Магнетизм (от греческого magnetis — магнит), проявляется в макромасштабах как взаимодействие между электрическими токами, между токами и магнитами (то есть телами с магнитным моментом) и между магнитами. В наиболее общем виде М. можно определить как особую форму материальных взаимодействий, возникающих между движущимися электрически заряженными частицами. Передача магнитного взаимодействия, реализующая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется особым материальным носителем — магнитным полем. Оно представляет собой наряду с электрическим полем одно из проявлений электромагнитной формы движения материи (см. Электромагнитное поле). Между магнитным и электрическим полями нет полной симметрии. Источниками электрического поля являются электрические заряды, которыми обладают элементарные частицы — электроны, протоны, мезоны и другие. Аналогичных магнитных зарядов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см. Магнитный монополь).
Источником магнитного поля является движущийся электрический заряд, то есть электрический ток. В атомных масштабах для электронов и нуклонов (протонов, нейтронов) имеются два типа микроскопических токов — орбитальные, связанные с переносным движением центра тяжести этих частиц, и спиновые (см. Спин), связанные с внутренними степенями свободы их движения.
Количественной характеристикой М. частиц являются их орбитальный и спиновый магнитные моменты (обозначаются М). Поскольку все микроструктурные элементы веществ — электроны, протоны и нейтроны — обладают магнитными моментами, то и любые их комбинации — атомные ядра и электронные оболочки — и комбинации их комбинаций, то есть атомы, молекулы и макроскопические тела, могут в принципе быть источниками магнетизма. Таким образом, М. веществ имеет универсальный характер.
Известны два основных эффекта воздействия внешнего магнитного поля на вещества. Во-первых, диамагнитный эффект, являющийся следствием закона индукции Фарадея (см. Индукция электромагнитная): внешнее магнитное поле всегда создаёт в веществе такой индукционный ток, магнитное поле которого направлено против начального поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внешним полем диамагнитный момент вещества всегда отрицателен по отношению к этому полю.
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 положительный момент, который называют парамагнитным.
Существенное влияние на магнитные свойства вещества могут оказать также внутренние взаимодействия (электрической и магнитной природы) между атомными магнитными моментами. В некоторых случаях благодаря этим взаимодействиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в веществе существовал самопроизвольный (не зависящий от внешнего поля) атомный магнитный порядок. Вещества, в которых атомные магнитные моменты расположены параллельно друг другу, называются ферромагнетиками; соответственно антиферромагнетиками называются вещества, в которых соседние атомные моменты расположены антипараллельно. Сложность атомной структуры веществ, построенных из огромного числа атомов, приводит к практически неисчерпаемому разнообразию их магнитных свойств. При рассмотрении магнитных свойств веществ для последних 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. Широкий диапазон явлений М., простирающийся от М. элементарных частиц до М. космических тел (Земли, Солнца, звёзд и других), обусловливает большую роль М. в явлениях природы, в науке и технике.
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 магнитный момент единицы объёма магнетика). Опыт показывает, что вектор J есть функция напряжённости магнитного поля Н. Графически зависимость J (Н) изображается кривой намагничивания, имеющей различный вид у разных магнетиков. В ряде веществ между J и Н существует линейная зависимость J = cН, где c — магнитная восприимчивость (у диамагнетиков c < 0, у парамагнетиков c > 0). У ферромагнетиков c связано с Н нелинейно; у них восприимчивость зависит не только от температуры Т и свойств вещества, но и от поля Н.
Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через потенциал термодинамический Ф (Н, Т, р) по формуле
(здесь р — давление). В свою очередь, расчёт Ф (Н, Т, р) основан на соотношении Гиббса — Богуславского Ф = — kT lnZ (H, T), где k — Больцмана постоянная, Z (Н, Т) — статистическая сумма.
Из общих положений классической статистической физики следует, что электронные системы (без учёта их квантовых свойств) не могут обладать термодинамически устойчивым магнитным моментом (теорема Бора — Ван-Левен — Терлецкого), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М. атомов и макроскопических тел.
М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магнитными моментами их электронов, движением электронов в оболочках атомов и молекул (так называемым орбитальным М.), спиновым и орбитальным М. нуклонов ядер. В многоэлектронных атомах сложение орбитальных и спиновых магнитных моментов производится по законам пространственного квантования: результирующий магнитный момент определяется полным угловым квантовым числом j и равен
где gi — множитель Ланде, mв — Бора магнетон (см. Магнитный момент).
