鐵磁物質在一定的外加恆定磁場和一定頻率的微波磁場中當滿足共振條件時產生強烈吸收共振的現象！磁性材料中的電子自旋磁矩系統在互相垂直施加的直流磁場H0和角頻率為ω的微波交變磁場h=h0e同時作用下，但`H_0\gt\gth_0`，當ω=γH0時，該磁矩系統將從交變磁場中強烈吸收能量的現象稱為鐵磁共振。這是英國物理學家格里菲斯於1946年最先在金屬Fe、Co、Ni中觀察到的現象，至今，已在許多磁性材料中觀察到鐵磁共振。大量實驗結果的總結已使鐵磁共振成為研究磁性材料動態磁性和測量飽和磁化強度、磁晶各向異性常數的有力工具，同時利用鐵磁共振現象可以做成許多微波器件。當鐵磁物質受到互相垂直的恆定磁場H和高頻磁場h作用時，磁化向量Ms的宏觀經典運動方程可用朗道-慄弗希茨方程來描述： dMs/dt=-γMs×Heff+Td 式中，γ=1.1051×10g(m/A·s)，是旋磁比（g為g因子），Heff是作用於鐵磁物質的總有效場，原則上，除了高頻磁場外，還可來自五種磁場的貢獻，即 Heff=H+Hex+Hk+Hσ+Hd 式中，H、Hex、Hk、Hσ、Hd分別是外加穩恆磁場，交換場，磁晶各向異性場，應力各向異性場和退磁場。代入運動方程式，可以獲得相應的共振條件。例如考慮樣品形狀各向異性的影響，設想有一小旋轉橢球體，三個主軸和直角座標系的x、y、z軸重合，z軸和長軸一致，穩恆磁場平行於長軸，則磁矩一致進動的共振頻率可用基特爾公式表示 ω0=γ{[H0+(Nx-Nz)Ms][H0+(Ny-Nz)Ms]} 式中，H0是穩恆場，Nx、Nz、Ny分別是橢球體沿x、y、z軸的退磁因子。如果描述磁矩在外場作用下運動規律的朗道-慄弗希茨方程式阻尼項Td不為零，則可證明，張量磁導率可表示成以下形式 $(bb{\mu}_{ij})=|[\mu,-jk,0],[jk,\mu,0],[0,0,1]|$ 而且，式中的對角張量元和非對角張量元均為複數，即 μ=μ"-jμ" k=k"-jk" 由此看出，張量磁導率是一個不對稱張量，各個張量元均為複數，它們的虛部表明了材料的損耗。通常，材料的μ"、k"在共振場附近變化劇烈，會改變符號，呈現明顯的頻散現象；μ"、k"則在共振場附近出現極大值，它們隨穩恆磁場的改變出現一共振峰，即反映了能量的共振吸收。在μ"-H圖上，當μ"下降至最大值的一半時對應的磁場強度稱為鐵磁共振線寬，用ΔH表示。
鐵磁物質在一定的外加恆定磁場和一定頻率的微波磁場中當滿足共振條件時產生強烈吸收共振的現象！磁性材料中的電子自旋磁矩系統在互相垂直施加的直流磁場H0和角頻率為ω的微波交變磁場h=h0e同時作用下，但`H_0\gt\gth_0`，當ω=γH0時，該磁矩系統將從交變磁場中強烈吸收能量的現象稱為鐵磁共振。這是英國物理學家格里菲斯於1946年最先在金屬Fe、Co、Ni中觀察到的現象，至今，已在許多磁性材料中觀察到鐵磁共振。大量實驗結果的總結已使鐵磁共振成為研究磁性材料動態磁性和測量飽和磁化強度、磁晶各向異性常數的有力工具，同時利用鐵磁共振現象可以做成許多微波器件。當鐵磁物質受到互相垂直的恆定磁場H和高頻磁場h作用時，磁化向量Ms的宏觀經典運動方程可用朗道-慄弗希茨方程來描述： dMs/dt=-γMs×Heff+Td 式中，γ=1.1051×10g(m/A·s)，是旋磁比（g為g因子），Heff是作用於鐵磁物質的總有效場，原則上，除了高頻磁場外，還可來自五種磁場的貢獻，即 Heff=H+Hex+Hk+Hσ+Hd 式中，H、Hex、Hk、Hσ、Hd分別是外加穩恆磁場，交換場，磁晶各向異性場，應力各向異性場和退磁場。代入運動方程式，可以獲得相應的共振條件。例如考慮樣品形狀各向異性的影響，設想有一小旋轉橢球體，三個主軸和直角座標系的x、y、z軸重合，z軸和長軸一致，穩恆磁場平行於長軸，則磁矩一致進動的共振頻率可用基特爾公式表示 ω0=γ{[H0+(Nx-Nz)Ms][H0+(Ny-Nz)Ms]} 式中，H0是穩恆場，Nx、Nz、Ny分別是橢球體沿x、y、z軸的退磁因子。如果描述磁矩在外場作用下運動規律的朗道-慄弗希茨方程式阻尼項Td不為零，則可證明，張量磁導率可表示成以下形式 $(bb{\mu}_{ij})=|[\mu,-jk,0],[jk,\mu,0],[0,0,1]|$ 而且，式中的對角張量元和非對角張量元均為複數，即 μ=μ"-jμ" k=k"-jk" 由此看出，張量磁導率是一個不對稱張量，各個張量元均為複數，它們的虛部表明了材料的損耗。通常，材料的μ"、k"在共振場附近變化劇烈，會改變符號，呈現明顯的頻散現象；μ"、k"則在共振場附近出現極大值，它們隨穩恆磁場的改變出現一共振峰，即反映了能量的共振吸收。在μ"-H圖上，當μ"下降至最大值的一半時對應的磁場強度稱為鐵磁共振線寬，用ΔH表示。