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  • 振动样品磁强计的原理

    振动样品磁强计可以测出在不同的环境下材料多种磁特性。由于它易于发挥电子技术的作用及其采用灵活的设计,使之有极高的灵敏度并兼备易于安装定位,更换样品的优点。测量磁矩灵敏度在磁场中零场到磁铁可达到的最大场范围内,可小到5x10-9A/m2以下。 由于其具有很多优异特性而被磁学研究者们广泛采用,又经许多人改进,使VSM成为检测物质内禀磁特性的标准通用设备。

    内禀磁特性主要是指物质的磁化强度而言,即体积磁化强度——M 单位体积内的磁矩,和质量磁化强度σ——单位质量的磁矩。

    设被测样品的体积为V,由于样品很小,当被磁化后,在远处可将其视为磁偶极子:如将样品按一定方式振动,就等同于磁偶极场在振动。于是,放置在样品附近的检测线圈内就有磁通量的变化,产生感生电压。将此电压放大并记录,再通过电压-磁矩的已知关系,即可求出被测样品的M或σ。

    将小球型样品(体积位V,磁化强度为M)放在平行于X轴方向的均匀磁场H中,并使它在Z方向做小幅度等幅振动,在其附近放一个轴线和Z轴平行的多匝线圈L,在L内的第n匝内取面积元,其与坐标原点的矢径为,磁场延X方向施加将小球型样品(体积位V,磁化强度为M)放在平行于X轴方向的均匀磁场H中,并使它在Z方向做小幅度等幅振动,在其附近放一个轴线和Z轴平行的多匝线圈L,在L内的第n匝内取面积元dSn,其与坐标原点的矢径为 rn,磁场延X方向施加。由于S的尺度与非常小,故S在空间的场可表示为偶极场形势:

    H(rn)=V/4π[M/rn3+3(M.rn)rn/rn5(1)由此H(rn)的Z方向分量为: Hz(rn)=3m/r5.XZ (m为样品磁矩)注意到rn值有X分量,则可得到检测线圈L内第n匝中dSn面积元的磁通量:
    dΦn=µ0HzdSn=3µ0MXnZnV/4πrn5.dSn
    (2)其中µ0为真空磁导率。第n匝内的总磁通为:Φn=∫dΦn=∫3µ0MXnZnV/4rn5.dSn
    (3)整个L的总磁通则为: Φ=∑nΦn=∑n∫3µ0MXnZnV/4πrn5.dSn
    (4)其中,Xn为rn 的X轴分量,不随时间而变, Zn为 rn 的Z轴分量,是时间的函数 现在认为S不动而L以S原有的方式振动,此时可有Zn=Zn0+a.sinωt, Zn0 为第n匝的坐标,a为L的振幅。由此可得到检测线圈内的感应电压为:
    (t)=-dΦ/dt=[-3µ0/4πMVaω∑n∫Xn(rn2-5Zn2)/rn7. dSn]COSωt=KMV COSωt=KJ COSωt

    (5)检测线圈中的感应电压幅值正比于被测样品的总磁矩J=MV(或J=σm),且和检测线圈的结构,振动频率和振幅有关 如果将K保持不变,则感应信号仅和样品总磁矩成正比 。预先标定感应信号与磁矩的对应关系后,就可以根据测定的感应信号的大小而推知被测磁矩值。因此,在测出样品的质量和密度后,即可计算出被测样品的磁化强度M ,σ。M=ρσ,ρ为材料的密度。

    由式(5)可以看出,信号的电动势为线圈到样品间距离r的灵敏圈数。因此减小距离r,增强样品与线圈的耦合,将会使灵敏度大为提高。但是随着距离的减小,样品所在位置的偏差对信号影响就会越大,对样品取放位置的重复性要求就会更加苛刻可以使用成对的线圈对称的放置在样品两边是这种情况得到改善。在(5)式中,将X用-X代入,信号将改变符号这说明同样线圈在样品两边对称位置其输出信号相等,相位相反。因此在实用中制成成对的线圈彼此串联反接,对称地放置在样品两边,这样不仅可以保证在每对线圈中由样品偶极子振动产生的信号彼此相加,而且它对位置尚有相互"补偿"的作用使信号对位置的便宜变得不敏感了。探测线圈这样串联反接的结果还可使来自磁化场的波动和来自其它空间的干扰信号互相抵消,因而改善了抗干扰的能力。

