Transcript 8、第八章磁电子学材料与器件

第八章
磁电子学材料与器件
概述

磁现象




天然磁石
电流的磁效应
磁性是物质的基本属性，就像物质具有质量和电性一样。
换句更简单的话说就是：一切物质都具有磁性。
电荷的运动是一切磁现象的根源。
电子轨道运动产生电子轨道磁矩
电子自旋产生电子自旋磁矩
原子核由于其自身的自转也具有核磁矩，但非常小
8.1 原子磁矩

1 原子磁矩

电子轨道磁矩
i   e / T   e / 2 π
l  i  A  
e
2π
 πr   
考虑到轨道动量矩
l  
e
2me
电子的轨道运动相当于一个圆形电流
2
1
e r
2
产生的电子轨道磁矩
2
p l   m e v  r  m e r
pl   l pl
2
电子绕原子核作轨道运动时，轨道磁
矩μl与动量矩pl成正比，由于电子带负
电荷，因而两者运动方向相反。
8.1 原子磁矩

电子轨道磁矩
电子轨道运动是量子化的，当电子运动状态的主量子数为n时，
角动量由角量子数l来确定。
pl 
l  l  1
l 
l  l  1
e
2me

l  l  1  B
μB称为玻尔磁子
是电子磁矩的单位
在原子上施加一个外加磁场时，角动量和磁矩在空间上不连续，
这些不连续的值取决于磁量子数ml
( pl ) H  ml ,
(  l ) H  ml  B
l=0,1,2,…,n-1
ml=0,±1,±2,…,±l
8.1 原子磁矩

电子自旋磁矩
电子自旋角动量取决于自旋量子数s p s 
s ( s  1)
由于s的值只能等于1/2，故ps的本征值为 ( 3 2)
自旋角动量在外磁场方向上的分量取决于自旋量子数ms
ms只可能等于±1/2
( ps )H  ms  
自旋磁矩μs
1
2
( s )H    B
s  
e
me
p s    s p s  2 s ( s  1)  B
8.1 原子磁矩
图8.1 电子角动量的空间量子化
电子的总磁矩
  l  s  
图8.2 电子自旋磁矩的空间量子化
e
2m
 pl  2 p s 
8.1 原子磁矩

2 多电子原子磁矩




原子中各个电子的轨道磁矩和自旋磁矩的合磁矩即为原子磁
矩，宏观物质磁性是电子磁性的总和。
对于多电子系统的原子，一般只讨论不满壳层中电子对磁矩
的贡献，即未满壳层中电子的磁矩。
由于不满壳层中电子间存在库伦力的作用，所以要将所有电
子的角动量耦合成总角动量。
 (1)轨道-自旋耦合(L-S)
 (2) j-j耦合。
同理，可以得到总的自旋角动量。
8.1 原子磁矩

2 多电子原子磁矩
L ( L  1)
PJ  PL  PS
原子的总角动量PJ
PJ 
PL 
J ( J  1)
PS 
S ( S  1)
原子的总角量子数J由S和L合成
J  L  S J  L  S , L  S  1 ,   , L  S
J  g
J ( J  1)  B
( J )H  g J mJ  B
g为兰德因子
g  1
J ( J  1)  S ( S  1)  L ( L  1)
2 J ( J  1)
8.1 原子磁矩

2 多电子原子磁矩
兰德因子g的物理含义：
当L=0时，J=S，g=2，  J  2 S ( S  1)  B 均来源于自旋运动。
当S=0时, J=L，g=1， J 
L ( L  1) 均来源于轨道运动。
B
当1<g<2时，原子磁矩由轨道磁矩与自旋磁矩共同贡献。
兰德因子g反映了原子轨道磁矩和自旋磁矩对总磁矩贡献的
大小。实验表明，所有铁磁物质的磁矩主要由电子自旋所贡
献的，而不是由电子轨道运动贡献。
8.1 原子磁矩

