磁性物理学(第六章讲稿)

第六章技术磁化理论第一节磁化过程概述第二节可逆壁移磁化过程返回第七节剩磁第六节反磁化过程、磁滞与矫顽力第三节可逆壁移的起磁化率第四节可逆畴转磁化过程第五节不可逆磁化过程结束放映实际中使用的磁材，共同点:材料内部存在磁畴，不同点：磁畴结构及其运动的变化方式不同磁化曲线与磁滞回线的形状不同反映了磁材静态性能的不同满足不同应用的要求。结论：磁畴结构的运动变化是材料磁性优劣的内因。磁化过程：磁体在外磁场作用下，从磁中性状态到饱和状态的过程。磁中性状态：H＝0时，M＝0（B＝0）第一节磁化过程概述获得磁中性状态的方法：

交流退磁：无直流磁场，对磁体施加一定强度的交变磁场，并将其振幅逐渐减小到零。热退磁场：将磁体加热到Tc以上，然后在无H时冷却下来。反磁化过程：在外磁场作用下，从饱和状态返回到退磁状态的过程。动态磁化磁化技术磁化：在缓慢变化或低频交变磁场中进行磁化。（所考虑的是磁化已经达到稳定状态的问题）内禀磁化：铁磁体北极数磁化到饱和以后，强磁场使磁畴内磁化强度发生变化的过程静态磁化一、磁化曲线的基本特征定义：B（M、J）-H曲线

抗磁性、顺次性、反铁磁性的磁化曲线均为一直线。铁磁性、亚铁磁性磁化曲线为复杂函数关系。典型磁化曲线可分为五个特征区域：1、起始磁化区

H很小，可逆磁化过程

M＝χiH

B＝μ0μiH

（μi＝1+

χi）2、Rayleigh区

仍属弱场范围，其磁化曲线规律经验公式：H起始磁化区陡峭区趋近饱和区Rayleigh区M静态磁化曲线动态磁化曲线起始磁化曲线3、陡峭区中场H范围。M变化很快。是不可逆磁化过程，发生巴克豪森跳跃的急剧变化，其χ

与μ

均很大且达到最大值——又称最大磁导率区。4、趋近饱和磁化区强H，M变化缓慢，逐渐趋于技术磁化饱和。符合趋于饱和定律：5、顺磁磁化区需极高的H，难以达到。在技术磁化中不予考虑。二、磁化过程的磁化机制1、磁化过程大致可以分为四个阶段：

(1)、可逆磁化阶段：若H退回到零，其M也趋于零。同时存在：

a、畴壁位移（金属软磁材料和μ

较高的铁氧体中以此为主）。

b、磁畴磁矩转动（在μ

不高的铁氧体中以此为主）。

(2)、不可逆磁化阶段主要指不可逆壁移

(3)、磁畴磁矩的转动此时样品内壁移已基本完毕，要使M增加，只有靠磁畴磁矩的转动来实现。一般情况下，可逆与不可逆畴转同时发生与这个阶段。

(4)、趋近饱和阶段

ΔM很小，M的增加都是由于磁畴磁矩的可逆转动造成的H起始磁化阶段磁畴磁矩转动阶段趋近饱和阶段不可逆磁化阶段M2、反磁化过程磁滞回线铁磁体的不可逆磁化磁滞磁滞回线HMOMr-HC+HCMm实验证明：磁化曲线和磁滞回线灵敏地依赖于磁性材料的微观结构，如：晶粒大小、晶粒排列取向、内应力、成分起伏等。第二节可逆壁移磁化过程一、壁移磁化机制在有效场作用下，自发磁化方向接近于H方向的磁畴长大，而与H方向偏离较大的近邻磁畴相应缩小，从而使畴壁发生位置变化。其实质是：在H作用下，磁畴体积发生变化，相当于畴壁位置发生了位移。

1800壁位移磁化过程如图：说明H作用下，壁移磁化的物理本质是畴壁内每个磁矩向着H方向逐步地转动ikHxx1、壁移磁化的动力设单位面积的1800壁，在位移作用下位移Δx