    信号发生器产生的功率信号加到振动子上,使振动子驱动振动杆做周期性运动,从而带动黏附在振杆下端的样品作同频同相位振动,扫描电源供电磁铁产生可变磁化外场H而使样品磁化,从而在检测线圈中产生感应信号,此信号经放大并检测后,馈给X-Y记录仪的Y轴。而测量磁场用的毫特斯拉计的输出则馈给X轴。这样,当扫描电源变化一个周期后,记录仪将描出J-H回线。

    J的大小,又必须由已知磁矩的标准样品定标后求得。如:已知Ni标样的质量磁矩为σ0,质量为m0,其J0=σ0m0。用Ni标样取代被测样品,在完全相同的条件下加磁场使Ni饱和磁化后测得Y轴偏转为 Y0,则单位偏转所对应的磁矩数应为K=σ0m0/Y0,再由样品的J-H回线上量得样品某磁场下的Y轴高度YH,则被测样品在该磁场下的磁化强度MH=KYH/V=σ0m0/ Y0*ρ/m*YH, 或被测样品的质量磁化强度σH=K*YH/m= YH/ Y0*m0/m*σ0,ρ为样品密度,σ0 为样品质量。这样,我们既可根据实测的J-H回线推算出被测样品材料的M-H回线。

    注意:这里的H为外磁场。也就是说,只有在可以忽略样品的"退磁场"情况下,利用VSM测得的回线,方能代表材料的特征,否则,必须对磁场进行修正后所得到的回线形状,才能表示材料的真实特征。所谓"退磁场",即当样品被磁化后,其M将在样品两端产生"磁荷",此"磁荷对"将产生于磁化场方向相反的磁场,从而减弱了外加磁化场H的磁化作用,故称为退磁场。可将退磁场表示为,称为"退磁因子",取决于样品的形状,一般来说非常复杂,甚至其为张量形式,只有旋转椭球体,方能计算出三个方向的具体数值。

  • 磁场强度 magnetic intensity

    描述磁场的一个辅助量。通常用H表示,定义为H=B/µ0-M,式中B为磁感应强度,M是介质的磁化强度,µ0=4πx10-7亨利/米是真空磁导率。与磁感应强度B不同,磁场强度H是有源场,在磁体的磁极处是H线的源或汇。以前曾认为磁性起源于磁荷,并得到与静电库伦定律相似的磁库伦定律。与静电情形类似,很自然地用单位指北磁荷所受的磁力描述磁场,这样定义的就是磁场强度H,因此H是描述磁场的基本量。在认清磁性起源于电流之后,利用运动电荷或电流受磁力的性质来描述磁场,这样引入的磁感应强度B成为描述磁场的基本量,而H侧退居为描述磁场的辅助量。H在国际单位制中的单位为安培/米,在高斯制的单位为奥斯特,1安/米=4πx10-3奥。

  • 磁感应强度magnetic induction

    描述磁场分布的基本量,又称磁通密度,是一个矢量,用符号B表示。它是通过磁场对运动电荷或电流所施的力来定义的。速度为v的点电荷q在磁场中受的力f可表示为f=qvxB,式中B即为磁感应强度。当电荷运动方向与磁场方向相同或相反时,运动电荷不受力;当电荷运动方向与磁场方向垂直时,受的力最大,为fm=|q|vB,比值fm/|q|v是一个与运动电荷无关的量,反映了磁场本身的性质,因而可用以定义磁感应强度的大小;而磁感应强度的方向定义为与电荷不受力时的速度方向平行,指向为正电荷所受最大力fm的方向转向电荷运动方向时的右手螺旋前进的方向。定义了B之后的上述公式即为洛伦兹力公式,根据它可确定运动电荷在磁场中所受到的力。电流元IdL在磁场中所受的安培力公式为df=IdLxB,由它也可定义磁感应强度。国际单位制中磁感应强度的单位是特斯拉,高斯单位制中磁感应强度的单位是高斯,1特=104高斯。

  • 磁化强度magnetization

    描述介质磁化状态的物理量,通常用M表示。定义为介质微小体元ΔV内的全部分子磁矩Mi的矢量和ΔV之比:M=∑iMi/ΔV无外场时,或者是介质的分子磁矩Mi为零,或者是分子磁矩的无规排列,介质的磁化强度M均为零;有外磁场时,介质被磁化,M≠0。顺磁物质的M与外磁场方向相同;抗磁物质的M与外磁场方向相反。如果介质是各向异性的,M与磁场有一定的夹角。对于铁磁物质M与磁场有复杂的非线性关系。介质磁化后,介质的表面以及非均匀介质的内部会出现磁化电流,磁化电流有磁化强度的分布确定,并决定了有介质存在时的磁场分布。磁化强度在国际单位制中的单位为安/米。