3 原子磁矩计算
理论上计算原子总磁矩，必须要知道L、S和J的值。当原子处
于基态时，就只需知道基态时的L、S和J的值。

洪特规则
1)在鲍林（Pauli）原理所容许的条件下，总自旋角动量量子
数S取最大值，此时能量最低。
2)总轨道角动量量子数L，在S取最大值的各个状态中，取鲍
林原理所容许的最大值。
3)如果壳层中的电子不到半满，则总角动量量子数 J  L  S
，如超过半满，则有 J  L  S ，如果刚好处于半满状态，则根据1)，
有L=0，J=S。
8.1 原子磁矩

3 原子磁矩计算

以铁原子为例，计算原子磁矩
1)确定磁性电子壳层。铁的原子序数为Z=26，其磁性壳层结构为3d6。
2)计算量子数L，S，J。首先分析电子在轨道中的排布状态，6个电
子中，有5个处于自旋量子数为S=1/2的3d轨道，1个处于自旋量子数为
1
1
S=-1/2的3d轨道。因而
S  5
L 

 1
2
2
m l  2  1  0  (  1)  (  2 )  2  2
J  LS  4
3)计算兰德因子g。 g=1.5。
4)计算总磁矩。
2
 J  6.7  B
8.2 物质的磁化

1 磁偶极矩

设偶极子的两个相等而相反的磁荷是+m和-m，它们之间的距
离为l。这时磁偶极子产生的磁偶极矩为
jm  m l

磁偶极子还可以用一环形电流来描绘
设环形电流为i，电流回路包围的面积
为A，此电流回路就相当于一个磁偶极
子，并具有磁矩
m  i  A
磁矩的意义是表征磁偶极子磁性强弱和方向的一个物理量，它
和磁偶极矩具有相同的物理意义，两者之间的关系 j m   0  m
8.2 物质的磁化

2 磁化强度与磁极化强度

磁化强度是描述宏观磁性物质磁性强弱程度的物理量

磁极化强度J


磁化强度M
J  0M
J 
M 

jm
V

m
V
在物理意义上，J和M都是用来描述磁体被磁
化的方向和强度。当磁化磁场很大时，磁化
方向可以和磁场方向一致，但一般不一定一
致。
8.2 物质的磁化

3 磁场强度与磁感应强度

磁场强度H 定义为单位点磁荷在该处所受的磁场力的大
小，其方向与正磁荷在该处所受磁场力的方
向一致。

磁感应强度B
B  0  H  M

一般认为磁感应强度B是由磁场强度H所引
起的，同时，介质中的磁感应强度B还与介
质的磁化强度M有关。而H则是由外加磁场
所决定的。
8.2 物质的磁化

4 磁导率与磁化率

磁导率定义为单位磁场强度H所引起的磁感应强度B的变化
  B/H


介质的相对磁导率μr
r   / 0
当磁体被置于外磁场中时，其磁化强度将发生变化，磁化强
度M和磁场强度H的关系
M   H ,   M H χ称为磁体的磁化率，表征磁体
磁化难易程度的一个参量。


B   0 ( H   H )   0 (1   ) H
 r  (1   )
8.2 物质的磁化

4 磁导率与磁化率

(1)初始磁导率
i 

(2)最大磁导率
 m ax

(3)振幅磁导率
a 
1
0
lim
B
H 0
H
1  B 



 0  H  m ax
1 Ba
0 H a
1 B

(4)增量磁导率
 

(5)可逆磁导率
 rev  lim  
0 H
H  0
8.3 磁性材料的分类

把物体置于外加磁场中，物体就磁化了，这种被磁化了的物体
就称为磁性物体。





1 抗磁性
2 顺磁性
3 反铁磁性
4 铁磁性
5 亚铁磁性
其中铁磁性和亚铁性
是强磁性，其余三种
是弱磁性
8.4 铁磁交换作用

1 交换相互作用

铁原子的电子结构为[Ar]3d64s2
图8.6 孤立铁原子中有4
个未成对的电子的自旋


两个电子的自旋平行不是因为自旋磁矩间的直接磁相互作用，
而是因为鲍林不相容原理和静电相互作用能，它们一起构成
了交换相互作用。
E ex   2 AS 1  S 2
 e2 e2 e2 

