表 9.,4.1常见材料的相对磁化系数风金BN顺磁的222. 2X 10-83.6X1033.6X10-2.1 X10-*2品0.24×10抗磁的1.0×102.2×10-*-3.2X10-0.9×10-55.5×10%铁磁性的Fe(发电机钢件)Fe(实验宝择品）EFe（品依）变压器片3.8X10Si-Fe品体μ-余属10sFe.O.8铁氧体铁澄筑列。这反映在图9.4.4中所示的磁通密度B的饱和情形中。在低磁场强度时，磁化曲线的斜率是10H；而在高磁场强度时，不再有磁矩被排列，所以磁化曲线的斜率是uo-只要场强以足够慢的速率图 9.4.4不考虑磁滑时的典型磁化期线，对于费型增人或降低，以致有附间使热能与磁场达到平衡，的铁磁调体来说，饱和通密度在2T范围就磁场无论增大或减少而且与其改变率无关都沿对于抵挥在液体中的铁磁糖来说,饱和磁通密度是同一曲线的意义上来说，B-H曲线是单值的0.011在，我们已经考虑了充分稀薄材料的磁化，其中原子磁矩切瓦间没有影。在間体直到现在中，原子在空间上靠得如此之近以致一原子的磁矩产生的磁场对另一原子的取向有着重要的影响。在铁磁材料中，这种相互作用是非常重要的。要了解是什么原因使得某些材料是铁磁的而不是简单的顺磁的，我们值得记住的是，根据量子力学原理绕原子核旋转的电子是被分配在几个层或“壳层”中。每一壳层中有其特定的最大电一填充满的壳层总是含有子数。电子表现得好象它具有净角动量，或者自旋，从而拥有一磁矩。偶数个电子，这些电子在空间的分布方式总是力求使得总的自旋是零，同样地磁矩也是零。对于大多数原子来说，最外面的壳层是未填满的。因此，正是这些最外层电子在确定原子的净磁矩中起着主要的作用。原子的这一图景是与顺磁性和抗磁性行为相符合的。然而，过渡元素构成了一特殊种类。它们有未填满的内尧层，因此，对原子的净磁矩有贡献的电子被和近原子的心子直接相互作用的电子所包围。当这样的原子被挤满得像它们在固体中一样秘密时，磁-285
矩之间的和静电耦合之间的相互作用的结合导致了偶极子的自发沿线排列取问，或者呈铁磁性。原子间的基本的相互作用是磁的和静电的两方面，这只有借动于量子力学的理论才能被理解。在铁磁材料中，原子自然地建立起一种加强的磁矩阵列。然而，从宏观尺度上来看，铁磁材料不一定是永久性磁化。偶极子的自发取向排列通常只局限于称为磁畴的微观区域内。单个磁畴的磁矩都是随机取向的，从宏观上看它们相互抵消。当对一固体施加磁场时，会出现宏观磁化，因为近乎沿外场方向排列的磁偶极矩的磁畴的不断增加，而这是以磁偶极矩几乎与外场方向相反的磁畴的减少为代价的。图 9.4.5 说明了通过把外场从一个数量级增强到另一个数量级而使得磁畴结构改变的过程。磁畴会遇到对于平衡外场效应的传播的阻力。外施a图 9.4. 5 在磁畴范围内观察的多晶铁微材料。 当不存在图9.4.6：用表9.4.2中列出的典型值B，和H。表明微滑的材料的磁化特性做线。这条曲线是外磁场时，磁腾磁矩势于相互抵消（这里假设材料不曾由于先前的外避场作用而仍处于醛化状态）。当加外场时，磁畴在如图9.4.3所示设备的正张激励场作用了许整变动，将引起一净磁化强度。在理想材料巾，饱和是由于多个周期后获得的。轨迹是根据对如播图所示全部避畴相结合形成一个磁略。 在大量制造变压器所使用正强电流的响应而描绘的。的材料中，晶格结构的不规则性阻止了这种状态的实现。对一典型的铁磁材料施加外场时,在 B-H平面上描绘出的典型轨迹示于图 9.4. 6中。