的矫顽力数值差别很大 例如超坡莫合金的矫顽力不到1安 米 10 3奥 稀土钴永磁合金矫顽力则高达106安 米 104奥 两者相差一千万 107 倍 影响材料矫顽力的主要因素是缺陷 晶格不完整性 对磁性的影响分长程和短程两种 位错 非磁性参杂 磁矩与基体不同的弥散脱溶物是长程的 它们影响磁弹性能 弥散场能的变化 晶粒边界 堆垛层错 反向边界 点缺陷等属于短程的 它们使交换能和磁晶各向异性能发生变化 而阻碍畴壁的运动 缺陷的上述性质 使得缺陷所在之处容易形成反磁化核或钉扎畴壁的中心 缺陷愈多反磁化核便愈容易形成 因而矫顽力愈低 但缺陷作为钉扎畴壁的中心 缺陷愈多 矫顽力愈高 一般来说缺陷尺寸大对形核有利 尺寸小对钉扎有利 具体材料的反磁化机理究竟是以形核为主 还是以钉扎为主 可以根据热退磁状态后的磁化曲线和磁滞回线的形状来判断 1 形核场决定的矫顽力 长旋转椭球形 l d 的反磁化畴核长大的能量条件为 第一项为反磁化场作用下静磁能的变化 第二项为反磁化核长大时 畴壁能的增加 dS为畴壁面积的变化 第三项为反磁化核长大时 退磁能的变化 椭球体积为 面积为 第四项为反磁化核长大时 畴壁位移克服最大阻力所做的功 H0为临界磁场 可以求得形成一个临界大小的反磁化畴核所需要的磁场Hs 由上式可知 形核场与畴壁能密度成正比 SmCo5材料畴壁能密度很大 其矫顽力可达到1200 4800kA m 由于反磁化畴核的形成中心机理不同 其形核场也是不同的 但最大限度的减少反磁化畴的形核中心 是提高矫顽力的重要途径 d为椭球短轴直径 2 钉扎场决定的矫顽力 热退磁状态下 畴壁一般都处于畴壁能最低处 当施加外磁场时 畴壁很难离开畴壁能最低处 即畴壁被钉扎了 复相永磁体的钉扎中心可以是第二项或相边界或晶体缺陷如晶界 位错 堆垛层错 反向畴边界等 一般耒说 磁晶各向异性常数大的单相磁体 其反磁化机理以形核为主 如单相的稀土钴合金1 5型和2 17型磁体 钡锶铁氧体磁体 凡是磁晶各向异性常数大的两相磁体 反磁化机理则以钉扎为主 如两相的稀土钴合金1 5型和2 17型 形核为主的磁体 反磁化核长大时的畴壁移动也遇到钉扎 这时矫顽力由形核场和临界场同时决定 内禀矫顽力Hci 反磁化过程中 磁化强度为零对应的反磁化场 矫顽力Hcb 反磁化过程中磁感应强度B为零对应的反磁化场 钉扎场决定其矫顽力的磁化曲线 8 磁能级 BH m 在永磁体应用设计中 最大磁能级材料 在同重量 可获得最大磁场 因此磁能级是永磁材料的重要性能指标 用作图的方法可以方便的从退磁曲线中获得磁能级值 Br的极限值为 0Ms 矫顽力的极限值为 0Mr 0Ms 由此磁能级的极限值 理论值 为 kJ m3 如果材料的 0Ms 2T 则 BH mT 100兆高奥 右图给出各类永磁材料的退磁曲线 B T H 1 磁后效 在施加磁场后 磁化强度的变化被延迟的现象叫磁后效magneticafter effect 如果是在室温或接近室温下缓慢进行 通常称做老化aging 同样会引起磁化强度随时间变化 磁后效与老化引起的磁化强度的变化之间的区别在于 由磁后效引起的变化 在施加适当磁场后可以消除 而老化引起的变化 借助纯磁学方法无法恢复 为弛豫时间 In0为t 0到 的磁化强度总变化 令磁化强度可表示为 磁化强度随时间的变化 五 动态磁化过程 在交变磁场的场合 