  • 磁矩magnetic moment

    表征电流线圈的磁性质以及微观粒子磁性质的物理量。一个小的电流平面线圈的磁矩为m=iSn,式中i为线圈内的电流,S为线圈的面积,n为与电流成右手螺旋的单位矢量。 磁与电有许多相似之处,小电流圈有磁矩,电偶极子有电偶极矩,一个小电流圈在远处激发的磁场和小电流圈在外磁场中的行为,同电偶极子在远处激发的电场和电偶极子在外电场中的行为很相似。原子中电子绕原子核运动具有轨道磁矩,电子本身还有自旋磁矩,原子的磁矩为原子中各电子轨道磁矩和电子自旋磁矩的矢量和。原子磁矩是研究物质磁性的基础,原子磁矩受到外磁场作用还会引起能级分裂,造成塞曼效应。原子内部各磁矩的相互作用也会引起能级分裂,构成能级的精细结构,因此原子磁矩在研究物质的磁性、原子的精细结构、磁场中的塞曼效应以及磁共振方面具有重要意义。近代物理的理论和实验都证明,原子核、质子、中子以及其他粒子都具有确定的自旋角动量和磁矩,对这些粒子磁矩的研究有助于认识粒子的内部结构。

  • 磁畴magnetic domain

    铁磁物质中自发磁化区域。其尺度在大块材料中为10-6-10-3米范围。同一区域(磁畴)内原子畴矩取向相同,不同区域内磁矩取向由晶体的各向异性决定。1931年F.比特等用显微镜观测到磁畴。1935年L.D.朗道和I.M.栗弗席兹从理论上阐明,铁磁体内产生磁畴是使体系内能降低和状态稳定的必然结果,最主要是降低了退磁能。
    对体心立方或六角晶体,相邻磁畴之间的磁矩取向可能相反(称180°畴),或相互垂直(90°畴);对面心立方晶体,除180°畴外,因为磁化轴间交角可能有71°或109°,相邻磁畴间的磁矩交角因接近90°,亦常称之为90°畴。此外,还有树枝状磁畴等。
    两磁畴之间由于 存在一个磁矩转向的过渡区畴壁,畴壁能γ由各向异性能k和交换能A决定(为√kA量级)。畴壁能因磁畴的数量增加而增大,对体系的稳定不利。畴壁使畴体积具有适当的尺度。另外,畴壁的厚度δ与√A/k成比例,一般在几纳米到几十 纳米范围。 在饭铁磁物质中也具有磁畴结构。

  • 磁导率magnetic permeability

    表征物质磁性的物理量。定义为物质内部的磁感应强度B与磁场强度H的比值,常用µ表示,B=µH,µ单位为亨/米。为了描述物理状态的方便,写成µ=µrµ0,式中µ0为真空磁导率,国际单位制中规定µ0=4πx10-7亨/米,µr称为相对磁导率,相应地有时也称µ为绝对磁导率。对于各向同性线性介质,µr是一个无量纲的纯数,它与磁化率的关系是µr=1+xm,xm为磁化率;对于各向异性介质,磁感应强度B与磁场强度H方向不同,µr是一个张量;对于强磁性的铁磁质或磁场很强的情形,B与H呈现非线性关系。

  • 矫顽力coercive force

    磁性材料在饱和磁化后,当外磁场退回到零时其磁感应强度B并不退到零,只有在原磁化场相反方向加上一定大小的磁场才能使磁感应强度退回到零,该磁场称为矫顽磁场,又称矫顽力。用HC表示(这种表示常指B=0)。根据磁感应强度B与磁场强度H和磁化强度M的关系B=µ0(H+M),如令B=0,得到HC=-M。当M=0,得到HC=B/µ0;常用BHC和MHC来表示其区别。MHC>BHC,M=0给出的值称为内秉矫顽力。
    矫顽力的大小表示材料被磁化的难易程度,有的很小,如铁镍合金的HC只有2安/米;有的很大,如NdFeB永磁的HC可达8x105安/米。因此常用它来对磁性材料进行分类。HC大于3x104安/米属永磁材料,小于1x103安/米的属软磁材料,介乎其中的属半永磁材料。
    矫顽力来源于不可逆磁化过程,造成不可逆磁化机理的主要因素是材料中存在磁各向异性(包含磁晶、感生和应力等各向异性)以及杂质、气孔、缺陷等。