。2、壁移的阻力壁移过程中，由铁磁体的内部能量发生变化，将对壁移产生阻力。阻力来源于铁磁体内的不均匀性。①内应力起伏的分布：②成分的起伏分布（如杂质、气孔、非磁性相）壁移时，这些不均匀性引起铁磁体内部能量大小的起伏变化，从而产生阻力。二、壁移磁化两种模型（一）、应力模型（应力理论）（只考虑内应力起伏分布引起的内部能量变化，而忽略含杂的作用。适于金属软磁材料与高μ的软磁材料。）当铁磁体内存在不均匀性的内应力时，壁移时将会在磁体内引起磁弹性能与畴壁能变化。说明：壁移磁化过程中磁位能的降低与铁磁体内部能量增量和相等。即：壁移磁化处于稳定状态时，动力＝阻力。1、1800壁移磁化方程

Fσ

对1800壁移不构成阻力，阻力主要来自于应力起伏引起的畴壁能密度改变。2、900壁移磁化方程设内应力起伏引起的Fσ

影响大于Eω

，阻力主要来自于磁弹性能的增加。三、含杂理论主要考虑铁磁体内杂质引起内部能量的起伏变化，形成对畴壁位移的阻力，认为内应力分布均匀，无起伏变化，故可忽略。（适于含气孔率大的铁氧体，含C的永磁合金，含非铁磁相的复相材料。）杂质的作用：杂质的穿孔作用：畴壁位移经过杂质处时，畴壁面积变化引起畴壁能的变化，从而对壁移形成阻力。退磁场作用：壁移时，杂质周围退磁场能发生变化，会形成对壁移的阻力。实际材料中，若杂质尺寸很小且Ms低，则杂质对壁移形成的阻力作用主要为穿孔作用引起的畴壁能变化，故可略去退磁场作用。即：壁移磁化过程中磁位能的降低等于杂质穿孔导致的畴壁能的增加。第三节可逆畴壁位移的起始磁化率精确计算χi

非常复杂，只能在某种程度上作用假定的模型下计算的。但计算结果能反映磁化过程中的物理本质，且与实验现象相符，并能为改善磁材性能指出明确方向。计算方法是：先从畴壁位移平衡条件δF=0建立磁化方程，再分别得到∂H/∂x与∂MH/∂x，最后由：计算χi

。一、应力模型决定的χi

1、180o畴壁位移而单位面积畴壁移动x时，H方向磁化强度增加为：∴磁化过程中产生的磁化强度为：∴由H→0和ΔH→0

相当于磁中性状态γω=极小值。⑵、求S//

设畴宽D=l，

单位体积内有1/l个畴与畴壁，S//=(1×1)×1/l=1/l∵σ(x)的每个极小值处并不都有180o壁2、90o壁移（采用相同处理）二、含杂理论决定的χi

计算过程：先写出含杂理论的χi

表达式，再假设一个具体的杂质分布模型来计算。现在考虑求畴壁面积S//：

设杂质分布为简单立方点阵，点阵常数为a，杂质为直径为d的球粒。则H=0时，畴壁总面积最小，在杂质中心处Ew最小。H≠0时，畴壁离开中心处，总面积增加，Ew增加。若杂质点阵中一个单胞内壁移x，被杂质穿孔后的畴壁面积为：对于180o壁，由于并非所有杂质处都有畴壁。可见：材料内部存在杂质、气泡或内应力，均会影响到畴壁能的大小变化，导致对壁移产生阻力。由于铁氧体中的不均匀变化比金属磁性材料严重，故铁氧体的μi

一般较金属材料低。在壁移磁化中要获得到的χi（或μi

），需满足

1、材料饱和磁化强度Ms

高。

2、K1、λs

要小。

3、材料结构完整、均匀且晶格形变小（内应力要低）。

4、材料含杂少。

第四节可逆磁畴转动磁化过程磁畴转动磁化过程：在H≠0时，铁磁体磁畴内所有磁矩一致向着H方向转动的过程。（简称畴转过程）处理方法与壁移过程类似。一、畴转磁化过程外磁场的作用是导致磁畴转动的根本原因及动力（即H≠0时，总自由能将发生变化，其最小值方向将重新分布，磁畴的取向也会由原来的方向——向H方向转动）如图：[100][010]H[110]Ms立方晶体(k>0)(001)畴转过程总自由能变化曲线∴畴转过程中，磁位能降低与磁晶各向异性能增加相等时，畴转磁化处于平衡状态。若畴转磁化过程中，除Fk外，还有Fσ

