铁磁体的畴结构与磁滞回线的基本性质

1、铁磁体的畴结构与磁滞迴线的基本性质作者：材料物理0801 况金宏学号：摘要：介绍了铁磁体、磁畴结构、磁滞回线的性质以及居里温度与铁磁体的关系。通过对铁磁体、磁畴结构与磁滞回线基本性质的了解正确认识磁畴结构学会解读磁滞回线。 关键词：铁磁体、磁畴结构、磁滞回线、居里温度、居里点，矫顽力。Summary: Describes a iron magnet, magnetic domain structure, and Curie temperature of magnetic hysteresis properties and ferromagnetic. By iron magnets, and

2、magnetic domain structure hysteresis for correct understanding of the nature society interpretation of magnetic domain structure hysteresis.Keywords: iron magnets, magnetic domain structure and magnetic hysteresis, temperature, Curie point Curie, coercive force.一、 铁磁体通俗的说具有铁磁性的物质即被称为铁磁体。历史上，铁磁体的定义与今

3、天有所不同。过去，铁磁体包括所有能自发磁化的物质，在没有外界磁场的情况下，铁磁体也能够展现出磁性。但是近来随着科学家对自发磁化方式的更多理解，发现永磁体体的单位晶胞内的自旋种类可能会多于一种，这时候磁体被称为铁氧磁体。铁磁体指特指一种自发磁化方式，即晶胞里面的每一个磁子的方向都是相同的，都对磁性起增强作用。二、 居里点（the Curie temperature）很多材料都表现出铁磁性，包括铁、钴、镍等等。它们在居里温度之下表现出铁磁性，在居里温度之上则显示顺磁性。居里温度也称居里点或磁性转变点，是指材料可以在铁磁体和顺磁体之间改变的温度，即铁电体从铁电相转变成顺电相引的相变温度。也可以说是发

4、生二级相变的转变温度。低于居里点温度时该物质成为铁磁体，此时和材料有关的磁场很难改变。当温度高于居里点温度时,该物质成为顺磁体，磁体的磁场很容易随周围磁场的改变而改变。这时的磁敏感度约为10的负6次方。19世纪末，著名物理家居里在自己的实验室里发现磁石的一个物理特性，就是当磁石加热到一定温度时，原来的磁性就会消失。后来，人们把这个温度叫“居里点”。在地球上，岩石在成岩过程中受到地磁场的磁化作用，获得微弱磁性，并且被磁化的岩石的磁场与地磁场是一致的。这就是说，无论地磁场怎样改换方向，只要它的温度不高于“居里点”，岩石的磁性是不会改变的。根据这个道理，只要测出岩石的磁性，自然能推测出当时的地磁方向

5、。这就是在地学研究中人们常说的化石磁性。在此基础之上，科学家利用化石磁性的原理，研究地球演化历史的地磁场变化规律，这就是古地磁说。三、 磁畴结构理论和实验都证明，在两个相邻磁畴之间原子层的自旋取向由于交换作用的缘故，不可能发生突变，而是逐渐的变化，从而形成一个有一定厚度的过渡层，称为畴壁。按畴壁两边磁化矢量的夹角来分类，可以把畴壁分成1800壁和900壁两种类型。在具有单轴各向异性的理想晶体中，只有1800壁。在 K10 的理想立方晶体中有1800壁和900壁两种类型。在 K10 的理想立方晶体中除去1800和900壁外，还可能有1090和710壁，实际晶体中，由于不均匀性，情况要复杂得多，但

6、理论上仍常以1800和900壁为例进行讨论。 磁畴(Magnetic Domain)理论是用量子理论从微观上说明铁磁质的磁化机理。所谓磁畴，是指磁性材料内部的一个个小区域，每个区域内部包含大量原子，这些原子的磁矩都像一个个小磁铁那样整齐排列，但相邻的不同区域之间原子磁矩排列的方向不同，如图所示。各个磁畴之间的交界面称为磁畴壁。宏观物体一般总是具有很多磁畴，这样，磁畴的磁矩方向各不相同，结果相互抵消，矢量和为零，整个物体的磁矩为零，它也就不能吸引其它磁性材料。也就是说磁性材料在正常情况下并不对外显示磁性。只有当磁性材料被磁化以后，它才能对外显示出磁性。在铁磁质中相邻电子之间存在着一种很强的“交换