  • 磁化曲线magnetization curve

    表征物质的磁化强度M或磁感应强度B与磁场强度H之间依赖关系的曲线。物质材料磁性的体现。由于B=µ0(H+M),因此已知物质的M-H曲线便可求出其B-H曲线,反之亦然。在常温及通常的磁场强度下,顺磁物质和抗磁物质的磁化曲线为通过原点的直线,且其M值远小于H值;而铁磁性物质在居里点温度以下时,磁化曲线较为复杂,不仅易于达到趋近磁饱和状态,而且磁化曲线既随材料及其外界条件而异,还依赖于所经历的磁化历史,B和M一般不是H的单值函数。一种具有基本意义的磁化曲线是起始磁化曲线,它是介质原来处于磁中性状态,B=M=H=0,然后受到一方向不变而数值作单调增大的磁场作用,所得到的磁化曲线。如图所示,随着H增大,开始B增加较为缓慢,以后增加较快,最后又增加变缓趋于饱和。根据此起始磁化曲线可定义铁磁质的起始磁导率µi和最大磁导率µm,并可得磁导率随磁场强度的变化曲线,如图中所示。它们表征了铁磁物质的磁性质,是实际中关心的问题。另一种重要的的磁化曲线是磁滞回线。

  • 磁滞回线magnetic hysteresis loop

    铁磁性物质在交变的磁场强度作用下其磁感应强度B随磁场强度H变化的曲线。图中OAS为磁场强度增大时的起始磁化曲线。磁场强度减小到零时,磁感应强度并不沿起始磁化曲线退回到原点,而是沿另一条曲线到R,BR≠0,BR称为剩磁。H沿反方向增加到HC,BR才减小到零,HC称为矫顽力。H再增加,曲线延伸到正向S的对称点S'。H减小下来到零 ,B的减小走另一条曲线到R',R'与R对称。H变为正向增大,B经C'回到S,C'点与C点对称。图中SRCS'R'C'S为磁滞回线。剩磁BR和矫顽力HC为表征物质磁性的重要参量。
    强磁性物质的磁滞现象来源于磁畴壁的不可逆位移和磁畴的不可逆转动,它们还引起磁滞损耗,反复磁化过程中磁滞损耗与磁滞回线的面积成正比。
    不同的强磁性物质的磁滞回线很不相同,有的材料磁滞回线细窄,有的材料磁滞回线宽阔,有的材料磁滞回线呈矩形。根据实际中的不同需要可选择不同参量,如永磁材料要求高HC和高BR,软磁材料要求低HC,而记忆元件的磁芯则要求适当低的HC和高比值BR/BS,BS为接近饱和的磁感应强度。
    在非理想第二类超导体(又称为硬超导体)中,也有磁滞回线。这类超导体在成分结构上具有不均匀性,如存在各类缺陷、杂质、空洞或晶格畸变等。当外磁场增加时磁通线进入超导体内部受到阻塞,而当外磁场减小时,磁通线也受到阻塞而不易从超导体内排出去,好像被钉扎住一样。这种外场变化时磁通线受到的钉扎作用是不可逆的,正是它 造成反复磁场化时的磁滞效应而形成磁滞回线。钉扎作用不仅影响磁化过程,而且对第二类超导体中的临界电流的大小也起决定性的作用。

  • 磁损耗magnetic loss

    磁性材料在磁化或反磁化过程中,外界对其所作的功转换成热的现象。它包含磁滞、涡流和剩余损耗三类。在强磁场磁化过程中,以前两类为主;在弱磁场磁化时,有些材料(如铁氧体)的剩余损耗占很大比重。
    磁滞损耗源于磁性材料中的不可逆磁化过程。在准静态磁化时磁损耗与磁滞回线面积成正比。在交流磁场中磁化一周时,磁损耗中除涡流损耗外,还存在畴壁加速运动和弹性能的消耗。
    交流磁场作用下,磁性导体内由磁感应产生涡流,使磁体发热,即涡流损耗。同时该涡流又产生与原交流磁场方向相反的磁场,而屏蔽了磁化场在磁体内的作用,并使交流磁化场强度按指数衰减,产生趋肤效应。为了降低涡流损耗和提供效率,就必须加大磁性材料的电阻率,并将其制成很薄的片状。
    剩余损耗是磁化中弛豫过程所致。其机理较复杂,因材料二异。