、Fd

也形成阻力，则：

F=FH+Fk+Fσ+Fd同样由：∂F/∂φ=0

畴转过程中平衡方程的一般形式：弱场下发生畴转磁化的情形：对于高μ铁氧体，以壁移为主，但也可能发生畴转。对于低μ铁氧体（空隙、杂质多，对壁移阻力大），以畴转为主。单畴颗粒材料：只有畴转（单畴颗粒的永磁体）受强应力的材料：畴壁因强σ

的约束，壁移冻结，只有畴转磁化。二、畴转过程决定的χi

㈠、由磁晶各向异性控制的可逆畴转磁化

1、六角晶系：设H与易磁化方向成θ

角，磁矩转动了φ

角，φθHMs易磁化方向2、立方晶体：

a）、K1>0,（易磁化轴为[100]）对于单畴：φθ[100]MsH[010]2)、K1<0,（易磁化轴为[111]）x[100]y[010]z[001]HMsβφθ0θ㈡、由应力控制的可逆畴转磁化应力会引起应力各向异性，对磁矩转动会起阻碍作用。当材料中磁晶各向异性较弱（可以忽略），而且磁致伸缩又是各向同性，只有应力的作用较强时，应力引起的各向异性就成为主要的。如图：θφHMsσ

由前面得讨论可知，要在转动磁化中获得高起始磁导率μi

需满足：

材料饱和磁化强度Ms高

k1与λs

低结构要均匀，以免产生大得应力σ小结：现将前面两节推导的不同条件下的起始磁化率公式作一比较：

1、可逆畴壁位移磁化：

(1)、掺杂物与空隙作用下（含杂理论）：(2)、应力理论：2、可逆畴转磁化第五节不可逆磁化过程我们前面已经讨论了磁化的第一阶段（可逆磁化阶段的起始磁化率），当外场H由第一阶段逐渐增加时，磁化过程就进入不可逆的第二阶段，即出现巴克豪森跳跃或磁畴结构的突变阶段。此时，若去掉外场H，磁化状态不会按照原来的同一路径返回，且不能回到原来的起始状态，从而导致磁滞。在这一阶段，一般而言，不可逆的壁移是主要的，不可逆畴转是次要的。一、不可逆壁移磁化以1800壁为例磁矩从右畴转到左畴时，静磁能密度改变：当壁移x，畴壁扫过体积为1×1×x＝x∴与单位面积的畴壁相连系的静磁能改变为：在H作用下，要使畴壁停止在某处，那里的能量必须最低，即：xHMsMs即要壁移停止，H的值必须满足此式。1、不可逆壁移磁化机制右图表示γω

随位移χ的变化①、H＝0时，壁移处于x=0,γω

最低处②、从x=0到x1这一段，曲线斜率dγω/dx

随x增加，到x=x1处，斜率最大。在这一段中，当H逐渐增加时，总可以找到某一点x满足上式；若把H减小到零，x会退回到零，即磁化可以复原（所以，H不大，壁移x<x1的阶段即为可逆壁移磁化。）xo③、当H增大到使x

达到x1

后，再增加到H，附近的dγω/dx

不再增加，x1

左右的dγω/dx

均降低，故上式不能满足，畴壁不能停止于x1

处，就一直向右移动，直到x2

处，那里的dγω/dx

较大，可以满足上式，此时壁移才停止。所以，从x1到x2

的壁移是跳跃式的（H只比平衡在x1处的稍大一点，却使畴壁越过一大段。）此时若把H→0，畴壁不能退回x＝0，只能退到x2

左边最近的一个能量最低处。所以，x>x1

已是不可逆壁移阶段。可见x1是第一次遇到的dγω/dx

最大处，是可逆与不可逆壁移的分界点，此时所需磁场——临界磁场。④、巴克豪森跳跃

H略超过H0，壁移就从x1

跳到x2

，若H再略加，畴壁又从x2

跳跃到x3

，（那里的斜率比x2

处更大）。所以，随H的增加，可能有几次跳跃式的畴壁位移。畴壁的一次位移就是M的一次增加，畴壁的几次跳跃式位移就是M的几次跳跃式增加。这种跳跃式的壁移——巴克豪森跳跃（有时可视为不可逆壁移的标志）⑤、随着H的加强，巴克豪森跳跃进行着，最后可能遇到一个（dγω/dx