7、耦合”作用,在无外磁场的情况下，它们的自旋磁矩能在一个个微小区域内“自发地”整齐排列起来而形成自发磁化小区域，称为磁畴。在未经磁化的铁磁质中，虽然每一磁畴内部都有确定的自发磁化方向，有很大的磁性，但大量磁畴的磁化方向各不相同因而整个铁磁质不显磁性。如图所示。当铁磁质处于外磁场中时，那些自发磁化方向和外磁场方向成小角度的磁畴其体积随着外加磁场的增大而扩大并使磁畴的磁化方向进一步转向外磁场方向。另一些自发磁化方向和外磁场方向成大角度的磁畴其体积则逐渐缩小，这时铁磁质对外呈现宏观磁性。当外磁场增大时，上述效应相应增大，直到所有磁畴都沿外磁场排列达到饱和。由于在每个磁畴中个单元磁矩已排列整齐，因此具有

8、很强性质：在居里温度以下，铁磁或亚铁磁材料内部存在很多各自具有自发磁矩，且磁矩成对的小区域。他们排列的方向紊乱，如不加磁场进行磁化，从整体上看，磁矩为零。这些小区域即称为磁畴。磁畴之间的界面称为磁畴壁(magnetic domain wall)。当有外磁场作用时，磁畴内一些磁矩转向外磁场方向，使得与外磁场方向接近一致的总磁矩得到增加，这类磁畴得到成长，而其他磁畴变小，结果是磁化强度增高。随着外磁场强度的进一步增高，磁化强度增大，但即使磁畴内的磁矩取向一致，成了单一磁畴区，其磁化方向与外磁场方向也不完全一致。只有当外磁场强度增加到一定程度时，所有磁畴中磁矩的磁化方向才能全部与外磁场方向取向完全一

9、致。此时，铁磁体就达到磁饱和状态，即成饱和磁化。一旦达到饱和磁化后，即使磁场减小到零，磁矩也不会回到零，残留下一些磁化效应。这种残留磁化值称为残余磁感应强度(以符号Br表示)。饱和磁化值称为饱和磁感应强度(Bs)。若加上反向磁场，使剩余磁感应强度回到零，则此时的磁场强度称为矫顽磁场强度或矫顽力(Hc)。从物质的原子结构观点来看，磁铁质内电子间因自旋引起的相互作用是非常强烈的，在这种作用下，铁磁质内部形成了一些微小的自发磁化区域，叫做磁畴。每一个磁畴中，各个电子的自旋磁矩排列的很整齐，因此它具有很强的磁性。磁畴的体积约为10(-12)m310(-9)m3，内含约10171020个原子。在没有外磁

10、场时，铁磁质内各个磁畴的排列方向是无序的，所以铁磁质对外不显磁性。当磁铁质处于外磁铁场中时，各个磁畴的磁矩在外磁场的作用下都趋向于沿外磁场中的磁化程度非常大，它所建立的附加磁场强度B比外磁场的磁场强度B。在数值上一般要大几十倍到数千倍，甚至达数万倍。从实验中得知，铁磁质的磁化和温度有关。随着温度的升高，它的磁化能力逐渐减小，当温度升高到某一温度时，铁磁性就完全消失，铁磁质退化成顺磁质。这个温度叫做居里温度或居里点。这是因为铁磁质中自发磁化区域因剧烈的热分子运动而糟破坏，磁畴也就瓦解了，铁磁质的铁磁性消失，过渡到顺磁质，从实验知道，铁的居里温度是1043K，78%坡莫合金的居里温度是873K，4

