意味 磁化場、またはM 場は、次の式に従って定義できます。 M = d m d V {\displaystyle \mathbf {M} ={\frac {\mathrm {d} \mathbf {m} }{\mathrm {d} V}}}
どこd m {\displaystyle \mathrm {d} \mathbf {m} } 磁気モーメント であり、d V {\displaystyle \mathrm {d} V} は体積要素 です。言い換えれば、M場は、対象となる領域または 多様 体における磁気モーメントの分布です。これは、次の関係式でよりよく説明できます。 m = ∭ M d V {\displaystyle \mathbf {m} =\iiint \mathbf {M} \,\mathrm {d} V} m は通常の磁気モーメントであり、三重積分は体積積分を表します。これにより、M 場は、同様の分極を持つ領域または多様体によって生成される 電気双極子モーメント p を決定するために使用される電気分極場 、またはP 場と完全に類似したものになります。P = d p d V 、 p = ∭ P d V 、 {\displaystyle \mathbf {P} ={\mathrm {d} \mathbf {p} \over \mathrm {d} V},\quad \mathbf {p} =\iiint \mathbf {P} \,\mathrm {d} V,} d p {\displaystyle \mathrm {d} \mathbf {p} }
P とM を「単位体積あたりのモーメント」と定義するこれらの定義は広く採用されているが、場合によっては曖昧さや矛盾が生じる可能性がある。[ 1 ]
M場は SI単位で アンペア 毎メートル [ 2 ]
磁場 （B 、H ）、電場 （E 、D ）、電荷密度 （ρ ）、電流密度 （J ）の挙動は、マクスウェル方程式 によって記述されます。磁化の役割については、以下で説明します。
磁化は補助磁場H を定義する。
B = μ 0 （ H + M ） {\displaystyle \mathbf {B} =\mu _{0}(\mathbf {H+M} )} SI ）B = H + 4 π M {\displaystyle \mathbf {B} =\mathbf {H} +4\pi \mathbf {M} } ガウス系 ）これは様々な計算に便利です。真空透磁率 μ₀ は 、おおよそ次のようになります。× 10 −7 V ・s /( A ・m
M とH の間には多くの物質において関係が存在する。反磁性体 と常磁性体 では、その関係は通常線形である。
M = χ H 、 B = μ H = μ 0 （ 1 + χ ） H 、 {\displaystyle \mathbf {M} =\chi \mathbf {H} ,\,\mathbf {B} =\mu \mathbf {H} =\mu _{0}(1+\chi )\mathbf {H} ,} ここで、χ は体積磁化率 、μは物質の透磁率 と呼ばれる。磁場中の常磁性体（または反磁性体）の単位体積あたりの磁気ポテンシャルエネルギー（すなわち磁気 エネルギー密度）は次のようになる。
− M ⋅ B = − χ H ⋅ B = − χ 1 + χ B 2 μ 0 、 {\displaystyle -\mathbf {M} \cdot \mathbf {B} =-\chi \mathbf {H} \cdot \mathbf {B} =-{\frac {\chi }{1+\chi }}{\frac {\mathbf {B} ^{2}}{\mu _{0}}},} その負の勾配は、単位体積あたりの常磁性体（または反磁性体）にかかる磁力（すなわち力密度）である。
反磁性体では（χ < 0 {\displaystyle \chi <0} χ > 0 {\displaystyle \chi >0} | χ | 〜 1 {\displaystyle |\chi |\ll 1} M ≈ χ B μ 0 \displaystyle \mathbf {M} \approx \chi {\frac {\mathbf {B} }{\mu _{0}}}}
強磁性体 では、磁気ヒステリシス のため、M とH の間に1対1の対応関係はありません。
磁気偏極 磁化の代わりに、磁気分極Iを定義することもできます（電流 密度 Jがよく使用されます）。 [ 3 ]
B = μ 0 H + 私 {\displaystyle \mathbf {B} =\mu _{0}\mathbf {H} +\mathbf {I} } SI ）これは電気分極 と直接類似しており、D = ε 0 E + P {\displaystyle \mathbf {D} =\varepsilon _{0}\mathbf {E} +\mathbf {P} } 磁気分極は磁化とはμ₀ 異なる
私 = μ 0 M {\displaystyle \mathbf {I} =\mu _{0}\mathbf {M} } SI ）磁化はアンペア/メートルという単位で表されるのに対し、磁気分極はテスラという単位で表されます。
磁化電流 磁化によって誘起される微視的な電流（黒矢印）が釣り合わない場合、媒体中に束縛体積電流（青矢印）と束縛表面電流（赤矢印）が現れる。 磁化M は電流密度 J に寄与し、これは磁化電流として知られている。 [ 4 ]
J m = ∇ × M {\displaystyle \mathbf {J} _{\mathrm {m} }=\nabla \times \mathbf {M} } そして束縛表面電流 については：