)max

中最大的值，当H增加到能够越过此值时，畴壁就会无阻碍的大幅度移动，直到无可再移动为止，结束位移过程。⑥、整个不可逆壁移阶段所产生的磁化效果可以用下图的磁化曲线代表：

oa段是可逆磁化阶段；

ab段是不可逆壁移磁化阶段，随着H的增加，先有几个跳跃，接着有一个大跳跃结束壁移过程；

b点以后壁移已完成，进入转动磁化阶段。壁移磁化有两类阻碍：内应力和掺杂物。2、内应力作用下的不可逆壁移OabHMxlσ由此式及上图可见：对于这个具体情形只有一个（dγω/dx)max

值，所以在不可逆壁移磁化中，若H足够强，只经一次跳跃即完成壁移。（当然实际情况的γω

不会如此简单且有规律。）lxMsoγω1)、临界场发生壁移的材料中，一部分磁畴扩大，另一部分缩小，上式中的θ即那些扩大的磁畴的磁化方向与磁场方向的夹角，在多晶体中，θ

可以有0～π/2范围内的各种取值。（θ∈(π/2,π)间偏小）。2)、不可逆壁移磁化的磁化率当H>H0。畴壁要从x=0→x2,x3处，磁化强度的增加为：由前可知壁移一个l距离，壁移磁化就结束，故χi≈l

。而由于S//=α/l（如前所述），即：不可逆壁移磁化过程的磁导率比起始磁导率大好多倍，从磁化曲线上反映出在这个阶段曲线急剧上升。3、掺杂作用下的不可逆壁移

1）、临界场单位面积的畴壁能可写为：xd/22)、磁化率（如P308Fig6－12），H>H0

后，畴壁能脱离一组掺杂物移动一个距离a，停止在另一组掺杂物上，此过程的磁化强度的增量为：二、不可逆畴转磁化在磁化的各阶段，壁移与畴转磁化机制均可能发生。软磁：磁化的第一、二阶段主要为畴壁位移（第一阶段可逆，第二阶段不可逆）。壁移过程接近完成时，转动磁化才成为主要过程。永磁：在磁化的第一、二阶段中，转动磁化可能是主要的（尤其单畴颗粒）对畴转磁化而言：

a、H较弱，转动磁化是可逆的

b、H较强，可逆与不可逆的转动都会发生。不可逆畴转所需H较强，故比不可逆壁移要后出现，二者不会同时发生。MSθθ0oHMS易轴aθoH易轴aθ0bθoHMS易轴aθ0ba、θ0<π/2,可逆（不论H多大）b、θ0>π/2,H<H0可逆c、θ0>π/2,H>H0不可逆其中H0为由可逆畴转到不可逆畴转的临界场1、临界场H0

由b图考虑（以单轴晶体为例）P=1P=290013501800H0θ02、磁化率对单轴各向异性材料：θ=1650oHMS易轴θ0300θ=θ0=1800易轴MsHθ=θ0=900HMs易轴HMsθ由此可见：不可逆转动磁化的磁化率也大于可逆转动磁化的磁化率；相应地，不可逆转动磁化的磁导率也大于可逆转动磁化的磁导率。三、不可逆磁化过程小结：壁移磁化:H0χir应力作用6χi掺杂作用(2a/d)χiK1<0,1800K1>0,180090018001350立方晶体1.5χi3χi4.7χi单轴晶体χirH0θ0转动磁化：这些规律对于考虑如何控制或改进磁材的性能具有重要意义。

