МАГНЕТИЗМ

1) особая форма вз-ствия между электрич. токами, между токами и магнитами (т. е. телами с магнитным моментом) и между магнитами;

2) раздел физики, изучающий это взаимодействие и св-ва в-в (магнетиков), в к-рых оно проявляется.

Основные проявления магнетизма. В наиболее общем виде М. можно определить как особую форму матер. вз-ствий, возникающих между движущимися электрически заряж. ч-цами. Передача магн. вз-ствия, реализующая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется магнитным полем. Оно представляет собой наряду с электрич. полем одно из проявлений эл.-магн. формы движения материи (см. ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ПОЛЕ). Между магн. и электрич. полями нет полной симметрии. Источниками электрич. поля явл. электрич. заряды, но аналогичных магн. зарядов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см. МАГНИТНЫЙ МОНОПОЛЬ). Источник магн. поля — движущийся электрич. заряд, т. е. электрич. ток. В ат. масштабах для эл-нов и нуклонов (протонов, нейтронов) имеются два типа мпкроскопич. токов — орбитальные, связанные с переносом центра тяжести этих ч-ц в атоме, и спиновые, связанные с их внутр. движением.

Количеств. характеристикой М. частиц явл. их орбитальный и спиновый магн. моменты. Поскольку все микроструктурные элементы в-в — электроны, протоны и нейтроны — обладают магн. моментами, то и любые их комбинации — ат. ядра и электронные оболочки, а также и комбинации их комбинаций, т. е. атомы, молекулы и макроскопич. тела, могут в принципе быть источниками М. Т. о., по существу все в-ва обладают магн. св-вами.

Известны два осн. эффекта воздействия внеш. магн. поля на в-ва. Во-первых, в соответствии с законом эл.-магн. индукции Фарадея внеш. магн. поле всегда создаёт в в-ве такой индукц. ток, магн. поле к-рого направлено против нач. поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внеш. полем магн. момент в-ва всегда направлен противоположно внеш. полю (см. ДИАМАГНЕТИЗМ). Во-вторых, если атом обладает отличным от нуля магн. моментом (спиновым, орбитальным или тем и другим), то внеш. поле будет стремиться ориентировать его вдоль своего направления. В результате возникает параллельный полю магн. момент, к-рый наз. парамагнитным (см. ПАРАМАГНЕТИЗМ).

Существ. влияние на магн. свойства в-ва могут оказать также внутр. вз-ствия (электрич. и магн. природы) между микрочастицами — носителями магн. момента (атомами и др.).

В нек-рых случаях благодаря этим вз-ствиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в в-ве существовала самопроизвольная (не зависящая от внеш. поля) упорядоченность в ориентации магн. моментов ч-ц (ат. магн. порядок). В-ва, в к-рых ат. магн. моменты ориентированы параллельно друг другу, наз. ферромагнетиками (см. ФЕРРОМАГНЕТИЗМ), соответственно антиферромагнетиками наз. в-ва, в к-рых соседние ат. моменты расположены антипараллельно (см. АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ). Кроме таких коллинеарных ферро- и антиферромагнитных ат. структур, наблюдаются и неколлинеарные (винтовые, треугольные и др.).

Сложность ат. структуры в-в, построенных из огромного числа атомов, приводит к практически неисчерпаемому разнообразию их магн. св-в. При рассмотрении магн. свойств в-в для них употребляют общий термин «магнетики». Взаимосвязь магн. свойств в-в с их немагн. св-вами (электрич., механич., оптическими и т. д.) позволяет очень часто использовать исследования магн. св-в как источник информации о внутр. структуре микрочастиц и тел макроскопич. размеров. Огромный диапазон магн. явлений, простирающийся от М. элем. ч-ц до М. косм. тел (Земли, Солнца, звёзд и др.), объясняет глубокий интерес к М. со стороны мн. наук (физики, астрофизики, химии, биологии) и его широкое применение в технике. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи: Солнечный ветер, Земной магнетизм, Магнитосфера, Магнитное поле, Магнитная гидродинамика, Магнитная структура атомная, Магнитные материалы, Магнит постоянный и др.

