分子场理论成功描述了强磁性物质自发磁化行为
分子场理论他成实功描际述上了强假磁定性了物质每个格点的自旋为1/2。
自发磁化行为
当温度稍为升高，热能使体系中任一自旋发生翻转时， 它相邻的格点上的自旋由于交换作用也趋向翻转；另一方面， 同样由于交换相互作用近邻格点的自旋也会力图使翻转的自 旋重新翻转回来。因此自旋翻转不会停留在一个格点上，而 是要一个传一个，以波的形式向周围传播，直至弥散到整个 系统，我们把这种自旋翻转在系统中的传播称为自旋波。自 旋波是以波矢量 k 来区分的。
Kittel 一书的叙述
0 K时，在简单铁磁体中（图a），
全部自旋是平行的，如假定 N个自
旋排成一线，按照海森伯模型，其
能量是：
N
Eex 2A Si Si1
i1
若把 S当做经典矢量处理，则在基
态：SiSi1S2 系统的交换能是：
Ee0x 2NAS2
第一激发态的能量是多大？ 图b 是其中一个自旋翻转的情况， 它可以使能量增加 8AS2,
参考 戴道生《铁磁学》第4章 分子场理论成功描述了强磁性物姜质书 3.8 节p159-167。
自发磁化行为
一. 自旋波的物理图像
F.Bloch. Z.Physik, 61,206(1930)
自旋波（Spin Wave）的概念是1930年布洛赫基于海森伯 模型首先提出的。
设有 N 个格点组成的自旋体系，每个格点的自旋为 S，
S
x p
1
)
dS
z p
0
dt
分子场理论成功描述了强磁性物质 自发磁化行为
和晶格振动情形一样，给出行波解：
Spx uexpipkat Spy vexpipkat
式中 u 和v是常数，a 是晶格常数，p 为标志格点位置的整数 代入方程后，有:
iu2AS(2eikaeika)v4AS1coskav
iv2AS(2eikaeika)u4AS1coskau
分子场理论成功描述了强磁性物质 自发磁化行为
二. 自旋波的半经典理论
如同晶格振动情形，我们先讨论原子数为 N,间距为 a,
每个原子自旋为 S 的一维原子链的运动。只考虑最近邻情
况，作用在第 p 个自旋上的作用能为： 2A Sp Sp1Sp1
如果把 p 点的磁矩写成： p SpgB
则作用能可表示成：
3d 轨道上的电子自旋，但和海森伯理论不同，它不是 形成自旋磁矩平行排列的机制，而是磁矩平行排列后的行为。
分子场理论成功描述了强磁性物质 自发磁化行为
3.3 自旋波理论 （Bloch 1930）
一. 自旋波的物理图像 二. 自旋波的半经典理论 三. 自旋波的量子力学处理 四. 低温下自发磁化强度随温度变化 T3/2 定律的推导 五. 自旋波的实验研究 六. 自旋波理论的发展
写成分量形式：
dd Stp x2ASp y Sp z1Sp z1 Sp z Sp y1Sp y1
该方程组是非线性的，如果激发幅度很小，取
S
z p
S
并略去 S 的平方项，就得到一个线性方程组：
dS
x p
dt
2 AS
(
2
S
y p
Sy p 1
S
y p 1
)
dS
y p
dt
2
AS
(
2
S
x p
Sx p 1
pg 2A BSp1Sp1pBp eff
中括弧里的项可以理解为作用在 p 自旋上的一个有效磁场。 根据力学定理，角动量的变化速率等于作用在自旋上的力
矩： p
B eff p
于是给出运动方程：
分（子场见理K论自i成t发t功e磁l描书化述行8了版为强p磁2性2物8-质230），黄昆书p417-421