K m = M × n ^ \displaystyle \mathbf {K} _{\mathrm {m} }=\mathbf {M} \times \mathbf {\hat {n}} } したがって、マクスウェル方程式に入る全電流密度は次のように与えられる。
J = J f + ∇ × M + ∂ P ∂ t {\displaystyle \mathbf {J} =\mathbf {J} _{\mathrm {f} }+\nabla \times \mathbf {M} +{\frac {\partial \mathbf {P} }{\partial t}}} ここで、J f は自由電荷の電流密度（自由電流 とも呼ばれる）であり、第 2 項は磁化からの寄与であり、最後の項は電気分極 P に関連しています。
静磁気学 自由電流と時間依存効果がない場合、磁気量を記述するマクスウェル方程式は次のように簡略化されます。
∇ × H = 0 ∇ ⋅ H = − ∇ ⋅ M {\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {\nabla \times H} &=\mathbf {0} \\\mathbf {\nabla \cdot H} &=-\nabla \cdot \mathbf {M} \end{aligned}}} これらの方程式は、静電 問題との類推で解くことができ、
∇ × E = 0 ∇ ⋅ E = ρ ϵ 0 {\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {\nabla \times E} &=\mathbf {0} \\\mathbf {\nabla \cdot E} &={\frac {\rho }{\epsilon _{0}}}\end{aligned}}} この意味で、−∇⋅ M は、 電気電荷密度 ρ に類似した仮想的な「磁気電荷密度」の役割を果たします（反磁場 も参照）。
ダイナミクス ナノスケールやナノ秒スケールの磁化を考える際には、磁化の時間依存的な挙動が重要になる。単に印加された磁場に沿うのではなく、物質中の個々の磁気モーメントは印加された磁場の周りを歳差運動し始め、格子にエネルギーが伝達されるにつれて緩和し、整列する。
脱磁 脱磁とは、磁化の減少または消失のことである。[ 7 ] キュリー温度 以上に加熱することである。この温度では、熱ゆらぎが交換相互作用 （強磁性秩序の源）を克服するのに十分なエネルギーを持ち、その秩序を破壊する。もう一つの方法は、交流電流が流れる電コイルから対象物を引き出すことである。これにより、磁化に抵抗する磁場が発生する。[ 8 ]
消磁の応用例の一つは、不要な磁場を除去することです。例えば、磁場は携帯電話やコンピューターなどの電子機器に干渉したり、切削加工の際に切削屑が母材に付着する原因になったりすることがあります。[ 8 ]
3つ目の、より最近発見された方法は、強力なフェムト秒レーザーパルスを使用する超高速消磁です。[ 9 ]
参考文献 1 2 C.A. Gonano; RE Zich; M. Mussetta (2015). "分極 P と磁化 M の定義は Maxwell 方程式と完全に一致する" (PDF) . Progress in Electromagnetics Research B . 64 : 83– 101. doi : 10.2528/PIERB15100606 . 2020-10-17 にオリジナル(PDF) からアーカイブ済み。2016-02-12に 取得 。 ↑ 「磁気特性の単位」 (PDF) 。Lake Shore Cryotronics, Inc. 2019年1月26日に オリジナル (PDF)からアーカイブ 。 2015年6月10日 に取得。 ↑ Francis Briggs Silsbee (1962). 電気単位系 . 米国商務省国立標準局. ↑ A. Herczynski (2013). "Bound charges and currents" (PDF) . American Journal of Physics . 81 (3): 202– 205. Bibcode : 2013AmJPh..81..202H . doi : 10.1119/1.4773441 . 2020年9月20日に オリジナル (PDF) からアーカイブ済み。 2016年2月12日 に取得 。 1 2 3 シュトール、J. Siegmann、HC (2006)、 磁性: 基本からナノスケールダイナミクスまで 、Springer-Verlag、 Bibcode : 2006mffn.book....S ↑ Stanciu, CD; et al. (2007), Physical Review Letters , vol. 99, p. 217204, doi : 10.1103/PhysRevLett.99.217204 , hdl : 2066/36522 , PMID 18233247 , S2CID 6787518 ↑ 「磁気部品工学」 。磁気部品工学。 2010年12月17日の オリジナルからアーカイブ済み。 2011年 4月18日 取得 。 1 2 「脱磁」 . 磁粉探傷検査の概要 . NDT リソースセンター。2014 年 2 月 14 日に オリジナルからアーカイブ済み。2011 年 4 月 18 日 に取得 。 ↑ Beaurepaire, E.; Merle, J.-C.; Daunois, A.; Bigot, J.-Y. (1996-05-27). "強磁性ニッケルにおける超高速スピンダイナミクス" . Physical Review Letters . 76 (22): 4250– 4253. doi : 10.1103/PhysRevLett.76.4250 .