Магнетизм веществ. Макроскопич. описание магн. свойств в-в обычно проводится в рамках теории эл.-магн. поля (см. МАКСВЕЛЛА УРАВНЕНИЯ), термодинамики и статистической физики. Одной из осн. макроскопич. хар-к магнетика, определяющих его термодинамич. состояние, явл. вектор намагниченности J (суммарный магн. момент ед. объёма магнетика). Вектор J — ф-ция напряжённости магн. поля Н. Графически зависимость J(H) изображается кривой намагничивания, имеющей разл. вид у разных магнетиков. В ряде в-в между J и Н существует линейная зависимость: J=cH, где c — магнитная восприимчивость ед. объёма в-ва (у диамагнетиков c<0, у парамагнетиков c>0). У ферромагнетиков J связана с H нелинейно; у них восприимчивость зависит не только от темп-ры Т и свойств вещества, но и от поля H.

Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через потенциал термодинамический Ф(Н, Т, р) по ф-ле:

J=-(дФ/дН)

где (р — давление).

В свою очередь, расчёт Ф(Н, Т, р) основан на соотношении Гиббса — Богуславского:

Ф= -kTlnZ(H, T,p),

где Z(H,Т,р)— статистическая сумма.

Из общих положений классич. статистич. физики следует, что электронные системы не могут обладать термодинамически устойчивым магн. моментом (Бора — ван-Лёвен теорема), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М. атомов и макроскопич. тел. М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магн. моментами их эл-нов, движением эл-нов в оболочках атомов и молекул (т. н. орбитальным М.), спиновым и орбитальным М. нуклонов ядер. В многоэлектронных атомах сложение орбитальных и спиновых магн. моментов производится по законам пространств. квантования — результирующий магн. момент mj определяется полным угловым квантовым числом j и равен: mj=gj?(j(j+1)mБ),где gj — Ланде множитель, mБ — магнетон Бора.

У атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и др.) электронные оболочки магнитно нейтральны (их суммарный магн. момент равен нулю). Во внеш. магн. поле инертные газы проявляют диамагн. св-ва. Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и др.) обладает лишь спиновым магн. моментом валентного эл-на, орбитальный магн. момент этих атомов равен нулю. В результате атомы щелочных металлов парамагнитны. У атомов переходных металлов (Fe, Co, Ni, редкоземельных металлов (РЗМ) и др.) не достроены d- и f-слои их электронных оболочек. Спиновые и орбитальные магн. моменты эл-нов этих слоев не скомпенсированы, что приводит к существованию у изолированных атомов Fe, Co, Ni и РЗМ значит. магн. момента.

Магн. свойства в-в определяются природой ат. носителей М. и хар-ром их вз-ствий. Даже в-во одного и того же хим. состава в зависимости от внеш. условий, а также крист. или фазовой структуры (напр., степени упорядочения атомов в сплавах и т. п.) может обладать разл. магн. св-вами. Напр., Fe, Со и Ni в крист. состоянии ниже определ. темп-ры (Кюри точка) обладают ферромагн. св-вами, выше точки Кюри они парамагнитны. То же наблюдается и у антиферромагнетиков, их критич. темп-ру наз. Нееля точкой. У нек-рых РЗМ между ферро- и парамагнитной температурными областями существует антиферромагн. область.

Количественно вз-ствие между ат. носителями М. в в-ве можно охарактеризовать величиной энергии этого вз-ствия eвз, рассчитанной на отд. пару частиц — носителей магн. момента. Энергию eвз, обусловленную электрич. и магн. вз-ствием ч-ц, можно сопоставить с величинами энергий др. ат. вз-ствий: с энергией ч-цы, имеющей магн. момент порядка =mБ в нек-ром эффективном магн. поле Hэфф, т. е. с eH=mБHэфф, и со ср. энергией теплового движения ч-цы при нек-рой эффективной критич. темп-ре Тк, т. е. eT=kTк (Hэфф и Тк служат мерами энергии вз-ствия ч-ц). При значениях напряжённости внеш. поля HHэфф или Т->Тк будут доминировать внеш. факторы — темп-pa или поле, подавляющие эффекты внутр. вз-ствия («слабый» М. в-в). Эта классификация формальна, т. к. не вскрывает физ. природы Hэфф и Tк. Для полного выяснения природы магн. свойств в-ва необходимо знать не только величину энергии eвз по сравнению с eT или eH, но также и её физ. происхождение и хар-р магн. момента носителей (орбитальный или спиновый). Если исключить случай ядерного М., то в. электронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе конденсированных в-в (жидкости, кристаллы) действуют два типа сил — электрические и магнитные. Мерой электрич. вз-ствия может служить электростатич. энергия eэл двух эл-нов, находящихся на ат. расстоянии a (a=10-8 см): eэл=е2/а=2,57•10-11 эрг. Мерой магн. вз-ствия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магн. моментами mБ и находящихся на расстоянии а, т. е. eмагн=m2Б/a3»10-15 эрг.