A为交换积分：A    1   2   
  a  2  b  1  d  1 d  2
 r12 ra2 rb1 
*
a
*
b
8.4 铁磁交换作用

1 交换相互作用


A表示电子在位置1和2之间、在两个波函数之间交换位置所
引起的相互作用。
当A>0，自旋平行排列的状态，其能量最低。
1
r12

1
ra2

1
rb1
①参与交换作用的电子，
其电子云分布的极大值离
原子核要远些。
②邻近原子核的间距r同
参与交换作用的电子壳层
半径rd的比值要合适。
8.4 铁磁交换作用

1 交换相互作用


超交换作用
非直接交换作用
图8.8 超交换作用图
图8.9 非直接交换作用
8.4 铁磁交换作用

2 饱和磁化与居里温度

饱和磁化强度Ms
铁磁体中所有原子磁矩的排列尽可能一致时的最大磁化强度，
取决于组成材料的磁性原子数、原子磁矩和温度 。
3/ 2

 T  
M s (T )  M s (0) 1  0.1187  a 
 

 TC  

居里温度TC
TC   0 ZAS ( S  1) / 3 k B
A越大，交换作用越强，分
子场就越强，居里温度也就
越高。
当温度升高到某一临界点时，晶体内部
的晶格振动所需的热能足以克服交换作
用势能，进而破坏自旋排列，铁磁体的
特性就会消失，该临界温度点称为居里
温度TC。
8.5 磁畴

1 磁畴与畴壁

磁畴是自发磁化到饱和（即其中的磁矩均朝一个方向排列）
的小区域


任何铁磁体和亚铁磁体，在温度低于居里温度Tc时，都是由磁
畴组成的。
相邻磁畴之间原子磁矩按一定规律逐渐改变方向的过渡层叫
磁畴壁

根据畴壁两侧磁畴的Ms方向关系，分为180°畴壁和90°畴壁。
根据畴壁中磁矩的过渡方式不同，又可将畴壁分为布洛赫
(Bloch)壁和奈耳(Neel)壁。
8.5 磁畴

1 磁畴与畴壁
图8.10 布洛赫壁结构
图8.11奈尔壁结构
8.5 磁畴

2 磁畴的形成
磁畴的出现是作用于铁磁体内部各种作用力的综合作用的结果，
此时系统总的能量最低。
五种相互作用的能量：
外磁场能量(EH)
退磁场能量(Ed)
交换能(Eex)
磁晶各向异性能(EK)
磁弹性能(Eδ)。
8.5 磁畴

2 磁畴的形成
当晶体内含有n个磁畴时，如图(d)，晶体内的退磁场能仅为
均匀磁化时的1/n。
图8.13 单轴晶体的磁畴形成示意图
8.5 磁畴

2 磁畴的形成

单畴颗粒

磁泡畴
8.5 磁畴

3 磁化曲线与磁滞回线

磁化曲线


磁性材料受外磁场作用，向外磁场方向发生磁畴转动或畴
壁位移，原有磁畴消失，新磁畴产生。随磁场的增大，最
终所有磁畴都取外磁场方向，磁体被磁化到饱和。这种磁
性材料由磁中性状态到磁饱和状态的过程，称为磁化过程；
反之称为反磁化过程。
磁性体的磁感应强度、磁化强度随磁场强度变化的一条曲
线称为磁化曲线。


抗磁体、顺磁体和反铁磁体的磁化曲线为直线。
铁磁性和亚铁磁性材料的磁化曲线为非线性关系。
8.5 磁畴

磁化曲线
图8.16 铁磁体的磁化特性
8.5 磁畴

磁化曲线
大多数铁磁体磁化曲线的变化通常可以分为四个阶段：
 ①弱磁场范围内的可逆畴壁位移；
 ②中等磁场范围内的不可逆畴壁位移；
 ③较强磁场范围内的可逆磁畴转动；
 ④强磁场下的不可逆磁畴转动。
磁性材料的磁化，实质上是材料受外磁场的作用，其内部的
磁畴结构发生变化。
8.5 磁畴