磁化强度的变化将被延迟 为损耗角 lossangle tan 损耗因子 lossfactor 弛豫时间 与温度有关的量 一般来说弛弘豫时间 有一个分布 如果分布范围很宽 不用参数 而用ln 更方便 为简单化一般设定两个弛豫时间 1和 2 如果在交流磁场中磁化 在1 位于 1和 2之间的某一频率 损耗因子达到极大值 这类磁后效称为李希特Richter型磁后效 当 变得很大时 损耗因子tan 将变为零 而实际上 甚至在0k时tan 仍为某些非零值 这种损耗与角频率 无关 被称作约旦型磁后效 此时 相当于 1很小 1 t 2的情况 可得 这里S称为磁粘滞系数 magneticviscosityparameter 常数 磁后效的物理机制 A 扩散后效diffusionafter effect 碳或氮原子因与铁原子相比很小 所以在铁的体心点阵中占据填隙位置 在磁场退火下产生单轴各向异性 是由于许多碳原子优先占据在磁场方向 在热激活时随着时间的增长碳原子会从优先的x方向扩散到y和z方向 从而改变材料的各向异性Ea 使磁化强度改变 Ea0是t 0时的各向异性能 并且 Q是激活能 可以从log 对1 T k 曲线的斜率得到 从右图的实验结果得到Q 0 99eV 此值与体心立方铁中碳原子扩散的激活能符合的很好 z B 热涨落后效 thermalfluctuationafter effect Neel提出热涨落后效是由孤立的单畴的磁化强度的热涨落引起的 一个细长单畴颗粒 在长轴方向加场 然后反方向加场 一致转动体系的能量密度为 磁化强度的平衡方向由能量极小值获得 稳定平衡条件 不稳定平衡条件 把上两方程两边平方后相加 得到一个sin2 的方程式 由此式得 利用sin 和cos 解联立方程 解出sin2 0 得到p和 0之间的关系 0 450时 0 00时 设 0 0时 由能量密度E和 E 求解两状态之间的势垒 得出当cos IsH 2Ku时 Umax 0Is2H2 4Ku 当温度为T时 每个自旋都受到功率为kT 2的热扰动 在颗粒中所有自旋的一致转动也受到热激发并具有kT 2的功率 因为一般势垒的高度比kT 2大的多 所以这种一致转动不可能越过势垒 然而颗粒体积很小时 以致在H 0时势垒的高度与kT 2的数量级相同 则热激发将使颗粒的磁化强度转动而越过势垒 如果磁场小于临界场 正向和反向的体系功率分别为 这里 是颗粒的体积 室温下T 273K kT 3 77x10 21J Ku 105J m3 在这种颗粒中 磁化强度总受到热激发 并不停地振动 这就是超顺磁性 当负方向加磁场H时 由于U U 所以磁化强度从正向激发刭负方向的粒子数大于反向激发的粒子数 这样在负方向磁化的粒子数增加的速率为 由自旋体系的一致转动的进动速度所决定 而该转动由晶体点阵的热畸变通过磁致伸缩各向异性或退磁场的变化引起 如果外场H与临界场足够接近的话 即使体积比临界体积 0大的颗粒 也有可能发生热激发的磁化强度反转 热涨落后效对畴壁位移也可考虑 当畴壁被一个小障碍物钉扎时 热扰动可使畴壁解除钉扎 考虑到颗粒体积 和单轴各向异性常数Ku的分布 可以得到 如果磁场增加刭刚好在临界场H0 2Ku Is 则第一项比第二项足够大 忽略第二项 得 2 涡流损耗 在磁性材料中 金属 合金及铁氧体等 由磁化强度改变而感生的涡流所引起的功率损耗称为涡流损耗 