d d S tpp B e p ff 2 A S p S p 1 S p S p 1
这种情形就像晶格振动以格波方式在晶体中传播一样。 处理晶格振动的方法可以借用来处理自旋波问题，“磁(振)子 (magnon) 就是量子化的自旋波”，或说是自旋波的能量量子。 和声子一样，它也代表一种集体运动，是固体中一种重要的 元激发，是由局域自旋之间存在交换作用而引起的。
分子场理论成功描述了强磁性物质 自发磁化行为
Ee1x Ee0x8AS2
注：一个翻转引起2个近邻交换能变正，2个变号，相当于求和少4个，
所以：
Ee 1x分2 子A Biblioteka 理N 论成功4描S 述2 了强磁性物质
自发磁化行为
但如果让所有的自旋分担这一反向，如图 c 所示，就可以构 成一个能量低得多的激发态，这种低能量的激发态就是自旋 波，（自旋矢量在在圆锥面上进动，每一个自旋的相位比前 一个自旋都超前一个相同的角度。）自旋系统的这种元激发 具有与波相似的形式，它们与晶格振动波类似，自旋波是晶 格中自旋的相对取向的振动，晶格振动是晶格原子的相对位 置的振动。
分子场理论成功描述了强磁性物质 自发磁化行为
从俯视图上可以明显看出波的含义。但波的传播方向 并不一定垂直于磁场方向。这种画法只是为了方便。
分子场理论成功描述了强磁性物质 自发磁化行为
黄昆书 p417的简要说明： 根据局域电子模型，铁磁体的基态是所有自旋沿同一
方向排列，在低温下，除处于基态以外，还有一定几率处 于低激发态，容易想到一个自旋翻转可以得到最低的激发 态，但是，由于每个自旋都与它近邻的自旋相耦合，所以 一个自旋的翻转不是简正模式，所有自旋的运动将耦合在 一起，从量子力学的观点看，由于翻转的自旋可以处在不 同的格点上，因而它们是能量简并的 N个量子态，相互作 用的微扰有可能使它们组合成能量更低的量子态。
分子场理论成功描述了强磁性物质的自发磁化行为，但在 低温和居里点附近的温度关系却明显偏离了实验结果。仔细考 虑就可知道，出现这个问题并不奇怪，因为根据海森伯模型， 交换作用是一种很强的近距离作用，磁矩之间存在着很强的关 联，而分子场理论却借用了处理无相互作用粒子体系的朗之万 理论，显然不能解释铁磁体的相关行为。自旋波理论计入了自 旋之间的行为，从体系整体激发的概念出发，成功解释了自发 磁化在低温下的行为。
假设相邻自旋间的交换作用均相同，且A > 0，在只考虑最近
邻格点交换作用的前提下，体系的交换作用能可以表示为：
z
Eex 2A Si Sj
i
在绝对零度（T = 0 K） ，由于A > 0，热力学第三定律要求系
统中每个格点的自旋呈完全平行状态，每个格点的自旋量子
数取最大值 S，体系的总磁矩为M(0)=NSgSB。这时系统总能
自旋波理论
2k 2 2m *
2
m* 4 ASa2
a 1010m, A 500K,S 1 2
m*1028kg >> me(1031kg)
.
13
三. 自旋波的量子力学处理
我们也可从交换作用的哈密顿量出发，求解薛定谔方程 的本征解，从而给出自旋波的色散关系。主要结果如下：
1. 能量本征态 k 表征了体系中一个确定的状态，在这一状 态中，每个格点自旋翻转的几率都相等，由此可见，自旋 翻转不是局域在某一个格点上，而是以同样的概率弥散在 晶体的每一个格点上。
方程组对 u，v 有解的条件是：
i
4AS1coska
4AS1coska .