H0和矫顽力HC

问题有关不可逆磁化过程是出现材料的μmax

的磁化阶段，与大功率磁材有关第六节反磁化过程、磁滞与矫顽力HMABCDOMrMHC如图：反磁化过程：铁磁体从一个方向上的技术饱和磁化状态变为反向的技术饱和磁化状态的过程。如：ACB为一个反磁化过程，

BDA又为一个反磁化过程。磁滞：M随H变化中出现滞后的现象。在不同的H下反复磁化

得到相应于H的磁滞回线其中最大的回线是饱和磁滞回线（又称极限磁滞回线），HC与Mr都是在它上面定义的。反磁化过程中，磁滞形成的根本原因是由于铁磁体内存在应力起伏、杂质及广义磁各向异性引起的不可逆磁化过程。所以磁滞与反磁化过程的阻力分布密切相关。磁滞的大小取决于磁滞回线面积的大小，而面积又主要取决于矫顽力，矫顽力只与不可逆过程相连系。根据反磁化过程的阻滞原因分析，磁滞机制可分为：不可逆壁移不可逆畴转反磁化核成长一、不可逆壁移我们前面在不可逆壁移磁化过程中分别推出了在应力与杂质作用下的，故利用可得：1)、M从正向值变到反向值经过M=0时的磁场强度—内禀矫顽力MHc，即是发生大巴克豪森跳跃的临界点（b点）。2)、大块材料的Hc是各晶粒的Hc的平均效果。如教材P347图6－35。所以实际上Hc要略大于，一般：3)、软磁材料，要求Hc小；永磁材料，要求Hc大。HMabMrcdmHc壁移反磁化过程HcMr可逆过程小巴克豪森跳跃大巴克豪森跳跃大块单轴多晶体的磁滞回线二、反磁化核成长引起的磁滞畴壁位移的先决条件是要有畴壁存在，即有与磁化方向相反的磁畴（反磁化畴）存在。当样品已磁化到饱和时，似乎这种反磁化畴不可能存在，故而畴壁的不可逆位移也不可能进行，但实际并非如此。在大块材料中，不可能完全避免局部的内应力与杂质，这些局部小区域内的M与其他区域不一致，所以即使磁化到饱和，他们也未转过去，从而形成“反磁化核”，如果加一定强度的反向的磁场，则这些反磁化核将逐步长大而成为“反磁化畴”，产生畴壁，为反磁化过程中的壁移创造条件。通过反磁化核发生与长大来进行壁移的过程有两个阶段：H下，反磁化核发生与长大,形成反磁化畴，长大后的反磁化畴进行可逆与不可逆壁移。1、发动场理论（德棱W.Doring,1938年—反核长大问题）反磁化核长大的条件，从能量上看，就是随着反磁化核的长大，其能量必须降低。而由于反磁化核的长大（体积增大dV），必然引起：畴壁面积增大dS，

Δγ=γωdS

反磁化核形状变化，退磁场能量变化dEd

反抗壁移的最大阻力做功：2μ0MsHodV

静磁能降低：2μ0MsHodV

所以反磁化核的长大条件为：即反磁化核自身能量的变化必须克服外界的最大阻力时才能持续长大。为计算方便，设反磁化核形状为细长的旋转椭球（长半径l，短半径d）则椭球的体积为：面积为：

S=π2ld

关于Ed计算，可这样考虑：设反磁化核原来的磁矩与材料主体一致，此时Fd=0；设想反磁化核的形成是由于磁矩转了1800（即由材料主体方向反磁化核的方向）。这一转动所做的功即等于Ed。

如图，x、y轴上的磁矩分别为：αxyMsNxMs：周围环境作用于反磁化核的Hd

NxMscosα

、NyMscosα

：反磁化核自身的退磁场能量。所以反磁化核内Ms所受转矩L为：讨论：

H>H0时，反磁化核才开始长大。有以上计算知，铁磁体内并非所有磁化不均匀区域都能形成稳定反磁化核。只有d>ds

的区域在H≥Hs

时才能使反磁化核长大而形成反磁化畴，并通过壁移完成反磁化过程。如果HC

≤Hs

，则由这种磁化过程决定的磁滞回线必为矩形。当反磁化场大约为Hs时，磁化强度以一个大的跳跃由+Ms变为-Ms——大巴克豪森跳跃。观察大巴克豪森跳跃的反磁化过程，需选用具有矩形磁滞回线的样品，例如68％的Ni－Fe合金丝在适当的均匀张力σ作用下。因其λsσ>>K1,λs>0,所以易磁化方向即张力方向。这种样品的磁滞回线见右图。由此可见，当样品磁化到饱和后，反磁化过程只有在外磁场达到负的临界场H0