磁化曲线
沿外磁场强度H方向上的磁化强度MH可以表示为
MH 
M
V i cos  i
S
i
V0
当外磁场强度H改变ΔH时，相应的磁化强度的改变为ΔMH
M H 

i
 M S cos  i  V i M SV i  (cos  i ) V i cos  i  M S 




V0
V0
V0


 M 位移  M 转动  M 顺磁
技术磁化过程只包括畴壁位移磁化过程和磁畴转动磁化过程
8.5 磁畴

3 磁化曲线与磁滞回线

磁滞回线




1)饱和磁化强度Ms
2)剩余磁化强度Mr
3)矫顽力Hc
根据磁滞回线的形状


硬磁材料
软磁材料
8.5 磁畴

4 动态磁化
铁磁体在周期性变化的交变磁场中时，其磁化强度也周期性地反
复变化，构成动态磁滞回线。
动态磁滞回线和静态磁场中的磁滞回线
既有相似之处，也有一定的差别。
在相同的磁场强度范围内，动态磁滞回
线的面积比静态磁滞回线要大一些。这
是因为磁滞回线的面积等于磁化一周所
损耗的能量。在静态磁场下，材料内的
损耗仅为磁滞损耗；而在交变磁场下，
材料内除了磁滞损耗以外，还存在涡流
损耗和剩余损耗等。
8.5 磁畴

4 动态磁化


动态磁滞回线的形状与交变磁场的峰值Hm以及频率有关。
当交变磁场的磁场强度减小或交变磁场的频率增加时，动态
磁滞回线的形状将逐渐趋近于椭圆。
H  H m sin  t
B  B m sin( t   )
1)磁滞现象
在交变磁场中，这四 2)涡流效应
种现象都将引起铁磁 3)磁导率的频散和吸收现象
材料的能量损耗
4)磁后效
8.5 磁畴

5 磁损耗


铁磁体在交变磁场进行交流磁化过程中，因损耗能量而发热，
称为磁损耗。
磁损耗包括：涡流损耗、磁滞损耗和剩余损耗。
P = Ph  Pe  Pc

涡流损耗
处在迅速变化的磁场中的导体，其内部会产生闭合旋涡状的
感生电流
2
2
Pe  afd B m  T 降低涡流损耗：
一是降低材料的厚度d；
另外一种方法是提高材料的电阻率ρ。
8.5 磁畴

磁滞损耗
在交变磁场中对磁性材料进行磁化，由于磁滞现象而产生的功
率损耗称为磁滞损耗。
Pa 

 H dB
降低磁滞损耗的最好方法是减小铁磁
材料的矫顽力Hc
剩余损耗
剩余损耗是指除了涡流损耗和磁滞损耗以外的其它所有损耗。
为了降低材料的剩余损耗，可以从下面两个方面入手：①减
少扩散离子浓度，从而抑制离子扩散过程；②控制成分和制
备工艺，使之在应用频率和工作温度范围内避开损耗最大值。
8.6 磁性材料的特性


物质的物理性质随外界因素，例如磁场、电场、光及热等的
变化而发生变化的现象为物理效应。
1 磁各向异性
磁各向异性主要是由自旋-轨道耦合，导致磁化强度从优
于特定晶轴取向。
图8.22 不同磁化方向导致的自旋轨道耦合情况
图8.23 铁单晶的磁化曲线
8.6 磁性材料的特性