如果一开始磁化是零，随着外场的增强，最初的轨迹在原点开始。如果这时外场变小，磁畴需要一定程度的压缩以减少它们的平均磁化。事实上，当外场被断开时，一般仍然保留着一磁通密度，为把这个磁通密度前减到零则必须使外场反向。如果让外场在正负值之间缓慢地循环许多次，则描绘出的轨迹是图中示出的这样一条曲线，当H=0时有剩余磁通密度Br，为使磁通密度等于零需要一个矫顾磁场强度Hc。表9. 4.2 给出了用作制造永久磁铁的一些材料的这些参数的数值。在例题9.4.1的镯环形构型中,H正比于端电流。这样，正弦变化电流的施加将产生一正弦变化的H,如图9.4,6b所示。随着i，从而II的增大，B-H平面上的一段轨迹也是在H增大下得到的。当H减小时,则沿着一段不同的轨迹。一般说来，通过给定H(甚或H 的时间导数)·286°
表9. 4. 永久磁铁的磁化参数材H.(A(m)B.(T)料3957三合盆4锁铁氧化体*143,000根据美国物理学会手册，McGraw-Hill,p.5-188。简单地确定B是不可能的。当磁化状态还反映以前的磁化状态时，我们就说材料是磁滞性的。此时，把描绘对正弦H响应的B-H轨迹川作磁滞回线。磁滞既有害也有益。永久磁化就是磁滞的结果，并且像我们在例9.3.2所说明的，这可能是信息被贮存在磁带上的基础。当我们在第11 章中导出能量损耗的图最时，磁滞也意味着热的产生，很清楚，正是这一点限制了磁化材料的用途。具有极强磁化能力的液体已经用由单个铁磁畴构成的永久悬浮宏观粒子人工地合成了。这里，相当商的磁化能力也是来自各个磁畴的铁磁特性。然而，磁畴以完全不同的方式相互作用有助于对铁磁多晶固体的磁化的理解。当施于合成液体的外场不存在时,热分子的能量使得偶极子磁矩作随机排列，因而不存在剩余磁化。如果施加低频H场，悬浮粒子呈现一与外场有关的平均沿线排列取向，且可描绘出一条单值的B-H曲线，典型地示于图9.4.4中。然而，随着频率的提，磁的重新取向将滞后于外施场，与固体很像，B-H曲线将显示出磁滞。虽然固体和液体两者都能显示出磁滞，但两者却在一个重要方面有着差别。在固体中，即使在零题率极限下，磁化也显示出磁滞；而在液体中，只有在外场的变化为有限速率时才会产生磁滞。铁磁材料，例如铁，都是金属固体，因而一般趋于是良导体。如同我们将在第10章中看到的,这意味着除非小心地在材料中切断电流传导的路径，否则时变的磁通密度将会感应出电流。通常，这些涡流是不希望的。为了得到一种强磁化绝缘材料，可以把铁原子结合于氨化物晶体中。虽然确实观察到了表征铁磁性的分子之间自发的相互作用（它刻划铁磁性)，但是，邻近分子的排列是反平行的而不是平行的。结果是这类纯氧化物并不显示出强磁性。然而，混合氧化物材料像Fe.O（磁铁矿）是由具有不同磁矩的亚晶格氧化物组成的。它们的自发反平行排列产生了净磁矩。相对地可磁化但电方而是绝缘的一类材料被称作是铁氧体。我们对磁化起因的讨论是从原子水平开始的，其中电子的轨道运动和自旋运动是根本的。然而，它以构成定律的讨论为结束。这些定律只能通过引入发生在远比原子或分子为大的尺度内的附加效应才得以解释。这样，用于描述磁化材料的宏观的 B 和 H 能够表示关于磁畴或宏观粒子的尺度的平均值。在9.5节中，我们将使用“完纯”导电粒子阵列构造出一种人工抗磁材料。在时变磁场中，每个粒子中将感应山一趋于抵消外施场的磁矩，如例8.4.3中所示。事实上，感应在粒子中，并且是引起这一感生磁矩原因的电流，类似于在原子尺度内道成抗磁性原因的电子-287·