以上时，才能以一个大跳跃结束。张力σ越大，H0

与Hs

的差别也越大。反磁化的畴壁位移速度v

随着磁场强度的增加而增加。当（H－H0）

刚好可以推动1800壁移动时：HBrH0HsHsH0★发动场理论的一个重要问题是反磁化核的起源与形成问题，这个问题直到1954年问题才解决。2、反磁化核的来源与成核场材料内部局部的不均匀性（如：局部内应力、掺杂物），即是形成反磁化核的来源。古得诺夫认为磁化核的形成有三种可能：

a、掺杂物粒子

b、材料内的片状脱溶体或晶粒间界面

c、晶体表面他的结论是：只有大的掺杂粒子才能产生反磁化核，且这种核只有在强H下才能长大，而且晶体表面的反磁化核也是如此。所以，最可能的反磁化核的起源是在晶粒间的界面或片状脱溶物的界面上。现在讨论在晶粒界面上产生反磁化核的条件：如图，设晶界面为平面，界面两边的磁畴方向为不同的易磁化方向，故在界面产生磁极，其密度为：ldDMs2Ms1

+++---由于界面上的次级畴即为反核的起源，可假设这些次级畴按一定周期分布，每D2面积中只有一个次级畴，并将这些小畴视为旋转椭球体，长轴2l，短轴2d，则有：外场H很小时，Ms在易磁化方向，则单位体积内，由于反磁化核的产生而引起的能量变化为：所以：

Hn

>0时，反核形成的能量比没有反磁化时晶界上退磁能大，此时若无外场，则反核不会生成。

Hn

<0时，晶界上退磁场能大，故会产生反核以降低能量。所以，材料具有矩形磁滞回线的条件为：

Hn≥H0

晶体平均粒径L小各晶粒的易轴方向基本一致（使尽可能小）。减小Ms

（但实际使用中不能太小）K1↑,但会使

Hc↑，且材料的Hn与H0分布范围小，可保证高Br/Bs及回线转角处为900。3、由反磁化核生长阻滞决定的Hc

只有当外场H大于发动场Hs，反核才可能长大，然后再进行反磁化。在这类材料中，Hs大于不可逆畴壁位移的临界场H0，（Hs>H0

），故Hc为：三、不可逆畴转如前面不可逆壁移所述，要提高Hc，可增加壁移阻力(比如提高λs、σ、β)，但最有效的办法是使壁移不发生，要彻底做到这一点，只有使畴壁不存在，即使之成为单畴（其磁化与反磁化全部通过畴转过程）。单畴颗粒工艺对提高材料的Hc

非常重要，这里只有磁矩的转动，其阻力来自各向异性（磁晶各向异性、形状各向异性、应力各向异性）。1、单畴颗粒在磁晶各向异性作用下的磁矩转动前面不可逆畴转的磁化中已讨论得到：对于一个单畴颗粒的磁矩，有如下关系：MsxH易轴1.单畴颗粒由磁晶各向异性控制的矫顽力磁晶各向异性控制的磁矩一致转向外磁场与易轴平行时的磁滞回线采用同样的方法，可分别计算＝90°和＝135°时的磁滞回线。如图所示对于多晶体单畴颗粒集合体来说，其Hc＝0.96Ku/

0Ms单畴多晶集合体的磁滞回线外磁场与易轴成不同角度的磁滞回线外磁场与易轴夹角为90和135时的磁滞回线2、单畴颗粒在形状各向异性作用下决定的矫顽力

形状各项异性来源于退磁能，在样品不同方向，退磁能不同，即在退磁状态下，沿不同方向取向时，能量不一样，表现出各项异性。设样品为扁长的单畴椭球，磁矩在xoy平面内转动，则：形状各向异性控制的一致转动3、应力各项异性决定的矫顽力考虑材料中磁晶各向异性强弱，且无形状各向异性，但由于有应力σ