考察一个铁磁材料半径为r的长园柱体 其磁化方向平行于长轴 通过电磁感应定律推算 可得到单位体积的功率损耗为 是电阻率 可见涡流损耗与磁化强度变化率的平方成正比 涡流沿着半径为r的柱体流动 只在柱体内产生磁场 由总涡流产生的磁场在园柱中心最强 到表面为零 磁化强度的变化幅度 在距样品表面的深度为 处减小到样品表面处的1 e 是交变磁场的为角频率 是磁导率 S称为趋肤深度 skindepth 1x10 7 m 500 50Hz的交变磁场下的趋肤深度为 对于錳锌铁氧体 1x102 cm 1 m 500 f 50Hz 如果频率为500kHz时 例一 例二 3 高频磁导率 磁性材料在交变磁场下磁化 因为损耗的出现 磁感应强度B一般滞后一个相角 表示为 令 tan 叫做损耗因子 1 tan Q称为材料的品质因素 3 1磁损耗 磁滞损耗 在低频区域最重要的损耗是磁滞损耗 磁滞回线所包围的面积 磁化强度的幅值很小 对应于瑞利区 即由磁滞损耗决定的损耗因子 依赖于磁场的幅值 在高频区 作为磁滞损耗的主要耒源 不可逆的畴壁位移被阻尼 而由磁化强度的转动所替代 涡流损耗 该类型的功率损耗与频率的平方成正比 减小涡流损耗的一种方法是在与磁化强度垂直的一个或两个方向上减小材料的尺寸 提高材料电阻率是减小涡流损耗最有效的方法 3 2铁氧体的磁损耗 铁氧体的磁导率与频率的依赖关系称为磁谱 随频率的升高有两个共振现象出现 尺寸共振和自然共振 3 2 1尺寸共振 电磁波在介质内的波长小于真空中的波长 c是真空中的光速 f是频率 对Mn Zn铁氧体 103 5x104 若f 1 5MHz 求得波长为2 8厘米 因此如果铁芯的尺寸是波长的整数倍 电磁波将在铁芯中共振 当截面积尺寸减小 磁导率的这种下降将移向高频 3 2 2自然共振 在铁磁共振时 自发磁化强度矢量绕外磁场进动 其频率正比于外磁场 当加在样品上的微波场与共振频率一致时 一部分微波能量被样品吸收用耒激发进动 若外磁场平行样品的易磁化轴 则磁各向异性影响共振场 1 105x105g Am 1s 1 为旋磁比 g为朗德因子 对于铁族元素等于2 当不加外磁场时 对于NiZn铁氧体K1 5x102Jm 3 Is 0 3T 则 Snock极限 假定K1 0 立方晶系各向异性场为 若假定发生磁化强度的转动 见附录 磁导率随K1的增加而减小 即 对于K1 0此式也成立 假定Is 0 3T 0 4 x10 7 2 f g 2 Snoek预言 只要存在立方磁晶各向异性 任何铁氧体都不可能具有高于极限的磁导率 突破Snoek极限的方法 使用特殊的磁晶各向异性可突破这个极限 如各向异性Ku 0的单轴各向异性 其易平面与c轴垂直 如果c面内各向异性很小 则平面内磁化强度转动很容易 因磁导率就可能很大 若令磁化强度在该平面内转动的各向异性场为Ha1 转出这个平面的各向异性场为Ha2 则共振频率为 对易轴在面内无规分布的多晶材料 由磁化强度在面内转动引起的磁导率为 如果Ha2 Ha1 则这个极限比Snoek极限高 对于一个薄片磁性材料 利用形状各向异性也可突破snoek极限 例如当膜厚为10nm时 则圆形薄膜的直径应为20 m的铁氧体 k 2000 Is 0 3T 磁化强度在平面内转动的形状各向异性场为Ha1 NxI 磁化强度转出这个平面的形状各向异性Ha2 NzI 