i
0
11
于是解得： 4A S1coska8A Ssin2 k2 a
这就是一维单原子链自旋波的色散关系。
代回方程可以证明：v = - i u这 相应于自旋绕 z 轴做进动。 这种进动在晶格中的传播就是 自旋波。相邻格点间的位相变 化由在简约布里渊区内取值的 波数矢量 k 确定。右图是色散 关系的示意图。在长波区域，
Ee1x Ee0x8AS2
注：一个翻转引起2个近邻交换能变正，2个变号，相当于求和少4个，
所以：
Ee 1x2AN4. S2
5
但如果让所有的自旋分担这一反向，如图 c 所示，就可以构 成一个能量低得多的激发态，这种低能量的激发态就是自旋 波，（自旋矢量在在圆锥面上进动，每一个自旋的相位比前 一个自旋都超前一个相同的角度。）自旋系统的这种元激发 具有与波相似的形式，它们与晶格振动波类似，自旋波是晶 格中自旋的相对取向的振动，晶格振动是晶格原子的相对位 置的振动。
邻格点交换作用的前提下，体系的交换作用能可以表示为：
铁磁性
§5 铁磁性z 易磁化：在较小的磁场下就可以磁化到饱和，并且得到的磁化强度也很大。
z 以硅钢（例如，Si 0.03Fe 0.97）软磁材料为例，在10-2 Oe 的磁场就可以得到103Gs 的磁化强度。
z 而对顺磁材料，同样大的磁场只能得到10-6Gs 的磁化强度。
§5.1 铁磁性物质的特性铁磁性与顺磁性和抗磁性相比较是一种很强的磁性。
铁磁物质具有自发磁矩，即在无外加磁场的情况下，仍然有磁矩。
其特点是：z物质具有铁磁性的基本条件：(1) 物质中的原子有磁矩，(2) 原子磁矩之间有相互作用。
z实验事实：铁磁性物质在居里温度以上是顺磁性；居里温度以下原子磁矩间的相互作用能大于热振动能，显现铁磁性。
相互作用是什么？多大？利用J = 1/2，1，∝的布里渊函数的计算值与实验结果比较。
得：(1) J = 1/2 和J = 1与实验结果符合的较好，说明原子磁矩的空间量子化比自旋无规取向更接近实际。
主要是电子自旋的贡献(2)居里点是分子场系数λ的一个很好的量度。
M /M 0T/T c交换作用和巡游电子模型交换作用z分子场理论没有说明产生内场的本质。
从能量的观点来看，自旋平行的状态是铁磁物质能量较低的状态，然而是什么样的作用使铁磁材料中自旋磁矩有平行排列的趋势？z海森堡在1928年提出用量子力学来阐明铁磁性的内场，多电子体系的能量其中有一项依赖于电子自旋的取向。
该能量是电子在波函数之间交换位置引起的，交换分布条件下有关电荷之间的相互作用能，称为交换能。
交换作用和巡游电子模型z 自旋平行的状态是能量更低的状态（与洪德定则类似），以J 表示交换积分，从理论可以推得铁磁体的居里温度为：()21/3C BT Z S S k =+h J 交换积分J 越大，Tc 越高。
Z 为原子的配位数。
因此Heisenberg 等认为所谓的“内场”实际上是电子之间的“交换作用”的等效场。
这个模型在定性上是成功的交换作用巡游电子模型z分子场模型和交换作用仍有困难，这些主要是铁族元素的3d电子的非局域性造成的，因此人们又提出了巡游电子模型。
磁性物理学习题与解答
磁性物理学习题与解答简答题1.简述洪德法则的内容。
答：针对未满壳层，洪德法则的内容依次为：（1）在泡利原理许可的条件下，总自旋量子数S取最大值。
（2）在满足（1）的条件下，总轨道角动量量子数L取最大值。
（3）总轨道量子数J有两种取法：在未满壳层中，电子数少于一半是;电子数大于一半时2.简述电子在原子核周围形成壳层结构，需遵循哪些原则法则？答：需遵循的原则法则依次为：（1）能量最低原则（2）泡利不相容原理（3）洪德法则3.简述自由电子对物质的磁性，可以有哪些贡献？答：可能的贡献有：（1）朗道抗磁（2）泡利顺磁4.简述晶体中的局域电子对物质的磁性，可能有哪些贡献？答：可能的贡献有：（1）抗磁（2）顺磁（3）通过交换作用导致铁磁、反铁磁等5.在磁性晶体中，为什么过渡元素的电子轨道角动量会被晶场“冻结”，而稀土元素的电子轨道角动量不会被“冻结”。