Т. о., eэл превосходит энергию eмагн на три-четыре порядка. В связи с этим сохранение намагниченности ферромагнетиками (Fe, Co, Ni) до темп-р T=1000К может быть обусловлено только электрич. вз-ствием, т. к. при энергии eмагн=10-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирующее действие магн. сил уже при 1 К. Согласно квант. механике, наряду с кулоновским электростатич. вз-ствием заряж. ч-ц существует также чисто квантовое электростатическое обменное взаимодействие, зависящее от взаимной ориентации магн. моментов эл-нов. Эта часть вз-ствия, электростатическая по своей природе, оказывает существ. влияние на магн. состояние электронных систем. В частности, это вз-ствие благоприятствует упорядоченной ориентации магн. моментов ат. носителей М. Верхний предел энергии обменного вз-ствия eоб=10-13 эрг.

Значение eоб>0 соответствует параллельной ориентации ат. магн. моментов, т. е. самопроизвольной (спонтанной) намагниченности ферромагнетиков. При eоб<0 имеет место тенденция к антипараллельной ориентации соседних магн. моментов, характерной для ат. магн. структуры антиферромагнетиков. В кристаллах сплавов и соединении возможно т. н. смешанное обменное вз-ствие, когда между разл. узлами крист. решётки знаки eоб противоположны. Изложенное позволяет провести следующую физ. классификацию магн. свойств в-в.

I. Магнетизм слабо взаимодействующих частиц (eвз<-mБH или eвз<-kT).

Преобладание диамагнетизма. К в-вам с диамагн. св-вами относятся: а) все инертные газы, а также газы, атомы или молекулы к-рых не имеют собственного результирующего магн. момента. Их магн. восприимчивость отрицательна и очень мала по абс. величине (молярная восприимчивость c порядка —(10-7—10-5)); от темп-ры она практически не зависит; б) органич. соединения с неполярной связью, в к-рых молекулы или радикалы либо не имеют магн. момента, либо парамагн. эффект в них подавлен диамагнитным; у этих соединений c порядка —106 и также практически не зависит от темп-ры, но обладает заметной анизотропией (см. МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ); в) жидкие и крист. в-ва: нек-рые металлы (Zn, Au, Hg и др.); р-ры, сплавы и хим. соединения (напр., галогены) с преобладанием диамагнетизма ионных остовов (ионы, подобные атомам инертных газов, Li+ , Ве2+ , Аl3+, Сl- и т. п.). М. этой группы в-в похож на М. «классич.» диамагн. газов.

Преобладание парамагнетизма характерно: а) для свободных атомов, ионов и молекул, обладающих результирующим магн. моментом. Парамагнитны газы O2, NO, пары щелочных и переходных металлов. Восприимчивость их c=10-3—10-5 и при не очень низких темп-рах и не очень сильных магн. полях (mБH/kT<-1) не зависит от поля H, но существенно зависит от темп-ры — для c имеет место Кюри закон: c=C/T, где С — постоянная Кюри; б) для ионов переходных элементов в жидкой фазе, а также в кристаллах при условии, что магнитно-активные ионы слабо взаимодействуют друг с другом и их ближайшее окружение в конденсиров. фазе слабо влияет на их парамагнетизм. При условии mБH/kT<-1 их восприимчивость c не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса закон: c=С'/(Т-D), где С' и D — константы в-ва; в) для ферро- и антиферромагн. в-в выше точки Кюри q.

II. Магнетизм электронов проводимости в металлах и полупроводниках.

Парамагнетизм электронов проводимости (спиновый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li, К, Na и др.), щёлочноземельных (Са, Cr, Ba, Ra) и переходных металлов (элементов с недостроенными 3d-, 4d- и 5d-оболочками, кроме Fe, Ni, Co и Mn, Cr). Восприимчивость их мала (c=10-5), не зависит от поля и слабо меняется с темп-рой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и др.) этот парамагнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов.

Диамагнетизм электронов проводимости в металлах (Ландау диамагнетизм) присущ всем металлам, но в большинстве случаев его маскирует либо более сильный спиновый электронный парамагнетизм, либо диа- или парамагнетизм ионных остовов.

Пара- и диамагнетизм электронов проводимости в полупроводниках. По сравнению с металлами в ПП мало эл-нов проводимости, но число их растёт с повышением темп-ры; c в этом случае также зависит от Т.