1 磁各向异性
沿铁的<100>方向极易磁化，在很小的磁场下即可达到磁饱和，
是易磁化方向。而沿铁的<111>方向磁化时，则需要非常强的磁
场才能达到磁饱和，是难磁化方向。
铁磁体的磁化需消耗一定的能量，称为磁化能。
对立方晶系有：
E K  K 1  1  2   2  3   3  1
2
2
2
2
2
2
  K 
2
2
1
 2 3  
2
2
K1、K2为常数，称为各向异性常数，在室温时，铁的典型值为
K1=4.2×105erg/cm3和K2=1.5×105。
8.6 磁性材料的特性

1 磁各向异性

①形状各向异性；
②磁晶各向异性；
③生长感生各向异性；
④应力感生各向异性；
⑤磁场感生各向异性；

⑥交换各向异性。




只有磁晶各向异性是磁性晶体
中固有的，其它各种磁各向异
性都是被感生出来的。
图8.25 生长感生各向异性对磁膜磁畴的影响
8.6 磁性材料的特性

2 磁致伸缩
铁磁体在磁场中被磁化时，其形状和尺寸都会发生变化，这
种现象称为磁致伸缩效应。
磁致伸缩来源于磁-弹性耦合，使磁性材料伴随磁化方向改变
而发生长度和体积的变化。

磁致伸缩系数
  L / L
当λ>0时，为正磁致伸缩；
当λ<0时，为负磁致伸缩。
8.6 磁性材料的特性

3 磁光效应
当光透过铁磁体或被磁体表面反射，由于铁磁体存在自发磁化
强度，使光的传输特性发生变化，产生新的各种光学各向异性
现象，统称为磁光效应。

磁光法拉第效应
当光束通过于磁场中的磁光晶
体时，其偏振面会发生偏转
B
3
 
图8.28 法拉第效应
πN q L
n0 m  0    
2
2
0
2

2
V BL
8.6 磁性材料的特性

磁光克尔效应
当线偏振光被磁化了的铁磁体表面反射，且磁化方向垂直于
反射面时，反射光将是椭圆偏振的，并且以椭圆长轴为标志
的偏振面相对于入射线偏振光的偏振面旋转一个角度。
(a)极向效应
(b)纵向效应
图8.29 磁光克尔效应
(c)横向效应
8.7 磁性材料

1 软磁材料



软磁材料指的的磁化状态容易随外磁场变化的一类材料。
其特点是矫顽力低，磁导率、饱和磁感应强度高。
在电力工业中，软磁材料用作变压器、电动机、发电机的铁
芯；在无线电工业中，它们被用作变压器、各类电感线圈、
磁头、电表、继电器、磁放大器等磁芯元件。
8.7 磁性材料

1 软磁材料

金属软磁材料





工用纯铁和硅钢
镍铁合金
非晶软磁合金
纳米晶软磁合金
铁氧体软磁



Mn-Zn铁氧体
Ni-Zn铁氧体
Mg-Zn铁氧体
8.7 磁性材料

2 硬磁材料



又称永磁材料
那些难于磁化，又难于退磁的材料
它的主要特点
 具有较大的矫顽力，典型值Hc＝
104～106A/m，
 剩磁也高，磁滞回线又宽又高，具
有较高的最大磁能积(BH)max 。
8.7 磁性材料

2 硬磁材料

硬磁合金




铝镍钴系合金
铁铬钴系合金
稀土永磁合金
硬磁铁氧体

尖晶石铁氧体
8.7 磁性材料

2 硬磁材料





发电机、电动机
磁线圈、吸盘等
电子聚焦用磁场等
磁悬浮技术
扬声器
8.7 磁性材料

3 矩磁材料



具有矩形磁滞回线的铁氧体，其主要用
于计算机、自动控制与远程控制设备中，
作为逻辑单元、开关元件、记忆元件
（存储器）、磁放大器的磁光存储器和
磁声存储器等。
可用剩磁比Br/Bm来表征回线的矩形程度。
也可用B-Hm/2/Bm (或简写为B-1/2/Bm)来描
述
开关常数
Ha
 H c  ts  S w
图8.30 开关系数
8.7 磁性材料