  • 居里温度Curie temperature

    在一定温度以上时,铁磁性消失而变为正常顺磁性的温度,常用TC表示。

  • 磁效应magnetic effect

    物质的磁性与其力学、声学、热学、光学及电学等性能均取决于物质内原子和电子状态及它们之间的相和作用。这些性能相互联系、相互影响。磁状态的变化引起其他各种性能的变化;反之,电、热、力、光、声等作用也引起磁性的变化,这些变化统称为磁效应。物质的磁效应具有基础研究意义,它提供了物质结构、物质内部各种相互作用以及由此引起的各种物理性能相互联系的丰富信息。如磁光效应可用来探测磁性物质内磁性电子的跃迁及其能级;磁电效应则反映传导电子与导致宏观磁性的电子之间的相互作用。磁效应已经或正在获得重要应用,为各种需要提供了性能优良的新器件、新材料和新手段。如磁-力效应与磁声效应分别用于制造电声换能器及延迟线;磁光效应被用于观察磁化强度的分布,研制磁光器件及磁光存储器件;核磁的绝热去磁为获得超低温的有效手段;磁电阻效应则用于检测磁场而制成新型磁头及磁泡检测器。工程技术上有特殊应用的恒弹性材料及低膨胀系数材料则基于磁-力效应及磁热效应,均与磁致伸缩效应有关。磁效应主要有磁-力效应、磁声效应、磁光效应、磁热效应和磁电效应以及它们的逆效应。

  • 磁性半导体magnetic semiconductors

    一类同时具有强磁性和半导体特性的新型半导体。在Ⅱ-Ⅵ、Ⅲ-Ⅴ或Ⅳ-Ⅵ族非磁半导体化合物中,通常由一定组分x值的过渡族金属或稀土金属磁性离子M部分随机地替代阳离子的子格点,形成稳定单相结构的A1-xMxB合金,称为稀磁半导体(DMS)。对不同的半导体化合物,组分x的上限是不同的,典型的如Cd1-小MnxTe合金,组分x值上限可高达0.77。由于晶体中存在顺磁离子,具有很强的局域自旋磁矩,载流子行为强烈受磁场和温度的影响,具有与普通非磁半导体不同的独特性质。主要有:磁场下的有效g因子增强,有的可高达两个量级;巨法拉第旋转效应,如Cd1-小MnxTe较CdTe的法拉第旋转角大103倍;巨负磁阻效应,如在P型Hg1-xMnxTe中观察到高达六个量级的的巨大负磁阻。由于磁离子间是反铁磁相互作用,改变其组分可在很宽范围内观察到从顺磁太进入自旋玻璃态到反铁磁态的相变。在小于2K温度下才具有铁磁性。
    随着分子束外延生长技术的发展,成功地在GaAs上生长P型(Ga,Mn)As均匀薄膜稀磁半导体(x小于0.06),其中Mn取代占据Ga的子格点,可在110K下实现铁磁性。
    发展迅速的自旋电子学是期望在磁性半导体中能同时利用电子电荷的导电和电子自旋的特性,即能控制载流子的自旋态并将自旋极化态注入到半导体中,这将对半导体光电器件、集成电路和磁光电器件的结构和应用带来新的变革。磁性半导体器件结构还可用分子束外延、超高真空蒸发等技术在GaAs等材料上生长具有铁磁性的磁性单晶薄膜,如MnSb、CoMn、FeMn等;也可用离子注入技术将Mn离子注入GaAs中,均可在室温下实现铁磁性。

  • 超导磁体superconducting magnet

    超导线绕制的线圈。利用超导体电阻为零的特性,超导磁体可通以大电流,产生很强的磁场。由于超导体存在临界磁场HC、临界电流密度JC、临界温度TC,超过临界值的超导体从超导态转变为正常态,因此超导磁体产生的的磁场不能随意提高,一般在几特到十几特。绕制超导磁体的材料要求有高的临界参数,通常是第Ⅱ类超导体,而且机械性能和加工性能也是选择用材的一个重要因素。制造超导磁体最常用的材料是铌钛(NbTi)合金,其次是金属间化合物铌三锡(Nb3Sn)。高温超导体发现后,高温超导材料也在研制中。与常规磁体相比,超导磁体没有焦耳损耗,维持磁体正常工作温度(约4.2K)所需制冷功率约比常规磁体损耗小1-2个数量级,超导磁体的电流密度比常规磁体高二个量级,也不用铁芯,因此超导磁体重量轻,体积小;超导磁体可用超导开关进行闭环电路运行,不受电源及外界干挠,达到极高的稳定性(10-7/时)等。超导磁体有广泛的应用价值,特别是在高技术领域,超导磁体已应用在磁共振成像技术、高能加速器、核巨变装置、磁流体发电、磁悬浮列车及其他科学试验试验中用的强场设备。超导磁体在电力工业中有很诱人的应用前景,超导电机、超导储能、超导变压器和超导限流器的性能已远优于常规器件。