答：因为过渡元素的磁性来自未满壳层d轨道上的电子，d电子属于外层电子，在晶体中是裸露的，容易受到晶场的影响而被冻结；而稀土元素的磁性来自未满壳层f轨道上的电子，f电子属于内层电子，在晶体中不容易受到晶场的影响，所以不会冻结。
6.简述外斯分子场理论的成就与不足之处。
答：外斯分子场理论的成功之处主要有：唯象解释了自发磁化，成功得到第二类顺磁的居里—外斯定律和铁磁/顺磁相变的居里温度表达式等。
不足之处主要有：（1）低温下自发磁化与温度的关系与自旋波理论的结果差别很大，后者与实验符合较好;（2）在居里温度附近，自发磁化随温度变化的临界指数，分子场理论计算结果为1/2，而实验测量结果为1/3;（3）无法解释磁比热贡献在温度大于居里温度时的拖尾现象7.简述小口理论对分子场理论做了什么改进？答：小口理论认为在居里温度附近，虽然产生自发磁化的长程有序消失了，但体系仍然存在短程序，小口理论考虑了最近邻短程序，由此成功解释了磁比热贡献在温度大于居里温度时的拖尾现象。
8.简述海森堡直接交换作用的物体图像。
铁磁、反铁磁、顺磁、抗磁
铁磁、反铁磁、顺磁、抗磁铁磁性铁磁性Ferromagnetism过渡族金属（如铁）及它们的合金和化合物所具有的磁性叫做铁磁性，这个名称的由来是因为铁是具有铁磁性物质中最常见也是最典型的。
钐(Samarium)，钕(neodymium)与钴的合金常被用来制造强磁铁。
铁磁性材料存在长程序，即磁畴内每个原子的未配对电子自旋倾向于平行排列。
因此，在磁畴内磁性是非常强的，但材料整体可能并不体现出强磁性，因为不同磁畴的磁性取向可能是随机排列的。
如果我们外加一个微小磁场，比如螺线管的磁场会使本来随机排列的磁畴取向一致，这时我们说材料被磁化[1]。
材料被磁化后，将得到很强的磁场，这就是电磁铁的物理原理。
当外加磁场去掉后，材料仍会剩余一些磁场，或者说材料"记忆"了它们被磁化的历史。
这种现象叫作剩磁，所谓永磁体就是被磁化后，剩磁很大。
当温度很高时，由于无规则热运动的增强，磁性会消失，这个临界温度叫居里温度(C urie temperature)。
如果我们考察铁磁材料在外加磁场下的机械响应，会发现在外加磁场方向，材料的长度会发生微小的改变，这种性质叫作磁致伸缩(magnetostriction)。
产生铁磁性条件：铁磁质的自发磁化：铁磁现象虽然发现很早，然而这些现象的本质原因和规律，还是在本世纪初才开始认识的。
1907年法国科学家外斯系统地提出了铁磁性假说，其主要内容有：铁磁物质内部存在很强的“分子场”，在“分子场”的作用下，原子磁矩趋于同向平行排列，即自发磁化至饱和，称为自发磁化；铁磁体自发磁化分成若干个小区域(这种自发磁化至饱和的小区域称为磁畴)，由于各个区域(磁畴)的磁化方向各不相同，其磁性彼此相互抵消，所以大块铁磁体对外不显示磁性。
外斯的假说取得了很大成功，实验证明了它的正确性，并在此基础上发展了现代的铁磁性理论。
在分子场假说的基础上，发展了自发磁化（spontaneous magnetization）理论，解释了铁磁性的本质；在磁畴假说的基础上发展了技术磁化理论，解释了铁磁体在磁场中的行为。
自发磁化的交换作用理论
....（..9）
EA
2E0
e2 R
K－A 1－S 2
(反对称、三单态）
说明：①K的物理意义：第一项为两团电子云相互排斥库
仑位能（>0）第二、第三项原子核(a、b)对另一
电子(2、1）吸引作用的库仑位能。
②A的物理意义：没有经典对应，系量子力学效
应，来源于全同粒子的特性，即电子1和电子2的
交换。这种交换电子云只出现在电子云a和电子
