微磁学

微磁学是磁学的一个分支。其研究对象为介观尺度下铁磁体的磁化过程。该尺度足够大，大到到原子的大小可忽略不计，因此在该尺度下材料的磁学特性是连续的；然而该尺度又足够小，小到可以看清磁畴的结构。微磁学主要解决两类问题： 静微磁学：通过最小化磁学能量，得到系统的稳定解； 动微磁学：通过解朗道-利夫希茲-吉爾伯特方程式（Landau–Lifshitz–Gilbert, LLG)，得到系统的动力学解。 假定在铁磁体内某区域 d V {\displaystyle dV} 中存在 N {\displaystyle N} 个磁矩 μ j , j = 1 , 2 , ⋯ , N {\displaystyle \mu _{j},j=1,2,\cdots ,N} 。 那么区域内的平均磁矩可以表示为 M ( r ) = ∑ j = 1 N μ j d V {\displaystyle M(r)={\frac {\sum _{j=1}^{N}\mu _{j}}{dV}}} 。 连续性假设认为在铁磁体内任意一点， | M ( r ) | = M s {\displaystyle |M(r)|=M_{s}} 。 式中 M s {\displaystyle M_{s}} 为饱和磁化强度。其意义在于小区域 V {\displaystyle V} 内可以近似地认为所有磁矩都是指向同一方向的。这是交换作用在小区域内的结果（交换作用倾向于使得磁矩指向同一方向）。连续性假设是微磁学的基础。 静微磁学的目标是求得平衡态下磁体内磁矩的空间分布情况。当温度低于居里温度时，由连续性假设，磁化强度的大小 | M | {\displaystyle |M|} 总是等于 M s {\displaystyle M_{s}} 。所以问题简化为求磁矩的方向，或称约化磁化强度 m = M / M s {\displaystyle m=M/M_{s}} 。 铁磁体内的总能量密度可表示为 E = E exch + E anis + E Z + E demag {\displaystyle E=E_{\text{exch}}+E_{\text{anis}}+E_{\text{Z}}+E_{\text{demag}}} 其中 E {\displaystyle E} 为总能量密度， E exch {\displaystyle E_{\text{exch}}} 为交换能， E anis {\displaystyle E_{\text{anis}}} 为各向异性能， E Z {\displaystyle E_{\text{Z}}} 为赛曼能， E demag {\displaystyle E_{\text{demag}}} 为退磁场能。 交换能是与磁矩之间的交换作用相关的能量。 交换能可表示为: E exch = A ∫ V ( ( ∇ m x ) 2 + ( ∇ m y ) 2 + ( ∇ m z ) 2 ) d V {\displaystyle E_{\text{exch}}=A\int _{V}\left((\nabla m_{x})^{2}+(\nabla m_{y})^{2}+(\nabla m_{z})^{2}\right)\mathrm {d} V} 式中 A {\displaystyle A} 为交换作用常数， m x , m y , m z {\displaystyle m_{x},m_{y},m_{z}} 是磁矩 m {\displaystyle m} 在三个方向上的分量。如前所述，交换作用倾向于使磁矩统一指向一个方向，因为在这时交换作用能最低。 各向异性能来自于材料的微观各向异性，与晶体结构的对称性有关。 各项异性能可表示为 E anis = ∫ V F anis ( m ) d V {\displaystyle E_{\text{anis}}=\int _{V}F_{\text{anis}}(\mathbf {m} )\mathrm {d} V} 式中 F a n i s {\displaystyle F_{anis}} 是各向异性能密度，与磁矩的指向方向有关。磁矩的指向方向为易轴时，各向异性能最低。 赛曼能来源于磁矩和外加磁场的作用。当磁矩与外场方向一致时，该能量最低。 赛曼能可表示为 E Z = − μ 0 ∫ V M ⋅ H a d V {\displaystyle E_{\text{Z}}=-\mu _{0}\int _{V}\mathbf {M} \cdot \mathbf {H} _{\text{a}}\mathrm {d} V} 其中 H a {\displaystyle H_{a}} 是外加磁场， μ 0 {\displaystyle \mu _{0}} 是真空磁导率。 退磁场是磁距在铁磁体内部给自己施加的场。 退磁场能可表示为 E demag = − μ 0 2 ∫ V M ⋅ H d d V {\displaystyle E_{\text{demag}}=-{\frac {\mu _{0}}{2}}\int _{V}\mathbf {M} \cdot \mathbf {H} _{\text{d}}\mathrm {d} V} 式中 H d {\displaystyle H_{d}} 是退磁场。