Магнетизм

1) особая форма взаимодействия между электрическими токами, между токами и магнитами (т. е. телами с магнитным моментом) и между магнитами;

2) раздел физики, изучающий это взаимодействие и свойства веществ (магнетиков), в которых оно проявляется.

Основные проявления магнетизма. В наиболее общем виде Магнетизм можно определить как особую форму материальных взаимодействий, возникающих между движущимися электрически заряженными частицами. Передача магнитного взаимодействия, реализующая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется магнитным полем. Оно представляет собой наряду с электрическим полем одно из проявлений электромагнитные формы движения материи (см. Электромагнитное поле). Между магнитными и электрическими полями нет полной симметрии. Источниками электрического поля являются электрические заряды, но аналогичных магнитных зарядов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см.Магнитный монополь). Источник магнитного поля — движущийся электрический заряд, т. е. электрический ток. В атомных масштабах для электронов и нуклонов (протонов, нейтронов) имеются два типа мпкроскопических токов — орбитальные, связанные с переносом центра тяжести этих частиц в атоме, и спиновые, связанные с их внутренним движением.

Количественной характеристикой магнетизма частиц является их орбитальный и спиновый магнитные моменты. Поскольку все микроструктурные элементы веществ — электроны, протоны и нейтроны — обладают магнитными моментами, то и любые их комбинации — атомные ядра и электронные оболочки, а также и комбинации их комбинаций, т. е. атомы, молекулы и макроскопического тела, могут в принципе быть источниками магнетизма. Т. о., по существу все вещества обладают магнитными свойствами. Известны два основных эффекта воздействия внешнего магнитного поля на вещества. Во-первых, в соответствии с законом электромагнитной индукции Фарадея внешнее магнитное поле всегда создаёт в веществе такой индукционный ток, магнитное поле которого направлено против начального поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внешним полем магнитный момент вещества всегда направлен противоположно внешнему полю (см. Диамагнетизм). Во-вторых, если атом обладает отличным от нуля магнитным моментом (спиновым, орбитальным или тем и другим), то внешнее поле будет стремиться ориентировать его вдоль своего направления. В результате возникает параллельный полю магн. момент, который называется парамагнитным (см. Парамагнетизм).

Существенное влияние на магнитные свойства вещества могут оказать также внутренние взаимодействия (электрической и магнитной природы) между микрочастицами — носителями магнитного момента (атомами и др.). В некоторых случаях благодаря этим взаимодействиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в веществе существовала самопроизвольная (не зависящая от внешнего поля) упорядоченность в ориентации магнитных моментов частиц (атомный магнитный порядок). Вещества, в которых атомные магнитные моменты ориентированы параллельно друг другу, называются ферромагнетиками (см. Ферромагнетизм), соответственно антиферромагнетиками называются вещества, в которых соседние атомные моменты расположены антипараллельно (см. Антиферромагнетизм). Кроме таких коллинеарных ферро- и антиферромагнитных атомных структур, наблюдаются и неколлинеарные (винтовые, треугольные и др.).

Сложность атомной структуры веществ, построенных из огромного числа атомов, приводит к практически неисчерпаемому разнообразию их магнитных свойств. При рассмотрении магнитных свойств веществ для них употребляют общий термин «магнетики». Взаимосвязь магнитных свойств веществ с их немагнитными свойствами (электрическими, механическими, оптическими и т. д.) позволяет очень часто использовать исследования магнитных свойств как источник информации о внутренней структуре микрочастиц и тел макроскопических размеров. Огромный диапазон магнитных явлений, простирающийся от магнетизма элементарных частиц до Магнетизма космических тел (Земли, Солнца, звёзд и др.), объясняет глубокий интерес к Магнетизму со стороны многих 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. Макроскопическое описание магнитных свойств веществ обычно проводится в рамках теории электромагнитного поля (см. Максвелла уравнения), термодинамики и статистической физики. Одной из основных макроскопических характеристик магнетика, определяющих его термодинамическое состояние, является вектор намагниченности J (суммарный магн.итный момент единицы объёма магнетика). Вектор J — функция напряжённости магнитного поля Н. Графически зависимость J(H) изображается кривой намагничивания, имеющей различный вид у разных магнетиков. В ряде веществ между J и Н существует линейная зависимость: J=μH, где μ — магнитная восприимчивость единицы объёма вещества (у диамагнетиков μ<0, у парамагнетиков μ>0). У ферромагнетиков J связана с H нелинейно; у них восприимчивость зависит не только от температуры Т и свойств вещества, но и от поля H.

Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через потенциал термодинамический Ф(Н, Т, р) по формуле: J=-(dФ/dН)T,p где (р — давление). В свою очередь, расчёт Ф(Н, Т, р) основан на соотношении Гиббса — Богуславского: Ф= -kT lnZ(H, T,p), где Z(H,Т,р)— статистическая сумма.

Из общих положений классической статистической физики следует, что электронные системы не могут обладать термодинамически устойчивым магнитным моментом (Бора — ван-Лёвен теорема), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и Магнетизм атомов и макроскопических тел. Магнетизм атомов и молекул обусловлен спиновыми магнитными моментами их электронов, движением электронов в оболочках атомов и молекул (т. н. орбитальным Магнетизмом ), спиновым и орбитальным Магнетизмом нуклонов ядер. В многоэлектронных атомах сложение орбитальных и спиновых магн. моментов производится по законам пространств. квантования — результирующий магнитный момент μj определяется полным угловым квантовым числом j и равен: μj=пj√(j(j+1)μБ),где gj — Ланде множитель, μБ — магнетон Бора.

У атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и др.) электронные оболочки магнитно нейтральны (их суммарный магнитный момент равен нулю). Во внешнем магнитном поле инертные газы проявляют диамагнитные свойства. Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и др.) обладает лишь спиновым магнитным моментом валентного электрона, орбитальный магнитный 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 электронов этих слоев не скомпенсированы, что приводит к существованию у изолированных атомов Fe, Co, Ni и РЗМ значительного магнитного момента.

Магнитные свойства веществ определяются природой атомных носителей Магнетизма и характером их взаимодействий. Даже вещество одного и того же химического состава в зависимости от внешних условий, а также кристаллической или фазовой структуры (например, степени упорядочения атомов в сплавах и т. п.) может обладать различными магнитными свойствами. Например, Fe, Со и Ni в кристаллическом состоянии ниже определенной температуры (Кюри точка) обладают ферромагнитными свойствами, выше точки Кюри они парамагнитны. То же наблюдается и у антиферромагнетиков, их критическую температуру называют Нееля точкой. У некоторых РЗМ между ферро- и парамагнитной температурными областями существует антиферромагнитная область.

Количественно взаимодействие между атомными носителями Магнетизма в веществе можно охарактеризовать величиной энергии этого взаимодействия εвз, рассчитанной на отдельную пару частиц — носителей магнитного момента. Энергию εвз, обусловленную электрическим и магнитным взаимодействием частиц, можно сопоставить с величинами энергий др. атомных взаимодействий: с энергией частицы, имеющей магнитный момент порядка ≈μБ в некотором эффективном магнитном поле Hэфф, т. е. с εH=μБHэфф, и со средней энергией теплового движения частицы при некоторой эффективной критической температуре Тк, т. е. εT=kTк (Hэфф и Тк служат мерами энергии взаимодействия частиц). При значениях напряжённости внешнего поля H>>Hэфф или Т>>Тк будут доминировать внешние факторы — температурa или поле, подавляющие эффекты внутренние взаимодействия («слабый» Магнетизм веществ). Эта классификация формальна, т. к. не вскрывает физической природы Hэфф и Tк. Для полного выяснения природы магнитных свойств вещества необходимо знать не только величину энергии εвз по сравнению с εT или εH, но также и её физическое происхождение и характер магнитного момента носителей (орбитальный или спиновый). Если исключить случай ядерного Магнетизма, то в электронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе конденсированных веществ (жидкости, кристаллы) действуют два типа сил — электрические и магнитные. Мерой электрического взаимодействия может служить электростатическая энергия εэл двух электронов, находящихся на атомном расстоянии a (a=10-8 см): εэл=е2/а=2,57*10-11 эрг. Мерой магнитного взаимодействия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магнитными моментами μБ и находящихся на расстоянии а, т. е. εмагн=μ2Б/a3»10-15 эрг. Т. о., εэлпревосходит энергию εмагн на три-четыре порядка. В связи с этим сохранение намагниченности ферромагнетиками (Fe, Co, Ni) до температур T=1000К может быть обусловлено только электрическим взаимодействием, т. к. при энергии εмагн=10-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирующее действие магнитных сил уже при 1 К. Согласно квантовой механике, наряду с кулоновским электростатическим взаимодействием заряженных частиц существует также чисто квантовое электростатическое обменное взаимодействие, зависящее от взаимной ориентации магнитных моментов электронов. Эта часть взаимодействия, электростатическая по своей природе, оказывает существенное влияние на магнитное состояние электронных систем. В частности, это взаимодействие благоприятствует упорядоченной ориентации магнитных моментов атомных носителей магнетизма. Верхний предел энергии обменного взаимодействия εоб=10-13 эрг.