11、5%坡莫合金的居里温度是673K.四、 磁滞回线（hysteresis loop）当磁场强度周期性变化时，表示铁磁性物质或亚铁磁性物质磁滞现象的闭合磁化曲线。相对于坐标原点对称的磁滞回线称为“正常磁滞回线”。 当铁磁质达到磁饱和状态后，如果减小磁化场H，介质的磁化强度M（或磁感应强度B）并不沿着起始磁化曲线减小，M（或B）的变化滞后于H的变化。这种现象叫磁滞。 在磁场中，铁磁体的磁感应强度与磁场强度的关系可用曲线来表示，当磁化磁场作周期的变化时，铁磁体中的磁感应强度与磁场强度的关系是一条闭合线，这条闭合线叫做磁滞回线。图示为强磁物质磁滞现象的曲线。一般说来,铁磁体等强磁物质的磁化强度M或磁感应

12、强度B 不是磁场强度H的单值函数而依赖于其所经历的磁状态的历史。以磁中性状态(H =M=B=0)为起始态,当磁状态沿起始磁化曲线0ABC磁化到 C点附近（如图）时，此时磁化强度趋于饱和,曲线几乎与H轴平行。将此时磁场强度记为Hs,磁化强度记为Ms。此后若减小磁场，则从某一磁场(B点)开始,M随H 的变化偏离原先的起始磁化曲线,M的变化落后于H。当H 减小至零时,M不减小到零,而等于剩余磁化强度Mr。为使M减至零,需加一反向磁场-,称为矫顽力。反向磁场继续增大到-Hs时,强磁体的M将沿反方向磁化到趋于饱和-Ms,反向磁场减小并再反向时，按相似的规律得到另一支偏离反向起始磁化曲线的曲线。于是当磁场

13、从Hs变为Hs,再从Hs变到 Hs时，强磁体的磁状态将由闭合回线CBDEFEGBC描述,其中BC及EF两段相应于可逆磁化,M为H 的单值函数。而BDEGB为磁滞回线。在此回线上,同一H可有两个M值,决定于磁状态的历史。这是由不可逆磁化过程所致。若在小于Hs的Hm 间反复磁化时,则得到较小的磁滞回线。称为小磁滞回线或局部磁滞回线(见磁化曲线图2)。相应于不同的Hm,可有不同的小回线。而上述 BDEGB为其中最大的。故称为极限磁滞回线。H大于极限回线的最大磁场强度Hs时,磁化基本可逆；H小于此值时,M为H的多值函数。通常将极限磁滞回线上的Mr及Hc定义为材料的剩磁及矫顽力,为表征该材料的磁特性的重

14、要参量。参考文献：1Sagawa M, Fujimura S, Togawa N, Yamamoto H, Matsuura Y. J Appl Phys 1984, 55,20832Sagawa M, Fujimura S, Yamamoto H, Matsuura Y, Hiraga K. IEEE Trans Magn, 1984; MAG-20: 15843钟文定.铁磁学,(中册),科学出版社,19874Livingston J D. J Appl Phys 1985, 57,41375Sagawa M, Fujimura S, Yamamoto H, Matsuura Y, Hira

15、suwa S, Hiraga K. In: Proc 8th Int Workshop on Rare-Earth Magnets and their Applications, Dayton, 6-8 May, 1985: 5876Wang Ruikun (王瑞坤), Ying Qiming (应启明), Pan Shuming (潘树明). In: Proc 9th Int Workshop on Rare-Earth Magnets and their Applications. and 5th Int Symposium on Magnetic Anisotropy7and Coerc

16、ivity in Rare Earth-Transition Metal Alloys, Part , Bad Soden, FRG 31 Aug-3d Sep, 1987: 4338Goto K, Sakurai T. Appl Phys Lett 1977, 30,3559Goto K, Sakurai T, Kitakami O. Jpn J Appl, Phys 1986, 25,135810Craik D J, Tebble R S. Selected Topics in Solid State Physics, Vol. , Amsterdam: North-Holland, 196511Kittel C. Phys Rev 1946, 70,96512Liv