М.сверхпроводников обусловлен электрич. токами, текущими в тонком поверхностном слое толщиной =10-5 см. Эти токи экранируют толщу сверхпроводника от внеш. магн. полей, поэтому в массивном сверхпроводнике при T

III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (eвз->mБH или eвз->kT).

Ферромагнетизм имеет место в в-вах с положительной обменной энергией (eоб>0): в кристаллах Fe, Со, Ni, ряде РЗМ (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb), в сплавах и соединениях с участием этих элементов, а также в сплавах Cr, Mn и в соединениях U. Для ферромагнетизма характерна самопроизвольная намагниченность при темп-pax Tq ферромагнетики переходят либо в парамагнитное, либо в антиферромагн. состояние (последнее наблюдается, напр., в нек-рых РЗМ). Однако из опыта известно, что в отсутствии внеш. поля ферромагн. тела не обладают результирующей намагниченностью (если исключить вторичное явление остаточной намагниченности). Это объясняется тем, что при H=0 ферромагнетик разбивается на большое число микроскопич. областей самопроизвольного намагничивания — доменов. Векторы намагниченности отд. доменов ориентированы так, что суммарная намагниченность ферромагнетика равна нулю. Во внеш. поле доменная структура изменяется, ферромагн. образец приобретает результирующую намагниченность (см. НАМАГНИЧИВАНИЕ).

Антиферромагнетизм имеет место в в-вах с отрицательной обменной энергией (eоб<0): в кристаллах Cr и Mn, ряде РЗМ (Се, Pr, Nd, Sm, Eu), а также в многочисл. соединениях и сплавах с участием элементов переходных групп.

Крист. решётка этих в-в разбивается на т. н. подрешётки магнитные, векторы самопроизвольной намагниченности Jki к-рых либо антипараллельны (коллинеарная антиферромагн. связь), либо направлены друг к другу под углами, отличными от 0 и 180° (неколлинеарная связь, (см. МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА АТОМНАЯ)). Если суммарный момент всех магн. подрешёток в антиферромагнетике равен нулю, то имеет место скомпенсиров. антиферромагнетизм; если же имеется отличная от нуля разностная самопроизвольная намагниченность, то наблюдается нескомпенсиров. антиферромагнетизм, или ферримагнетизм, к-рый реализуется гл. обр. в кристаллах окислов металлов с крист. решёткой типа шпинели, граната, перовскита и др. минералов (их наз. ферритами). Эти в-ва по электрич. св-вам — ПП и диэлектрики, по магн. св-вам они похожи на обычные ферромагнетики. При нарушении компенсации магн. моментов в антиферромагнетиках из-за слабого вз-ствия между ат. носителями М. в ряде случаев возникает очень малая самопроизвольная намагниченность в-в (=0,1% от обычных значений для ферро- и ферримагнетиков), к-рые наз. слабыми ферромагнетиками (напр., гематит a-Fe2O3, карбонаты ряда металлов, ортоферриты; (см. СЛАБЫЙ ФЕРРОМАГНЕТИЗМ). Существует различие в хар-ре ат. носителей магн.. момента в ферро- и антиферромагнитных d- и f-металлах, металлич. сплавах и соединениях и непроводящих кристаллах. В d-металлах и сплавах осн. носителями ат. магн. момента явл. эл-ны бывшего недостроенного d-слоя взолиров. атомов. Обусловленный ими ферро- или антиферромагнетизм связан с проявлением обменного вз-ствия в системе коллективизированных d-электронов.

В 4 f-металлах и диэлектрич. кристаллах упорядоченные ат. магн. структуры образованы магн. моментами, локализованными вблизи узлов крист. решётки, занятых магнитно-активными ионами.

Существует также упорядоченный М. в аморфных тв. телах (в переохлаждённых жидкостях, т. н. металлических стёклах), обладающих рядом специфич. св-в, отличных от магн. св-в крист. магнетиков.

Большой интерес представляют также в-ва, названные спиновыми стёклами, в к-рых имеется ат. упорядочение, но отсутствует упорядочение локализованных атомных спиновых или орбитальных магн. моментов.