云b相重叠的地方。因此第一项是两团交换电子
云相互排斥作用位能，第二项表示核a对交换电
子云的作用能乘上重叠积分S*[
]
第三项与第二项类似。A是电子之间、电子和原
子核之间静电作用的一种形式，称为交换能或交
换积分，它是由于电子云交叠而引起的附加能 量。显然，式（9）中两种状态的能量差与A有关。 二、基态能量和电子自旋取向关系 由于电子是费米子，服从Fermi-Dirac统计，在考虑 两个电子的自旋取向后，其反对称波函数有如下四组：
自发磁化的交换作用理论
“分子场”理论能成功说明了铁磁体和反/亚 铁磁体的自发磁化原因及其与温度的关系，并给 出了相应的高温顺磁性规律。但是最致命的缺陷 就在于它仅仅是一个唯象理论，未能触及“分子 场”的本质。
量子力学建立后，在讨论自发磁化的起因时， 认识到分子场的本质是原子中电子及相邻原子之 间电子的静电交换作用。这种静电交换作用和经 典的库仑静电作用不同，纯属量子效应，即由电 子的全同性和Pauli原理显现的特性。
和 不同时为零
则体系能量
E
2E0
e2 R
KA 1 S 2 ......( 7)
同为正、负
相应地
即平均来说，每一个电子在核a或核b周围的时间(几率)是
第三章 自发磁化唯象理论
而增大(只与物质的成分与晶体结构有关）。
3.当温度超过居里点时，自发磁化消失，但每个原子仍是
有磁矩的。如加上外磁场，则在磁场方向会有一总磁
矩M’，设： M’=ngJJμ BB(y) 此时y中所包含的磁场是外磁场与分子场之和。（因为 考虑了原子磁矩之间的相互作用以后，只要物体内出 现总磁矩，便有一个分子场）即： J B J B y JgkT ( H 外＋H m ) JgkT ( H 外＋M ' )......(8)
延迟线
滤波器
稳频器 磁声存贮器等
高、磁-弹偶合系数 大
要求：λ s大、灵敏度
磁致伸缩系数与温度 之间关系比较复杂，而且 随磁化状态和不同的测量 方向而改变。
一般说来，当T→Tc时， 磁致伸缩趋于消失，即 λ s→0。
（3）“磁荷”与退磁
当研究铁磁材料被磁化以后的性质时，存在着两种不
同的观点，即分子电流的观点和磁荷的观点。它们是从不
一些金属的电阻率， 在温度比较低范围内， 电阻率上升是非线性的。
Gd的电阻率是各向异性的， 而且在居里温度以下增加很 快。
这主要是由自旋散射所致。 晶格散射（声子部分）占比 重较小，并且晶格散射的电 阻率在居里温度处没有转折 现象，在c轴方向，高于居里 温度100k范围内存在自旋短 程有序涨落效应。
度与磁化强度急剧下降到零的温度Tc一致，因此，必须把 Tc看成是铁磁状态的临界温度，即居里温度。同时这些都非 常明确地证明了自发磁化的存在。 更有力的直接证明自发磁化的实验是中子衍射。利用中
子衍射，还可确定许多种自旋排列的有序性：
Mn金属：反铁磁性 稀土元素：螺旋结构、正弦波动变化、锥形螺旋性等。
二、铁磁物质中的基本现象
19世纪70s初，在实验上 正确地测量出铁磁物质的磁 化曲线。 对其磁化曲线的解释，最 早由罗津格和Weiss于20世纪 初提出。建立于两点假设基 础上：分子场和磁畴。 =>“分子场”理论 =>现代铁 磁性理论的基础。 现 自发磁化理论 代 铁磁性的起源和本质 铁 磁 性 理 磁畴理论 论
第四章 自发磁化的交换作用理论