  • 巨磁电阻效应giant magnetoresistance effect

    材料表现出反常高磁电阻的效应。材料的电阻在磁场中的变化部分称为磁电阻[全称磁致电阻(MR)]。常用MR=(ρH-ρ0)/ρ0表示其大小,ρH和ρ0分别表示磁场为H和零时材料的电阻率。该效应是开尔文在1857年测量磁场作用下Fe和Ni的电阻是发现的。对非磁性材料MR有很小的正值,只有10-5%。这是因运动电子受洛伦磁力作用而产生的附加电阻,一般于H2成正比。对大块铁磁性材料,如铁镍合金为3%-5%。MR的正负由电流和磁场的向对方向决定,平行时为正,垂直时为负。这种现象称为各向异性磁电阻。
    与技术磁化和磁畴结构有关1988年在测量Co/Cu和 Fe/Cr多层膜的磁电阻时,发现当电流和磁场在同一平面时MR值达40%-80%,因而称为巨磁电阻效应,而且是负值和各相同性的。同样在Co/Ag多层膜中发现,电流垂直膜面时也具有较大的磁电阻。多层膜中各相邻磁性层的磁矩的相互取向,即磁层之间的耦合形式随非磁性中介层的厚度而变化,可为铁磁或反铁磁形式(如Cu和Au厚为1纳米、2纳米时 为反铁磁耦合,厚为1.5纳米、2.5纳米时为铁磁耦合)。因而磁电阻值只有在反铁磁耦合状态下才有高值,但所需的磁化场较大,很难实用。
    1992年人们利用两种矫顽力差别大的材料制成三明治型磁性膜,其中一层矫顽力较大(如Co层),另一层则很小(如FeNi合金层),因而可控制其磁矩的相互取向,并在磁场较低情况时获得较大的磁电阻效应,称为自旋阀膜巨磁电阻。现矫顽力大的磁层已用磁钉扎层和软磁膜组成的膜替代(如NiMn/FeNi组合膜),它具有磁化场低和灵敏度高的优点,现已广泛用于磁敏感器件和磁电阻磁头材料。
    用绝缘体或半导体做非磁层的三明治膜称磁性隧道结膜,同样具有巨磁电阻效应和磁化场很低的特性,有较大的使用前景。
    巨磁电阻的起源是自旋相关散射。
    1993年在稀土钙钛矿结构氧化物中发现磁电阻值非常大,如对La2/3Sr1/3MnO3薄膜,在居里温度附近得MR接近100%。但磁化场高达10特,经过努力现已降到0.1特,可得MR≥50%,但仍未能达到实用要求。

  • 绝缘体insulator

    电阻率极高的即约在108欧·米以上的物质。比起金属导体来说,电阻率约大1014倍以上。绝缘体种类很多,有固体(如塑料、琥珀、橡胶、玻璃、陶瓷、松香、硫磺、绝缘漆、绝缘纸等),液体(如各种天然矿物油、硅油、三氯聚苯等)及未被电离的气体(如空气、氮、二氧化碳、六氟化硫等)。真空也是理想的绝缘体。固态绝缘体广泛应用于导线和电工设备中隔绝电的传导,作为电容器极板间的填充材料,并增加其电容值。液态绝缘体主要应用于大功率断路器、变压器及某些专用电缆等设备中,不仅用其电绝缘作用,还利用液体对流起散热降温作用。
    绝缘体又称为电介质。通常绝缘体中只有微量的自由电荷,电导率很小。绝缘体中存在束缚于分子内部的电荷,在电场的作用下作很小的位移,产生极化电荷,这就是电介质的极化。极化电荷产生的电场改变原来的电场,对其他电现象产生影响。如电介质中电荷的相互作用较真空中小,而电介质在电场作用下其单位体积内储存的能量则较大;强电场作用下,绝缘体内限于分子线度的正负电荷将会挣脱分子的束缚而成为自由电荷,绝缘性遭到破坏,称为导体,绝缘体被击穿。绝缘体或电介质的主要电学性质反映在电导、极化、损耗和击穿等过程中。