Магн. состояние ферро- или антиферромагнетика во внеш. магн. поле Н определяется, помимо величины поля, ещё и предшествующими состояниями магнетика (магн. предысторией образца). Это явление наз. гистерезисом. Магн. гистерезис проявляется в неоднозначности зависимости J от Н (в наличии петли гистерезиса). Благодаря гистерезису для размагничивания образца оказывается недостаточным устранить внеш. поле, при H=0 образец сохранит остаточную намагниченность Jr. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магн. поле Нс, к-рое наз. коэрцитивной силой. В зависимости от значения Нс различают магнитно-мягкие материалы (Hс<800 А/м или 10 Э) и магнитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (Hс>4 кА/м или 50 Э). Jr и Нс зависят от темп-ры и, как правило, убывают с её повышением, стремясь к нулю с приближением Т к 0.

Научные и технические проблемы магнетизма. Осн. науч. проблемами совр. учения о М. являются: 1) выяснение природы обменного вз-ствия и вз-ствий, обусловливающих анизотропию в разл. типах магнитоупорядоченных кристаллов; объяснение спектров элем. магн. возбуждений (магнонов) и механизмов их вз-ствия между собой, а также с фононами, эл-нами проводимости и др.; 2) создание теории перехода из парамагнитного в ферромагн. состояние. Исследование М. в-в применяется как средство изучения хим. связей и структуры молекул (магнетохимия). Изучение диа- и парамагн. св-в газов, жидкостей, р-ров, соединений в тв. фазе позволяет разобраться в деталях физ. и хим. процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магн. динамич. хар-к (магнитного резонанса и релаксац. процессов) помогает понять кинетику многих физ. и физ.-хим. процессов в разл. в-вах. Интенсивно развивается магнитобиология.

К важнейшим проблемам М. косм. тел относятся: выяснение происхождения магн. полей Земли, планет, Солнца, звёзд (в частности, пульсаров), внегалактич. радиоисточников (радиогалактик, квазаров и др.), а также роли магн. полей в косм. пр-ве.

Проблемы техн. применения М. входят в число важнейших проблем электротехники, радиотехники, электроники, приборостроения и вычислит. техники, навигации, автоматики и телемеханики. В технике широкое применение нашли магн. дефектоскопия и магн. методы контроля. Магнитные материалы идут на изготовление магнитопроводов генераторов, моторов, трансформаторов, реле, магн. усилителей, элементов магн. памяти, стрелок компасов, лент магн. записи и т. д.

Историческая справка. Первые письменные свидетельства о М. (Китай) имеют более чем двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о применении естеств. пост. магнитов в кач-ве компасов. В работах древнегреч. и римских учёных есть упоминание о притяжении и отталкивании магнитов и о намагничивании в присутствии магнита железных опилок (напр., у рим. поэта и философа-материалиста Лукреция в поэме «О природе вещей», 1 в. до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться магн. компас (с 12 в.), были предприняты попытки эксперим. изучения св-в магнитов разной формы (франц. учёный Пьер де Марикур, 1269). Результаты исследований М. в эпоху Возрождения были обобщены в труде англ. физика У. Гильберта «О магните, магнитных телах и о большом магните — Земле» (1600). Гильберт показал, в частности, что Земля — магн. диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноимённых полюсов магнита. Далее учение о М. развивалось в работах франц. учёного Р. Декарта, рус. учёного Ф. Эпинуса и франц. физика Ш. Кулона. Декарт был автором первой подробной метафиз. теории М. и геомагнетизма («Начала философии», ч. 4, 1644); он исходил из существования особой магн. субстанции, обусловливающей своим присутствием и движением М. тел.

В трактате «Опыт теории электричества и магнетизма» (1759) Эпинус подчеркнул аналогию между электрич. и магн. явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—89), имеет определённое количеств. выражение: вз-ствие точечных магн. полюсов подчиняется тому же закону, что и вз-ствие точечных электрич. зарядов (Кулона закон). В 1820 дат. физик X. Эрстед открыл магн. поле электрич. тока. В том же году франц. физик А. Ампер установил законы магн. вз-ствия токов, эквивалентность магн. св-в кругового тока и тонкого плоского магнита; М. он объяснял существованием мол. токов. В 30-х гг. 19 в. нем. учёные К. Гаусс и В. Вебер развили матем. теорию геомагнетизма и разработали методы магн. измерений.

Новый этап в изучении М. начинается с работ англ. физика М. Фарадея, к-рый дал последоват. трактовку явлений М. на основе представлений о реальности эл.-магн. поля. Ряд важнейших открытий в области электромагнетизма (эл.-магн. индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э. X. Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых эл.-магн. явлений в трудах англ. физика Дж. К. Максвелла (1872), систематич. изучение св-в ферромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; франц. физик П. Кюри, 1895, и др.) заложили основы совр. макроскопич. теории М.