3 矩磁材料



磁心存储器的工作原理
利用矩磁材料具有矩磁磁滞回线的特性，
与饱和磁感应强度Bm大小相近的两种
剩磁状态+Br和-Br分别代表“l”和“0”
当输入一个+Im电流脉冲时，相当于磁
心受到+Hm磁场的激励而被磁化到+Bm。
脉冲过后，磁心保留+Br状态，表示存
入信号“1”。反之，输入-Im电流脉冲
时，磁心保留-Br状态，表示存入信号
“0”。
图8.31 磁心存储器原理
8.7 磁性材料

4 旋磁材料
若沿某一方向(加x方向)加一交变磁场，磁性材料不仅在x方向产
生磁化，也会在y、z方向也产生磁化，即不仅产生x方向的磁感
应强度Bx，而且也产生y、z方向磁感应强度By、Bz，磁导率呈现
出张量特性，这种性质称为旋磁性，具有旋磁性的铁氧体称为
旋磁铁氧体。由于所加的交变磁场一般处在微波频段，故又称
为微波铁氧体。
利用这些铁氧体特殊的旋磁效应——材料在微波频段呈现的磁
导率张量特性和共振特性，已制成了多种微波铁氧体器件和组
件，如环行器、隔离器、移相器、振荡器、滤波器、接收机前
端等，在雷达、通信等微波电子工程中得到了广泛的应用。
8.7 磁性材料

4 旋磁材料



石榴石型
尖晶石型
磁铅石型
8.7 磁性材料

5 非晶磁性材料




非晶磁性材料由于其短程有序特性造就了优良的性能，是一
种性能优良的软磁材料。
非晶态合金的电阻率较高，比晶态合金大3倍以上，因此涡
流损耗低，频率特性好，可应用于较高的频率范围。非晶态
的结构均匀，各向同性特点也决定了非晶材料具有高强度，
一定的韧性，并具有很强的抗腐蚀性等特点。
含有金属的过渡合金
过渡族与稀土族金属所组成的合金
8.7 磁性材料

6 纳米晶磁性材料





指某一维度处于纳米量级的磁性材料。
这类材料由于尺寸效应，与相应的块状材料在声、电、光、
热方而和磁性有本质的区别。
1)纳米相材料
2)纳米粒子
3)纳米薄膜材料
8.8 磁性元器件

1 磁记录元件
在记录信号时，录音
磁头线圈上产生一个
的信号电流将磁铁磁
化，在气隙处产生溢
出磁场，当磁带转动
通过磁头气隙时，气
隙处的溢出场将磁带
磁化。磁带转动离开
气隙后，磁化部分残
留剩磁，该剩磁即为图8.32 磁带录音机走带系统与内部结构示意图
记录信号。
8.8 磁性元器件

2 磁光存储

热磁写入





居里温度写入
补偿温度写入
读出
利用透射的磁光法拉第
效应
利用反射的极向磁光克
尔效应
图8.33磁光写入、读出原理示意图
(a)激光热磁写入；(b)利用磁光克尔效应的读出
8.8 磁性元器件

3 微波器件




微波铁氧体器件，包括环行器、隔离器、并关、移相器等多
晶铁氧体器件和钇铁石榴石(YIG)单晶调谐滤波器、振荡器、
倍频器、谐波发生器等单晶铁氧体器件，是另一类重要的微
波器件。
国外的多晶体铁氧体器件(环行器等)已有部分使用Sm-Co(钐
-钻)永磁合金
光通信用非互易铁氧体器件-磁光隔离器主要使用钐-钻系合
金
雷达系统中，。铁氧体控制器的优点是能承受较高功率，具
有优良的电气性能。
8.8 磁性元器件

4 磁光器件

磁光调制器
  1
B 0 sin  m t
L
Bd
图8.34 磁光体调制器的组成
8.8 磁性元器件

4 磁光器件

磁光隔离器
(a)对入射光
(b)对反射光
图8.35 磁光隔离器的工作原理