，故产生单轴各向异性：4、小结：

1)、单畴颗粒在三种各向异性作用下的Hc公式

a、磁晶各向异性作用下单畴颗粒θ0HC单轴晶体900013501800取向分散的多颗粒材料立方晶体K1>01800K1<01800K1>0取向分散的多颗粒材料b、形状各向异性作用下单畴颗粒θ0Hca>b1800(Nb

-Na)Ms椭球a>b混乱分布0.479(Nb

-Na)Msa>>b1800Ms/2c、应力各向异性作用下单畴颗粒θ0Hc1800混乱分布2)、可见，要提高Hc，必须设法提高至少一种各向异性3)、Ms高的材料，其由形状各向异性决定的Hc最大，如Fe；

K1大的材料，其由磁晶各向异性决定的Hc最大，如Co；

λs大的材料，其由应力各向异性决定的Hc最大，如Ni；所以，为获得高Hc，可利用其不同的特点。4)、由前面的讨论可知：四、矫顽力新理论简介不同材料，其Hc可差别很大，为解释此现象曾经提出各种理论模型主要归为两类：

a、与畴壁移动受到阻力有关（应力、掺杂理论）

b、与畴内磁矩改变方向受到阻力有关（一致转动、窝旋转动、曲折式转动）。

各自具有一定的说服力并能指导改善材料的性能。但也有不少矛盾，主要原因是未全面考虑晶格不完整性的影响。（对理想晶体点阵的偏离，统称晶格的不完整性）晶格的不完整性对Hc的影响：通过它的形状不同（体缺陷、面缺陷、线缺陷、点缺陷），直接控制Hc通过缺陷本身的交换积分常数A、K1、λs及M0与基体不同来影响Hc。晶格的不完整性（缺陷）对磁性的影响有长、短程两种：长程：影响Fσ、Fd的变化（位错、非磁性掺杂、磁矩与基体不同的脱溶物等）、短程：使Eex、Fk改变，能阻碍畴壁运动（晶粒边界、堆垛层错、反向边界、点缺陷等）所以，由以上性质可知，缺陷所在之处容易形成反磁化核或钉扎畴壁的中心。若缺陷作为成核点，则缺陷数目越多反核越易形成，Hc越低。若缺陷作为畴壁钉扎点，则缺陷数目越多，畴壁钉扎越严重，畴移就越困难，Hc就越高。即缺陷的作用有两重性，既可作为成核点使Hc下降，也可作为钉扎点使Hc升高。一般而言，尺寸大的缺陷对成核有利，反之对钉扎有利。具体材料的反磁化机制是以成核或钉扎为主，可以根据热退磁状态后的磁化曲线与磁滞回线的形状判断。

(1)、以成核为主的磁化曲线上式很快，μi

较高，用不大的外场即能磁化到饱和，其Hc

通常随H的上升而增加。HMHHc(2)、以钉扎为主的磁化曲线上升很缓慢，H<Hc之前，μ都很低，在H=Hc处突然升高，一般Hc与H无关。HMHHc矫顽力新理论是二十世纪七十年代发展起来的，其要点为：面缺陷阻碍畴壁移动（决定Hc的一种普遍机理）畴壁越薄，面缺陷影响更显著，Hc↑面缺陷内交换能常数A’、各向异性能常数K’及磁化强度Mz越小，Hc↑。

极端情况下

(即A’＝0、K’＝0、Mz＝0)，Hc=2K1/μ0Ms,此时，壁移控制的Hc转化为由磁矩的一致转动控制的Hc。一、四种关键的磁化状态下，多晶体的自发磁化强度在空间的分布

1、磁中性状态（O）

磁中性状态：指磁材的合磁通密度与磁场强度在大于磁畴尺寸的区域内都等于零的一种状态，如图O点。此时，多晶体内的自发磁化方向在空间是均匀分布的，故样品在任一方向有：M＝0，H＝0，B＝0。2、饱和磁化状态（A）