  • 铁电性ferroelectricity

    某些电介质自发地出现电极化,且在电场作用下可改变自发极化强度(极化)方向的性质。这些电介质叫铁电体。整块材料沿同一方向极化的状态因伴随着大的退极化场而不稳定,所以铁电体中通常分成许多取向不同的自发极化小区域,这些小区域叫电畴。强电场作用下电畴发生不可逆转动,使极化对交变电场呈现电滞回线。铁电体的自发极化只存在于一定的温度范围,温度升到某个特征温度时自发极化消失,这个温度叫铁电相变温度或铁电居里点。铁电体的电容率较普通电介质的大得多,在居里点附近呈现高峰。自发极化所在的方向是一个特殊方向,它在晶体点群的任何操作下都保持不动。容许晶体中存在这样一个方向的点群只有10个,叫极性点群。任何铁电体的点群必须是极性点群。已知的铁电体有200多种,其中大多是无机晶体,也有一些是聚合物和液晶。典型的铁电体有钛酸钡(BaTiO3)、铌酸锂(LiNbO3)和磷酸二氢钾(KH2PO4)等。除高电容率和极化饭转特性外,铁电体还有压电、热电、电光和非线性光学等多种功能效应,在换能、传感、计测和信息处理等方面有广泛的应用。铁电体的研究主有有两方面,一是自发极化的产生机制,二是功能效应及其应用。

  • 铁氧体ferrite

    一般指以氧化铁(Fe2O3)为重要成分的强磁性复合氧化物。具体有尖晶石结构、石榴石结构和磁铅石结构三类,均属亚铁磁性物质。①尖晶石结构铁氧体为AB2O4型氧化物,其中A和B均可为二价和三价的金属。实际上B基本为Fe,或少量Li、Mg、Al等金属,A多为过渡族金属或少量Mg。 晶体为面心立方结构,一个晶胞有32个氧离子,16个三价和八个二价金属离子。这类材料的磁化强度可达8x106安/米,居里温度可高达600℃以上。这种铁氧体由于电阻率非常高,损耗较低,软磁性好,故多用作高频和甚高频磁性材料。②石榴石结构铁氧体以Y3Fe5O12氧化物为主体,可根据不同需要而用部分稀土离子,或碱土金属离子替代Y离子,也可用少量Ge、Al等离子替代Fe,因而磁化强度有很大的可调范围。但这种材料居里温度由其中Fe离子间接交换作用决定,故不同的材料的居里温度都在280℃到290℃左右。电阻率一般在1012欧/米左右,磁性可调,常用作微波通讯、雷达器件中的磁性元件。它的法拉第磁光性能好(103度/厘米),Bi部分替代Y后,它的法拉第转角可大于104度/厘米,可用作光通信中隔离器,调制器等器件的材料。有些重稀土石榴石铁氧体具有抵消温度,在此温度时材料中两个相反方向的磁矩绝对值相等,因而总磁矩相抵为零。③磁铅石结构铁氧体以BaFe6O19为主,还有四种类似成分,具有六角密堆结构,有很强的单轴磁晶各向异性,因而都是很好的硬磁性材料,磁能极可达4x104焦/米3以上。

  • 稀释制冷dilution refrigeration

    利用3He-4He混合液体低温下发生相分离的性质获得mK低温的方法。3He-4He混合液体在0.87K一下发生相分离,分成富3He成分的浓相和贫3He成分的稀相。3He原子质量比4He原子轻,所以浓相浮在稀相上。稀释制冷利用的是混合液体的一个重要性质:即使到绝对零度,稀相中3He原子的浓度仍保持在6.4%固定数值。相界面所在的区域称为混合室,当减少混合室稀相中3He原子的浓度时,为维持固定的浓度,浓相中的3He原子就要通过相界面扩散到稀相中加以补充,这一过程类似于液体的蒸发,是熵增加的过程,产生制冷的效果。通过管道将混合室中的稀相经热交换器通到温度在0.6-0.7的蒸馏室,在这一温度下液体3He蒸汽压远高于液体4He,抽走的气体中基本上是3He成分,由此稀相中3He的浓度减小。这种致冷方法是在1956年发现3He-4He混合液体相分离现象后,1962年由H.伦敦提出的,1965年第一台样机问世。稀释制冷机可长时间维持在mK范围的温度,具有较大的冷却能力,又不受磁场影响,且使用方便,是获得mK温度最重要的方法。依赖于结构和需要,一般可工作在二至数十mK的温度范围。