Изучение М. на микроскопич. уровне стало возможно после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классич. электронной теории голл. физика X. А. Лоренца франц. учёный П. Ланжевен в 1905 построил теорию диамагнетизма, а также квазиклассич. теорию парамагнетизма. В 1892 рус. учёный Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс (Франция) высказали идею о существовании внутр. мол. поля, обусловливающего св-ва ферромагнетиков. Открытие электронного спина и его М. (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, США, 1925), создание квант. механики привели к развитию квант. теории диа-, пара- и ферромагнетизма. На основе квантовомеханич. представлений (пространств. квантования) франц. физик Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намагниченности парамагнетиков от внеш. магн. поля и темп-ры. Нем. физик Ф. Хунд в 1927 провёл сравнение эксперим. и теор. значений эфф. магн. моментов ионов в разл. парамагн. солях, что привело к выяснению влияния электрич. полей парамагн. кристалла на «замораживание» орбит. моментов ионов. Исследования этого явления позволили установить, что намагниченность кристалла определяется почти исключительно спиновыми моментами (У. Пенни и Р. Шлапп; Дж. ВанФлек, США, 1932). В 30-х гг. была построена квантовомеханич. теория магн. св-в свободных эл-нов (парамагнетизм Паули, 1927; Ландау диамагнетизм, 1930). Существ. значение для дальнейшего развития теории парамагнетизма имело предсказанное Я. Г. Дорфманом (1923) и затем открытое Е. К. Завойским (1944) явление электронного парамагнитного резонанса (ЭПР).

Созданию квант. теории ферромагнетизма предшествовали работы нем. физика Э. Изинга (1925, двухмерная модель ферромагнетиков), Я. Г. Дорфмана (1927, им была доказана немагн. природа мол. поля), нем. физика В. Гейзенберга (1926, квантовомеханич. расчёт атома гелия), нем. физиков В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, расчёт молекулы водорода). В двух последних работах был использован открытый в квант. механике эффект обменного взаимодействия эл-нов (П. Дирак, Великобритания, 1926) в оболочке атомов и молекул и установлена его связь с магн. св-вами электронных систем, подчиняющихся Ферми — Дирака статистике (Паули принцип). Квант. теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизиров. модель) и Гейзенберга (1928, модель локализов. спинов). Рассмотрение ферромагнетизма как квантового кооперативного явления (амер. физики Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых волн. В 1932—33 франц. физик Л. Неель и Л. Д. Ландау предсказали существование антиферромагнетизма. Изучение новых классов магн. в-в — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу М. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхождении энергии магн. анизотропии, построена теория доменной структуры и освоены методы её эксперим. изучения.

Развитию теории М. в значит. мере способствовало создание новых эксперим. методов исследования в-в. Нейтронографич. методы позволили определить типы ат. магн. структур. Ферромагнитный резонанс, первоначально открытый и исследованный в работах В. К. Аркадьева (1913), а затем Дж. Гриффитса (США, 1946), и антиферромагнитный резонанс (К. Гортер и др., 1951) позволили начать эксперим. исследования процессов магн. релаксации, а также дали независимый метод определения эфф. полей анизотропии в ферро- и антиферромагнетиках. Физ. методы исследований, основанные на явлении ядерного магнитного резонанса (Э. Пёрселл и др., США, 1946) и Мёссбауэра эффекте (1958), значительно углубили знания о распределении спиновой плотности в в-ве, особенно в металлич. ферромагнетиках. Наблюдение рассеяния нейтронов и света позволили для ряда в-в определить спектры спиновых волн. Параллельно с эксперим. работами развивались и разл. аспекты теории М.: магн. симметрии кристаллов, ферромагнетизма коллективизированных эл-нов, фазовых переходов II рода и критических явлений, а также модели одномерных и двухмерных ферро- и антиферромагнетиков.

Успехи в изучении природы магн. явлений позволили осуществить синтез новых перспективных магн. материалов: ферритов для ВЧ и СВЧ устройств, высококоэрцитивных соединений типа SmCo5 (см. МАГНИТ ПОСТОЯННЫЙ), прозрачных ферромагнетиков, аморфных магнетиков (в т. ч. спиновых стёкол, в к-рых наблюдается беспорядочное распределение ориентации ат. магн. моментов по узлам крист. решётки), ферро- и антиферро-магн. аморфных материалов (т. н. металлических стёкол, или метглассов) и др.