Значение εоб>0 соответствует параллельной ориентации атомных магнитных моментов, т. е. самопроизвольной (спонтанной) намагниченности ферромагнетиков. При εоб<0 имеет место тенденция к антипараллельной ориентации соседних магнитных моментов, характерной для атомной магнитной структуры антиферромагнетиков. В кристаллах сплавов и соединении возможно т. н. смешанное обменное взаимодействие, когда между различными узлами кристаллической решётки знаки εоб противоположны. Изложенное позволяет провести следующую физическую классификацию магнитных свойств веществ.

I. Магнетизм слабо взаимодействующих частиц (εвз<<-μБH или εвз<
Преобладание диамагнетизма. К веществам с диамагнитными свойствами относятся:
а) все инертные газы, а также газы, атомы или молекулы которых не имеют собственного результирующего магнитного момента. Их магнитная восприимчивость отрицательна и очень мала по абсолютной величине (молярная восприимчивость χ порядка —(10-7—10-5)); от температуры она практически не зависит;
б) органические соединения с неполярной связью, в которых молекулы или радикалы либо не имеют магнитного момента, либо парамагнитный эффект в них подавлен диамагнитным; у этих соединений c порядка —106 и также практически не зависит от температуры, но обладает заметной анизотропией (см. Магнитная анизотропия);
в) жидкие и кристаллические вещества: некоторые металлы (Zn, Au, Hg и др.); растворы, сплавы и химические соединения (например, галогены) с преобладанием диамагнетизма ионных остовов (ионы, подобные атомам инертных газов, Li+ , Ве2+ , Аl3+, Сl- и т. п.). Магнетизм этой группы веществ похож на Магнетизм «классических» диамагнитных газов.

Преобладание парамагнетизма характерно:
а) для свободных атомов, ионов и молекул, обладающих результирующим магнитным моментом. Парамагнитны газы O2, NO, пары щелочных и переходных металлов. Восприимчивость их χ=10-3—10-5 и при не очень низких температурах и не очень сильных магнитных полях (μБH/kT<<1) не зависит от поля H, но существенно зависит от температуры — для c имеет место Кюри закон: χ=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 μБH/kT<<1 их восприимчивость c не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса закон: χ=С`/(Т-Δ), где С` и Δ — константы вещества; в) для ферро- и антиферромагнитных веществ 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 (χ=10-5), не зависит от поля и слабо меняется с температурой. 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 электронов проводимости, но число их растёт с повышением температуры; c в этом случае также зависит от Т. Магнетизм сверхпроводников обусловлен электрическими токами, текущими в тонком поверхностном слое толщиной ≈10-5 см. Эти токи экранируют толщу сверхпроводника от внешних магнитных полей, поэтому в массивном сверхпроводнике при T

III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (εвз>>μБH или εвз>>kT).
Ферромагнетизм имеет место в веществах с положительной обменной энергией (εоб>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 температурax T<θ, при T>θ ферромагнетики переходят либо в парамагнитное, либо в антиферромагнитное состояние (последнее наблюдается, напр., в некоторых РЗМ). Однако из опыта известно, что в отсутствии внешнего поля ферромагные тела не обладают результирующей намагниченностью (если исключить вторичное явление остаточной намагниченности). Это объясняется тем, что при H=0 ферромагнетик разбивается на большое число микроскопических областей самопроизвольного намагничивания — доменов. Векторы намагниченности отдельных доменов ориентированы так, что суммарная намагниченность ферромагнетика равна нулю. Во внешнем поле доменная структура изменяется, ферромагнитный образец приобретает результирующую намагниченность (см. Намагничивание).