3.RKKY交换模型 3.RKKY交换模型 Yosid交换模型 交换模型。 Rudeman, Kittel, Kasuya, Yosid交换模型。 20世纪50年代， Rudeman与Kittel为说明Ag核磁共 为说明Ag 20世纪50年代， Rudeman与Kittel为说明Ag核磁共 世纪50年代 振线宽增宽现象，提出导电电子（ 电子）为媒介， 振线宽增宽现象，提出导电电子（s电子）为媒介，在 核自旋之间发生交换作用的模型； 核自旋之间发生交换作用的模型； 后来Kasuya和Yosid在此模型基础上研究Mn-Cu合金 后来Kasuya和Yosid在此模型基础上研究Mn-Cu合金 Kasuya 在此模型基础上研究Mn 核磁共振超精细结构，提出了Mn的d电子与导电电子间 核磁共振超精细结构，提出了Mn的 Mn 有交换作用，使电子极化而导致Mn原子中d电子与近邻d Mn原子中 有交换作用，使电子极化而导致Mn原子中d电子与近邻d 电子的间接交换作用。 电子的间接交换作用。 在进一步对稀土金属及其合金的磁性研究中， 在进一步对稀土金属及其合金的磁性研究中，发现用 s-f电子交换作用模型可以成功地说明了稀土金属的磁 性。
* 1
整个空间积分， 整个空间积分，则
C1 H11 + C2 H12 = C1 E + C2 ES 2 ......(5) 2 C1 H 21 + C2 H 22 = C1 ES + C2 E
其中
H11 = ∫ϕ H ϕ1dτ1dτ 2 = 2E0 + + K
* 1 e2 R ∧
2 2
相应地
C1 = ±C2或C1 = C2 ......(8)
即平均来说，每一个电子在核a或核b周围的时间(几率) 即平均来说，每一个电子在核a或核b周围的时间(几率)是 相同的。令 C1 = C2 = C 将（8）代入（3）式，则 相同的。 代入（
外斯的分子场理论虽获得了一定的成功(精)
谓的“分子场”实际是电子之间交换作用的一种 “平均场
近似”。海森伯交换作用理论模型的建立，为铁磁量子理 论的发展奠定了基础。
3.2 Heisenberg 直接交换作用模型
一.氢分子中的交换作用
Heitler 和 London (1927) 1.交换作用 2.基态能量与电子自旋态的关系：交换能 二. Heisenberg 铁磁理论 1. Heisenberg 模型与分子场近似 2. 交换积分及铁磁性条件
A
S
E2
E1
E1
E2
(氢分子情况)
2. 基态能量与电子自旋态的关系
为了更好地反映能量依赖电子自旋取向这一特点，并方 便以后的讨论，我们引入交换能的概念。在两个电子波函数 正交的情况下，两种自旋取向的能量可以简化为： 两自旋反平行时 两自旋平行时
e2 E1 2 E0 K A R e2 E2 2 Eo K A R
自旋单重态 自旋三重态
按照后来Dirac的表示，引入自旋算符（矢量） s1, s2
（以
做单位）可以将两式合并为一个表达式：
e2 A E 2 E0 K 2 A( s1 s2 ) R 2
自旋算符的表示： S s1 s2
S ( S 1) S s1 s2
2
要近似求解。以无相互作用时两个孤立原子的波函数a(1)和
b(2)以及a(2)和b(1)为近似波函数，并考虑到两个电子自旋
波函数的对称和反对称性，通过组合给出氢分子基态波函数 的近似表达式（总的反对称要求） ：
1 C1 a 1 b 2 a 2 b 1 A 1,2 2 C2 a 1 b 2 a 2 b 1 S 1,2
论交换作用超交换作用双交换作用
内蒙古科技大学本科毕业论文题目：论交换作用超交换作用双交换作用学生姓名：学院：物理科学与技术学院学号： ********** 专业：应用物理学班级： 2008 级应用物理指导教师：教授二 〇 一 二 年 五 月摘 要交换作用：电子是费米子，包括轨道波函数和自旋函数的总波函数必须取反对称的形式，静 电的交换相互作用影响到自旋的排列。