这个场的大小与方向是磁矩的分布决定的： ∇ ⋅ H d = − ∇ ⋅ M {\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {H} _{\text{d}}=-\nabla \cdot \mathbf {M} } ∇ × H d = 0 {\displaystyle \nabla \times \mathbf {H} _{\text{d}}=0} 式中−∇·M又被称为磁荷密度。从式中可以看出，退磁场来源于磁矩M分布的不均匀性(若分布均匀则 ∇ ⋅ M = 0 {\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {M} =0} )。这些方程的解是： H d = − 1 4 π ∫ V ∇ ⋅ M r r 3 d V {\displaystyle \mathbf {H} _{\text{d}}=-{\frac {1}{4\pi }}\int _{V}\nabla \cdot \mathbf {M} {\frac {\mathbf {r} }{r^{3}}}\mathrm {d} V} 式中r是从积分点指向观察点的矢量。 值得注意的是，在平衡态下，总能量最低，但并不代表每项能量都处于最低状态。实际上磁矩经常不均匀分布，以增加交换能的代价降低了退磁场能，而使得总能量最低。 动微磁学的研究对象是磁矩在等效场下随时间的演化过程。该过程可以由解朗道-利夫希茲-吉爾伯特方程式（Landau–Lifshitz–Gilbert, LLG)得出。 等效场是磁矩感受到的所有场的总和。它可以由以下公式描述： H e f f = − 1 μ 0 M s d 2 E d m d V {\displaystyle \mathbf {H} _{\mathrm {eff} }=-{\frac {1}{\mu _{0}M_{s}}}{\frac {\mathrm {d} ^{2}E}{\mathrm {d} \mathbf {m} \mathrm {d} V}}} 式中dE/dV是能量密度。 由能量密度的表达式，可以计算出： H e f f = 2 A μ 0 M s ∇ 2 m − 1 μ 0 M s ∂ F anis ∂ m + H a + H d {\displaystyle \mathbf {H} _{\mathrm {eff} }={\frac {2A}{\mu _{0}M_{s}}}\nabla ^{2}\mathbf {m} -{\frac {1}{\mu _{0}M_{s}}}{\frac {\partial F_{\text{anis}}}{\partial \mathbf {m} }}+\mathbf {H} _{\text{a}}+\mathbf {H} _{\text{d}}} LLG方程是磁矩的动力学方程。它描述了磁矩在等效场下的拉莫爾進動，以及一个阻尼项。 LLG方程可表示为 ∂ m ∂ t = − | γ | m × H e f f + α m × ∂ m ∂ t {\displaystyle {\frac {\partial \mathbf {m} }{\partial t}}=-|\gamma |\mathbf {m} \times \mathbf {H} _{\mathrm {eff} }+\alpha \mathbf {m} \times {\frac {\partial \mathbf {m} }{\partial t}}} 在数学上可以推出LLG方程等价于下面的方程（又称为LL方程）： ∂ m ∂ t = − | γ | 1 + α 2 m × H e f f − α | γ | 1 + α 2 m × ( m × H eff ) {\displaystyle {\frac {\partial \mathbf {m} }{\partial t}}=-{\frac {|\gamma |}{1+\alpha ^{2}}}\mathbf {m} \times \mathbf {H} _{\mathrm {eff} }-{\frac {\alpha |\gamma |}{1+\alpha ^{2}}}\mathbf {m} \times (\mathbf {m} \times \mathbf {H} _{\text{eff}})} 式中 γ {\displaystyle \gamma } 为旋磁比， α {\displaystyle \alpha } 为Gilbert阻尼常数。 微磁学可用于计算机硬盘的磁头和磁介质、永磁体的研发。 早期由于计算机运算能力不足，对微磁学的研究以理论推导为主。80年代后随着计算机技术的进展，计算机模拟成为重要手段。常用的模拟软件有oommf、magpar等。最近几年随着GPU通用计算的发展，出现了一批GPU加速的模拟软件如mumax、GPMagnet和TetraMag等。 1963年William Fuller Brown Jr.发表了一篇关于反平行磁畴结构的文章，代表了这一领域的开端。 <references> 存档副本. [2014-04-23]. （原始内容存档于2022-01-28）.  存档副本. [2014-04-23]. （原始内容存档于2022-02-21）.  存档副本. [2014-04-23]. （原始内容存档于2022-01-22）.  存档副本. [2014-04-23]. （原始内容存档于2020-02-06）.  存档副本. [2014-04-23]. （原始内容存档于2019-11-30）.  存档副本. [2014-04-23]. （原始内容存档于2016-12-02）.