T 得到Fa=R。F:单位长度畴壁受到的磁场力， 位错 R:畴壁弯曲的曲率半径：T:畴壁弯曲时产生的 等效线张力)，这样位错与畴壁相互作用长度就变 大了，因此减载时位错对畴壁运动的阻力变大了。 (b)当位错群沿畴壁法线方向穿过畴壁时，如 图6，这时由于诚载时位错群中某两个相邻位错间 (a) (b) (c) 距变小，如果这两个位错同号时，其应力场相互叠 图5畴壁与不同位错组态相互作用 加。这样在诚载时，局部区域内畴壁运动受到位错 阻力的最大值要比加载时的大（两位错反号时，局部区域位错阻力最大值不变）。 由以上两种情况的讨论可以看 出，由于位错组态的不重合，会造成 在减载时畴壁运动阻力大于加载到同 一载荷时畴壁运动所受阻力。由于畴 壁在交变场作用下作往复运动时，在 运动的边界处成立： 2HI,FCOSo=(Z) (b) H:外加磁场，I:自发磁化矢 量，：H与I,之间夹角，F:畴壁 图6位错与畴壁相互作用示称图。 面积，Σ（Z)·所有晶体缺陷对畴 壁作用力合力。 因此我们可以看出，由于位错组态不重合，减载时畴壁运动所受阻力增大，域载时畴 壁往复运动区间变小，从而在一个交变周期内，样品二次线圈内的磁通量变化域少，其输 出的电动势也就随之减小，这样就出现了样品的减载输出特性曲线“超前”于加载特性曲 线，也就是6<0。 综合上述讨论，可以得到如下看法，即实测得到的传感器回线误差是磁化过程引起的 滞后与滞弹性引起的回线“超前”的合效应。当前者大于后者时，8>0，反之，8<0。实 验结果中回线误差的类型及其数值大小随样品0角的变化，也正说明了上述分析的合理性。 首先来看角不同的样品，其中单晶体内位错组态在加载到同一应力时，发生不重合现 象的机会和幅度。我们知道，位错要发生脱钉和弓出，就必须在其所在滑移系上得到分切 应力才有可能。显然哪个位错所在的滑移系得到的分切应力大，则那一个位错发生这种脱 钉和弓出的机会也就多。根据分切应力定理： T=gcosφcosλ g:外应力 中：应力轴与滑移面间夹角 入，滑移方向与应力轴之间夹角。 由此可以看出，不同角样品内滑移系所得到的分切应力取决于因子2=co5中Cos入。 下面我们把不同0角的样品的取向因子9的计算值列在下表内：（表2） 93了入决 。 铸璧 扩 位错 翻刁洲训渊侧 得到 一 令 。 “ 单位长度、 壁受到的磁场力 畴壁 弯曲的曲率半径 畴 壁 弯曲时产生 的 等效线张力 ， 这样位错与畴壁相互作用长度就变 大 了 ， 因此减载时位错对畴壁 运 动的阻力变大了 。 当位错群沿畴壁法线方 向穿过畴壁时 ， 如 图 ， 这时由于减载时位错群 中某两个相邻位错间 距变小 ， 如果这 两个位错 同号 时 ， 其应力场相互叠 加 。 这样在减载时 ， 局部 区域内畴壁运动受到位错 图 畴壁与不 同位错组态相互作用 阻力的最大值要比加载时的大 两位错反号时 ， 局部区域位错阻力最大值不变 。 由以上两种情况的讨 论 可 以 看 月下 ，目 ，护 图 位错与畴壁相互作用示意图 。 壁作用力合力 。 因此我们可 以看出 ， 由于位错组态不 重合 ， 壁往复运动区间变小 ， 从而在一 个交变周期 内 ， 出 ， 由于位错组态的不重合 ， 会造成 在减载时畴壁运动阻力大于加载到同 一载荷时畴 壁运动所受阻力 。 由于畴 壁在交变场作用下作往复运 动时 ， 在 运动的边界处成立 甲 艺 外加磁场 ， ， 自发磁 化矢 量 ， 甲 与 之 间 夹角 ， 畴壁 面 积 ， 艺 所 有 晶体缺陷对畴 减载时畴壁运动所 受阻力增大 ， 减载时铸 样品二 次线 圈内的磁通量变化减少 ， 其物 出的电动势也就随之减小 ， 这 样就出现 了样品的减载输出特性 曲线 “ 超前” 于加载特性曲 线 ， 也就是乙 。 综合上述讨论 ， 可 以 得到如下看法 ， 即实测得到的传感器 回线误差是磁化过程引起的 滞后 与滞弹性引起的 回 线 “ 超前” 的合效应 。 当前者大于后者时 ， 乙 ， 反之 ， 乙 。 实 验结果中回线误 差 的类 型及其数值大小随样品 角的变化 ， 也正说明了上述 分析的合理性 。 首先来看 角不 同的样品 ， 其中单 晶体内位错组态在加载到同一应力时 ， 发生不重合现 象的机会和幅度 。 我们知道 ， 位错要发生脱钉 和 弓出 ， 就必须在其所在滑移系上得到分切 应力才有可能 。 显然哪个位错所在的滑移系 得到的分切应 力大 ， 则那一个位错发生这种脱 钉和 弓出的机会也就多 。 根据分切应力定理 ， 中 入 外应力 今 应 力轴与滑移面间夹角 入 滑移方向与应 力轴之 间夹角 。 由此可 以看出 ， 不 同 角样品内滑移系所 得到的分切应 力取决于 因子 今 。 凡 下面我们把不 同 角的样品的取 向因子 的计算值列在下表内 表