Heisenberg 直接交换相互作用只是指出了分子场超交换作用：磁性物理+2Mn ——-2O ——+2Mn 双交换作用：双交换作用模型来源于混价情形；人所共知的一点是双交换作用的一个显著特点是电子转移行为和磁性状态之间的强烈相关关键词：交换作用；超交换作用；双交换作用AbstractExchange action: electronic is fermion, including rail wave function and spin the total wave function must take the form of against says, static electricity exchange interact to spin arrangement. Heisenberg direct exchange interaction just pointing out molecular field 。
Super exchange action: magnetic physical +2Mn double exchangeMn——-2O——+2action: double exchange action model from mixed price situation; It is known to double role exchange a remarkable characteristic of is the electronic transfer behavior and magnetic state of intense between related.keywords：Exchange action; super exchange action;double exchange action；目录引言 (5)1.物质的铁磁性与交换作用 (5)1.1铁磁性简介及外斯分子场理论 (5)1.2交换作用 (8)1.2.1 自发磁化的交换作用理论 (8)1.2.2 海森伯交换作用模型 (8)2. 物质的反铁磁性与超交换作用 (10)2.1 反铁磁性简介及定域分子场理论 (10)2.2 超交换作用 (12)3．亚锰酸盐磁电阻效应与双交换作用 (14)3.1 亚锰酸盐磁电阻效应 (14)3.2 双交换作用 (14)结论 (16)参考文献 (18)致谢 (19)引 言物质的磁性是当今社会物理科学研究中的一个重点，其中铁磁性尤为重要，而反铁磁性尚处于研究中。
第七章 磁性物理与性能
至少有24次诺贝尔奖得主在磁学领域作出了杰出 的贡献；
我国的磁学前辈当数叶企孙（1924年从美国哈佛 大学获博士学位回国）、施汝为先生（1931年在 国内发表了第一篇磁学研究论文），现我国已有 十余所高校、十几个研究所及几百个生产企业从 事磁学研究、教学和生产。
磁学基础
i
Байду номын сангаас(a)在一个通有电流的导线周围铁屑的分布情况 (b)对于一根直导线，通过的电流与其产生的磁场的关系图
磁学基本量
磁化强度M
单位体积内具有磁偶极矩矢量和称为磁极化强度；单位体 积内具有的磁矩矢量和称为磁化强度，分别表示如下：
J
j
V
m
V
m
和
M
二者之间存在以下关系
J 0 M
3、磁场强度
磁场强度和磁感应强度均为表征磁场性质（即磁场强弱和方向）的两 个物理量。在充满均匀磁介质的情况下，若包括介质因磁化而产生的 磁场在内时，用磁感应强度B表示，其单位为特斯拉T，是一个基本物 理量； 单独由电流或者运动电荷所引起的磁场（不包括介质磁化而产生的磁 场时）则用磁场强度H表示，其单位为A/m2，是一个辅助物理量。
M H
磁性的微观解释
磁介质的基本单元：分子 分子内原子中电子的运动：
轨道运动——电子轨道磁矩
自旋运动——电子自旋磁矩
本征磁矩是物质磁性的主要来源
产生磁矩的原因
轨道磁矩
电子围绕原子核的轨道 运动，产生一个非常小 的磁场，形成一个沿旋 转轴方向的磁矩，即轨 道磁矩。 自旋磁矩 每个电子本身有自旋运 动产生一个沿自旋轴方 向的磁矩，即自旋磁矩。
涡旋电场使电子 的轨道角速度和 轨道磁矩都减小， 与外磁场方向相 反