微磁學

微磁學是磁學的一個分支。其研究對象為介觀尺度下鐵磁體的磁化過程。該尺度足夠大，大到到原子的大小可忽略不計，因此在該尺度下材料的磁學特性是連續的；然而該尺度又足夠小，小到可以看清磁疇的結構。微磁學主要解決兩類問題：

1. 靜微磁學：通過最小化磁學能量，得到系統的穩定解；
2. 動微磁學：通過解朗道-利夫希茲-吉爾伯特方程式（Landau–Lifshitz–Gilbert, LLG)，得到系統的動力學解。

連續性假設

假定在鐵磁體內某區域$dV$中存在$N$個磁矩

$\mu _{j},j=1,2,\cdots ,N$。

那麼區域內的平均磁矩可以表示為

$M(r)={\frac {\sum _{j=1}^{N}\mu _{j}}{dV}}$。

連續性假設認為在鐵磁體內任意一點，

$|M(r)|=M_{s}$。

式中$M_{s}$為飽和磁化強度。其意義在於小區域$V$內可以近似地認為所有磁矩都是指向同一方向的。這是交換作用在小區域內的結果（交換作用傾向於使得磁矩指向同一方向）。連續性假設是微磁學的基礎。

靜微磁學

靜微磁學的目標是求得平衡態下磁體內磁矩的空間分佈情況。當溫度低於居里溫度時，由連續性假設，磁化強度的大小$|M|$總是等於$M_{s}$。所以問題簡化為求磁矩的方向，或稱約化磁化強度$m=M/M_{s}$。 鐵磁體內的總能量密度可表示為

$E=E_{\text{exch}}+E_{\text{anis}}+E_{\text{Z}}+E_{\text{demag}}$

其中$E$為總能量密度，$E_{\text{exch}}$為交換能，$E_{\text{anis}}$為各向異性能，$E_{\text{Z}}$為賽曼能，$E_{\text{demag}}$為退磁場能。

交換能

交換能是與磁矩之間的交換作用相關的能量。 交換能可表示為:$E_{\text{exch}}=A\int _{V}\left((\nabla m_{x})^{2}+(\nabla m_{y})^{2}+(\nabla m_{z})^{2}\right)\mathrm {d} V$

式中$A$為交換作用常數，$m_{x},m_{y},m_{z}$是磁矩$m$在三個方向上的分量。如前所述，交換作用傾向於使磁矩統一指向一個方向，因為在這時交換作用能最低。

各向異性能

各向異性能來自於材料的微觀各向異性，與晶體結構的對稱性有關。 各項異性能可表示為

$E_{\text{anis}}=\int _{V}F_{\text{anis}}(\mathbf {m} )\mathrm {d} V$

式中$F_{anis}$是各向異性能密度，與磁矩的指向方向有關。磁矩的指向方向為易軸時，各向異性能最低。

賽曼能

賽曼能來源於磁矩和外加磁場的作用。當磁矩與外場方向一致時，該能量最低。 賽曼能可表示為

$E_{\text{Z}}=-\mu _{0}\int _{V}\mathbf {M} \cdot \mathbf {H} _{\text{a}}\mathrm {d} V$

其中$H_{a}$是外加磁場，$\mu _{0}$是真空磁導率。

退磁場能

退磁場是磁距在鐵磁體內部給自己施加的場。 退磁場能可表示為

$E_{\text{demag}}=-{\frac {\mu _{0}}{2}}\int _{V}\mathbf {M} \cdot \mathbf {H} _{\text{d}}\mathrm {d} V$

式中$H_{d}$是退磁場。這個場的大小與方向是磁矩的分佈決定的：

$\nabla \cdot \mathbf {H} _{\text{d}}=-\nabla \cdot \mathbf {M}$

$\nabla \times \mathbf {H} _{\text{d}}=0$

式中−∇·M又被稱為磁荷密度。從式中可以看出，退磁場來源於磁矩M分佈的不均勻性(若分佈均勻則$\nabla \cdot \mathbf {M} =0$)。這些方程的解是：

$\mathbf {H} _{\text{d}}=-{\frac {1}{4\pi }}\int _{V}\nabla \cdot \mathbf {M} {\frac {\mathbf {r} }{r^{3}}}\mathrm {d} V$

式中r是從積分點指向觀察點的向量。

值得注意的是，在平衡態下，總能量最低，但並不代表每項能量都處於最低狀態。實際上磁矩經常不均勻分佈，以增加交換能的代價降低了退磁場能，而使得總能量最低。

動微磁學

動微磁學的研究對象是磁矩在等效場下隨時間的演化過程。該過程可以由解朗道-利夫希茲-吉爾伯特方程式（Landau–Lifshitz–Gilbert, LLG)得出。

等效場

等效場是磁矩感受到的所有場的總和。它可以由以下公式描述：

$\mathbf {H} _{\mathrm {eff} }=-{\frac {1}{\mu _{0}M_{s}}}{\frac {\mathrm {d} ^{2}E}{\mathrm {d} \mathbf {m} \mathrm {d} V}}$

式中dE/dV是能量密度。

由能量密度的表達式，可以計算出：

$\mathbf {H} _{\mathrm {eff} }={\frac {2A}{\mu _{0}M_{s}}}\nabla ^{2}\mathbf {m} -{\frac {1}{\mu _{0}M_{s}}}{\frac {\partial F_{\text{anis}}}{\partial \mathbf {m} }}+\mathbf {H} _{\text{a}}+\mathbf {H} _{\text{d}}$

LLG方程

LLG方程是磁矩的動力學方程。它描述了磁矩在等效場下的拉莫爾進動，以及一個阻尼項。 LLG方程可表示為

${\frac {\partial \mathbf {m} }{\partial t}}=-|\gamma |\mathbf {m} \times \mathbf {H} _{\mathrm {eff} }+\alpha \mathbf {m} \times {\frac {\partial \mathbf {m} }{\partial t}}$

在數學上可以推出LLG方程等價於下面的方程（又稱為LL方程）：

${\frac {\partial \mathbf {m} }{\partial t}}=-{\frac {|\gamma |}{1+\alpha ^{2}}}\mathbf {m} \times \mathbf {H} _{\mathrm {eff} }-{\frac {\alpha |\gamma |}{1+\alpha ^{2}}}\mathbf {m} \times (\mathbf {m} \times \mathbf {H} _{\text{eff}})$

式中$\gamma$為旋磁比，$\alpha$為Gilbert阻尼常數。

應用

微磁學可用於計算機硬盤的磁頭和磁介質、永磁體的研發。

研究手段

早期由於計算機運算能力不足，對微磁學的研究以理論推導為主。80年代後隨着計算機技術的進展，計算機模擬成為重要手段。常用的模擬軟件有oommf、magpar等。最近幾年隨着GPU通用計算的發展，出現了一批GPU加速的模擬軟件如mumax、GPMagnet和TetraMag等。

歷史

1963年William Fuller Brown Jr.發表了一篇關於反平行磁疇結構的文章，代表了這一領域的開端。

資料來源

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