对近似干圆盘形状的扁圆形椭球 磁化强度在平面内则N为 当k 1时 截止频率极限提高倍 对于四氧化三铁 如果Is 0 5T 10 fc 9 35x108 如果k 100 fc 9 35x109 4 磁导率减落 disaccommodation 在加上磁场或机械应力后 普遍观察到磁性材料的磁导率随时间而改变 Snoek把这种现象称作磁导率减落 在铁氧体中磁导率的减落 Ohta认为在B位上的点阵空位的选择性分布可能是这种现象的真正起因 事实上巳经确认铁氧体在氮气气氛中从高温冷却对抑制磁导率减落很有效 因为这种热处理防止了氧化和产生点阵空位 Ohta和Yamadaya在磁场中冷却后的铁氧体中观察到102Jm3的感生各向异性 解释为 具有不同三角轴的四种B位上空位的选择性分布 相反 Yanase利用受点阵空位影响的磁偶极相互作用来解释这种现象 早先Snoek认为在尖晶石晶格中 八面体位之间电子跳跃可能是这种现象的原因 然而考虑到电子跳跃的激发能是0 1eV 而磁导率减落的激活能是0 5 0 8eV 并且含有更多点阵空位的样品减落更大 5 磁化动力学与铁磁共振 1 当磁矩M与磁场H夹角为 时 磁场力矩为 动量矩的运动方程为 1 2 1 磁矩的进动和转动 磁矩与动量矩的关系为 故 进动频率为 为旋磁比 当M仅来自电子自旋g 2 003 当电子轨道参与磁化时g 2 003 如H 106 4 A m 0 1T 由此得 0 2 1010Hz 这个频率已属微波频段 3 4 5 磁矩的进动由于阻尼效应 会逐渐减小 最终趋于零 郎道 利夫希茨阻尼进动方程为 阻尼项是一个与M垂直 使 变小的矢量 另一种表达式称郎道 利夫希茨 吉尔伯特方程 其中 和 0为阻尼因子 在一致进动时M的三个分量mx my Mz为 弛豫时间 当材料的阻尼因子 或 0大时 弛豫时间短 转动完成的快 张量磁化率与铁磁共振 若一个小样品处于沿z方向的均匀直流磁场H0和任意方向的均匀交变场h下 H H0 h0ej t 且H0远大于h0 则M绕H0做强迫进动 其直流分量Mz和交变分量m之和为M Mz mej t m与h的比值为张量磁化率 交变的mx和my 即依赖于hx又依赖了hy 张量磁化率源于M的右旋固有进动 故当外加交变场含有右旋的分量 且 res时 发生铁磁共振 进动振幅加大 大量吸收能量 张量磁化率的性能又称旋磁性 自旋波共振 自旋波可以被热运动能激发 在强磁薄膜中 满足一定边界条件 即表面自旋钉扎时 均匀微波场可以激发某种自旋波驻波 这是一种非一致进动模式 薄膜厚度各点进动的振幅不等 这种自旋波共振为基特尔首先提出 成为实验上直接检测自旋波和确定交换作用常数的方法之下 例如 对于具有垂直磁各向异性的强磁薄膜 外场沿薄膜法线时的自旋波共振条件为 式中k n L L为膜厚度 n为沿厚度方向膜中支持的自旋波半波长数 玻莫合金膜中的自旋波共振谱 例 玻莫合金膜中的自旋波共振 图中给出了各共振峰相应的n 第一峰相应手n k 0 应为一致进动铁磁共振峰 这时上式与 H 0的下式相同 式中A为交换常数 从图中的自旋共振场的间距可求出该合金的A 1 22x10 15J m 另外 Mz Ms 是近饱和磁化情况 所有的原子磁矩都同时以 0频率绕磁场方向进动 通常称之为一致进动 如磁场不均匀或未达到饱和 磁矩的进动方式比较复杂 出现非一致进动 共