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

Кристаллическая решётка этих веществ разбивается на т. н. подрешётки магнитные, векторы самопроизвольной намагниченности Jki которых либо антипараллельны (коллинеарная антиферромагнитная связь), либо направлены друг к другу под углами, отличными от 0 и 180° (неколлинеарная связь, (см. Магнитная структура атомная). Если суммарный момент всех магнитных подрешёток в антиферромагнетике равен нулю, то имеет место скомпенсированный антиферромагнетизм; если же имеется отличная от нуля разностная самопроизвольная намагниченность, то наблюдается нескомпенсированный антиферромагнетизм, или ферримагнетизм, который реализуется главным образом в кристаллах окислов металлов с кристаллической решёткой типа шпинели, граната, перовскита и др. минералов (их называют ферритами). Эти вещества по электрическим свойствам — ПП и диэлектрики, по магнитным свойствам они похожи на обычные ферромагнетики. При нарушении компенсации магнитных моментов в антиферромагнетиках из-за слабого взаимодействия между атомными носителями Магнетизма в ряде случаев возникает очень малая самопроизвольная намагниченность веществ (≈0,1% от обычных значений для ферро- и ферримагнетиков), которые называются слабыми ферромагнетиками (например, гематит α-Fe2O3, карбонаты ряда металлов, ортоферриты; (см. Слабый ферромагнетизм). Существует различие в характере атомных носителей магнитного момента в ферро- и антиферромагнитных d- и f-металлах, металлических сплавах и соединениях и непроводящих кристаллах. В d-металлах и сплавах основными носителями атомного магнитного момента являются электроны бывшего недостроенного d-слоя изолированных атомов. Обусловленный ими ферро- или антиферромагнетизм связан с проявлением обменного взаимодействия в системе коллективизированных d-электронов.

В 4 f-металлах и диэлектрических кристаллах упорядоченные атомные магнитные структуры образованы магнитными моментами, локализованными вблизи узлов кристаллической решётки, занятых магнитно-активными ионами. Существует также упорядоченный Магнетизм в аморфных твердых телах (в переохлаждённых жидкостях, т. н. металлических стёклах), обладающих рядом специфических свойств, отличных от магнитных свойств кристаллических магнетиков.

Большой интерес представляют также вещества, названные спиновыми стёклами, в которых имеется атомное упорядочение, но отсутствует упорядочение локализованных атомных спиновых или орбитальных магнитных моментов.

Магнитное состояние ферро- или антиферромагнетика во внешнем магнитном поле Н определяется, помимо величины поля, ещё и предшествующими состояниями магнетика (магнитной предысторией образца). Это явление называется гистерезисом. Магнитный гистерезис проявляется в неоднозначности зависимости J от Н (в наличии петли гистерезиса). Благодаря гистерезису для размагничивания образца оказывается недостаточным устранить внешнее поле, при H=0 образец сохранит остаточную намагниченность Jr. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магнитное поле Нс, которое называется 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 температуры и, как правило, убывают с её повышением, стремясь к нулю с приближением Т к θ.

Научные и технические проблемы магнетизма.
Основными научными проблемами современного учения о магнетизме являются:
1) выяснение природы обменного взаимодействия и взаимодействий, обусловливающих анизотропию в различных типах магнитоупорядоченных кристаллов; объяснение спектров элементарных магнитных возбуждений (магнонов) и механизмов их взаимодействия между собой, а также с фононами, электронами проводимости и др.;
2) создание теории перехода из парамагнитного в ферромагнитное состояние. Исследование Магнетизма веществ применяется как средство изучения химических связей и структуры молекул (магнетохимия). Изучение диа- и парамагнитных свойств газов, жидкостей, растворов, соединений в твердой фазе позволяет разобраться в деталях физических и химических процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магнитных динамических характеристик (магнитного резонанса и релаксационных процессов) помогает понять кинетику многих физических и физико-химических процессов в различных веществах. Интенсивно развивается магнитобиология.

К важнейшим проблемам Магнетизма космических тел относятся: выяснение происхождения магнитных полей Земли, планет, Солнца, звёзд (в частности, пульсаров), внегалактических радиоисточников (радиогалактик, квазаров и др.), а также роли магнитных полей в космическом пространстве.