  • 绝热去磁adiabatic demagnetization

    利用顺磁性物质使温度降低到毫开及更低温度的一种技术。又称绝热退磁。在低温和很强磁场的B的作用下,顺磁物质原子或原子核的磁矩µ将沿磁场的方向整齐地排列起来;若再对处于这种状态的顺磁质使用绝热去磁技术,就可使它们降到接近绝对零度的极低温度。
    通常是先用液态氦将一些具有顺磁性的盐类物质如硝酸铈镁、铬钾矾等含有磁性离子的盐类,在强磁场下使其降到1K或更低。此时原子磁矩的因子(µB/kT)将比1更大,原子磁矩将大部分沿磁场方向整齐排列,物质的磁化接近饱和。随后再使这些物质与外界绝热,并退去外加磁场,顺磁盐类物质的温度即会有显著的下降。应用这种原子磁矩的绝热去磁法,可得到10-3K数量级的低温。具体的数值受顺磁盐自发磁有序温度的限制。对硝酸铈镁,能得到的最低温度约为1.5mK。
    为了能够获得更低的,如10-6K数量级的温度,必须要利用自发磁有序温度更低的核磁矩系统。由于原子核的磁矩太小,即使在1K的温度时,因子(µB/kT)的数值仍然只有10-3K的数量级。一般是先用稀释制冷机,将温度降到10-3K,但若先用原子磁矩的绝热去磁把顺磁盐类物质的温度降到10-3K,此时(µB/kT)的数值已经接近1,大多数核磁矩将沿着外磁场的方向排列,可应用核磁矩的绝热去磁法使样品的温度进一步降低。PrNi5合金和金属铜是常用的核绝热去磁材料,利用PrNi5作第一级,铜作第二级,铜的温度可降到10-6K。
    退去磁场时,保持顺磁物质与外界绝热至关重要。因为绝热过程体系熵不能发生变化,即与磁矩排列有序程度相关的因子µB/kT为常数,B减小时,温度T才会相应地下降。此外,在极低温下,固体材料的热容极小,很少的漏热即会使温度上升很多,在顺磁盐绝热去磁中,漏热要减小到约0.1µW。对于核绝热去磁,最大的漏热约为1nW。

  • 绝对零度absolute zero

    热力学温标中的零点温度。根据热力学温标的定义式:T=273.16Kx|Q|/|Q3|
    式中|Q|和|Q3|分别表示可逆卡诺循环中界于两个绝热过程之间的等温过程中工质从高温热源(温度273.16K)吸收的热量和向低温热源(温度T)放出的热量。随着低温热源温度降低,|Q|减少,当|Q|趋向零时相应的热源温度T也趋向零。因此,若系统经历一个可逆的等温过程而不传递热量,则此过程发生时的温度就是绝对零度。上述热力学温标中温度零点的定义对于所有的工作物质都成立,具有绝对意义,故称之为绝对零度。
    根据当温度趋向绝对零度时,任何物质的比热趋向于零的性质,可以证明:不可能使一个物体通过有限的手续冷却到绝对零度。这个结论被称为绝对零度不可达原理,是热力学第三定律的表述之一。虽然绝对零度是达不到的,这并不妨碍各国为创造接近绝对零度的世界纪录而展开竞赛。20世纪60年代通过核磁矩的绝热去磁实验,英国牛津大学的西蒙和柯帝获得了历史上创纪录的16µK,但只持续了1分钟。

霍尔效应 Hall Effect

  • 电流垂直于外磁场方向通过导体时,在同时垂直于电流和磁场方向上,导体两侧出现电势差的现象。它是1879年E.H.霍尔发现的。如果通过导体的电流密度为J,外磁场在导体中引起的磁感应强度为B,霍尔电势差VH相应的霍尔电场为EH,则有:
  • EH=RHJxB
    式中比例系数RH称为霍尔系数,是导体材料的特征量。
    对于金属,设沿x方向的电流密度Jx=-nevx,磁感应强度B沿z方向,速度为-vx的电子在磁场中受到的洛伦兹力Fy沿+y方向,即Fy=+evxBz。这样在导体的-y端积累负电荷,+y端有正电荷,产生霍尔电场EH,它作用于电子上的力为-eEH。两力平衡时电荷积累过程停止,满足-eEH+ evxBz=0,即:EH=vxBz=-1/ne(JxBz)
    得霍尔系数:
  • RH=-1/ne
    所以测量金属的霍尔效应可得到金属中传导电子的密度n。有些金属RH为正,这是空穴参与导电的结果。
    对于N型的半导体,其霍尔系数RH=-1/ne。如果是P型半导体,由于空穴带正电荷,电流沿x方向,则电流密度Jx=ρevρ为空穴密度,其霍尔系数为RH=1/ρe。测量半导体的霍尔效应可判别材料的导电粒子的类型和密度。