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

Историческая справка.
Первые письменные свидетельства о Магнетизме (Китай) имеют более чем двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о применении естественных постоянных магнитов в качестве компасов. В работах древнегреческих и римских учёных есть упоминание о притяжении и отталкивании магнитов и о намагничивании в присутствии магнита железных опилок (например, у римского поэта и философа-материалиста Лукреция в поэме «О природе вещей», 1 в. до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться магнитный компас (с 12 в.), были предприняты попытки экспериментальные изучения свойств магнитов разной формы (франц. учёный Пьер де Марикур, 1269). Результаты исследований Магнетизма 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 — магнитный диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноимённых полюсов магнита. Далее учение о Магнетизм развивалось в работах франц. учёного Р. Декарта, русского учёного Ф. Эпинуса и франц. физика Ш. Кулона. Декарт был автором первой подробной метафизической теории Магнетизм и геомагнетизма («Начала философии», ч. 4, 1644); он исходил из существования особой магнитной субстанции, обусловливающей своим присутствием и движением Магнетизм 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: взаимодействие точечных магн. полюсов подчиняется тому же закону, что и взаимодействие точечных электрических зарядов (Кулона закон). В 1820 дат. физик X. Эрстед открыл магн. поле электрич. тока. В том же году франц. физик А. Ампер установил законы магнитного взаимодействия токов, эквивалентность магнитных свойств кругового тока и тонкого плоского магнита; Магнетизм он объяснял существованием мол. токов. В 30-х гг. 19 в. немецкие ученые К. Гаусс и В. Вебер развили матеМагнетизм теорию геомагнетизма и разработали методы магнитных измерений.

Новый этап в изучении Магнетизма начинается с работ английского физика Магнетизм Фарадея, который дал последовательную трактовку явлений Магнетизма на основе представлений о реальности электромагнитного поля. Ряд важнейших открытий в области электромагнетизма (электромагнитная индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э. X. Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых электромагнитных явлений в трудах англ. физика Дж. К. Максвелла (1872), систематич. изучение свойств ферромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; франц. физик П. Кюри, 1895, и др.) заложили основы современной макроскопической теории.

Изучение Магнетизма на микроскопическом уровне стало возможно после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классической 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 свойства ферромагнетиков. Открытие электронного спина и его Магнетизм (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, США, 1925), создание квантовой механики привели к развитию квантовой теории диа-, пара- и ферромагнетизма. На основе квантовомеханических представлений (пространственного квантования) франц. физик Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намагниченности парамагнетиков от внешнего магнитного поля и температуры. Немецкий физик Ф. Хунд в 1927 провёл сравнение экспериментальных и теоретических значений эффективных магнитных моментов ионов в различных парамагнитных солях, что привело к выяснению влияния электрических полей парамагнитного кристалла на «замораживание» орбитальных 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 квантовомеханическая теория магнитных свойств свободных электронов (парамагнетизм Паули, 1927; Ландау диамагнетизм, 1930). Существенное 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 квантовой теории ферромагнетизма предшествовали работы немецкого физика Э. Изинга (1925, двухмерная модель ферромагнетиков), Я. Г. Дорфмана (1927, им была доказана немагнитная природа мол. поля), немецкого физика В. Гейзенберга (1926, квантовомеханический расчёт атома гелия), неМагнетизм физиков В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, расчёт молекулы водорода). В двух последних работах был использован открытый в квантовой механике эффект обменного взаимодействия электронов (П. Дирак, Великобритания, 1926) в оболочке атомов и молекул и установлена его связь с магнитными свойствами электронных систем, подчиняющихся Ферми — Дирака статистике (Паули принцип). Квантовая теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизиров. модель) и Гейзенберга (1928, модель локализованных спинов). Рассмотрение ферромагнетизма как квантового кооперативного явления (американские физики Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых волн. В 1932—33 французский физик Л. Неель и Л. Д. Ландау предсказали существование антиферромагнетизма. Изучение новых классов магн. веществ — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу Магнетизма. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхождении энергии магнитной анизотропии, построена теория доменной структуры и освоены методы её экспериментального изучения.

Развитию теории Магнетизма в значительной мере способствовало создание новых экспериментальных методов исследования веществ. Нейтронографические методы позволили определить типы атомных магнитных 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 экспериментальные исследования процессов магнитной релаксации, а также дали независимый метод определения эфф. полей анизотропии в ферро- и антиферромагнетиках. Физические 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 веществе, особенно в металлических ферромагнетиках. Наблюдение рассеяния нейтронов и света позволили для ряда веществ определить спектры спиновых волн. Параллельно с экспериментальными работами развивались и различные аспекты теории Магнетизма : магнитной симметрии кристаллов, ферромагнетизма коллективизированных электронов, 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 которых наблюдается беспорядочное распределение ориентации атомных магнитных моментов по узлам кристаллической решётки), ферро- и антиферро-магнитных аморфных материалов (т. н. металлических стёкол, или метглассов) и др.