Магнитные свойства веществ определяются природой атомных носителей М. и характером их взаимодействий. О существенном влиянии этих взаимодействий на магнитные свойства говорит, в частности, сравнение магнитных свойств изолированных атомов различных элементов. Так, у атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и других) электронные оболочки магнитно нейтральны (их суммарный магнитный момент равен нулю). Во внешнем магнитном поле инертные газы проявляют диамагнитные свойства (см. Диамагнетизм). Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и других) обладает лишь спиновым магнитным моментом валентного электрона, орбитальный момент этих атомов равен нулю. Пары щелочных металлов парамагнитны (см. Парамагнетизм). У атомов переходных металлов (Fe, Со, Ni и других) наблюдаются, как правило, большие спиновые и орбитальные магнитные моменты, обусловленные недостроенными d- и f- слоями их электронной оболочки (см. Атом).
Сильная зависимость М. веществ от характера связи между микрочастицами (носителями магнитного момента) приводит к тому, что вещество неизменного 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, Ni в кристаллическом состоянии ниже определённой температуры (Кюри точки) обладают ферромагнитными свойствами; выше точки Кюри они эти свойства теряют (см. Ферромагнетизм).
Количественно взаимодействие между атомными носителями М. в веществе можно охарактеризовать величиной энергии eвз этого взаимодействия, рассчитанной на отдельную пару частиц — носителей магнитного момента. Энергию eвз, обусловленную электрическим и магнитным взаимодействием микрочастиц и зависящую от их магнитных моментов, можно сопоставить с величинами энергий других атомных взаимодействий: с энергией магнитного момента mв в некотором эффективном магнитном поле Нэфф, то есть с eн = mвНэфф, и со средней энергией теплового движения частиц при некоторой эффективной критической температуре Tk, то есть с eТ = kTk. При значениях напряжённости внешнего поля Н < Нэфф или при температурах Т < Тк будут сильно проявляться магнитные свойства вещества, обусловленные eвз — внутренними взаимодействиями атомных носителей М. (так называемый «сильный» М. веществ). Наоборот, в областях Н >> Нэфф или Т >> Тк будут доминировать внешние факторы — температура или поле, подавляющие эффекты внутреннего взаимодействия («слабый» М. веществ). Эта классификация формальна, так как не вскрывает физической природы Нэфф и Tk. для полного выяснения физической природы магнитных свойств вещества необходимо знать не только величину энергии eвз по сравнению с eТ или eН, но также и её физическое происхождение и характер магнитного момента носителей (орбитальный или спиновый). Если исключить случай ядерного М., в котором проявляется эффект ядерных взаимодействий, то в электронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе конденсированных веществ (жидкости, кристаллы) действуют 2 типа сил — электрические и магнитные. Мерой электрического взаимодействия может служить электростатическая энергия eэл двух электронов, находящихся на атомном расстоянии (а = 10-8 см): eэл ~ е2/a ~ 10-12 эрг (здесь е — заряд электрона). Мерой магнитного взаимодействия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магнитными моментами mв и находящихся на расстоянии а, то есть eмагн ~ m2в/а3 ~ 10-16 эрг. Таким образом, eэл превосходит энергию eмагн по крайней мере на три порядка.
В связи с этим сохранение намагниченности ферромагнетиками (Fe, Со, Ni) до температур Т ~ 1000 К может быть обусловлено только электрическим взаимодействием, так как при энергии eмагн ~ 10-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирующее действие магнитных сил уже при 1 К. На основе квантовой механики было показано, что наряду с кулоновским электростатическим взаимодействием заряженных частиц существует также чисто квантовое электростатическое обменное взаимодействие, зависящее от взаимной ориентации магнитных моментов электронов. Таким образом, эта часть электрического по своей природе взаимодействия оказывает существенное влияние на магнитное состояние электронных систем. В частности, это взаимодействие благоприятствует упорядоченной ориентации магнитных моментов атомных носителей М. Верхний предел энергии обменного взаимодействия eоб ~ 10-13 эрг.
Значение eоб > 0 соответствует параллельной ориентации атомных магнитных моментов, то есть самопроизвольной (спонтанной) намагниченности тел (ферромагнетиков). При eоб < 0 имеет место тенденция к антипараллельной ориентации соседних магнитных моментов, характерной для атомной магнитной структуры антиферромагнетиков. Изложенное позволяет провести следующую физическую классификацию М. веществ.
I. Магнетизм слабовзаимодействующих частиц (eвз << mвН или eвз << кТ)
А. 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 c ~ —(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 ~ —10-6 и также практически не зависит от температуры, но обладает заметной анизотропией (см. Магнитная анизотропия); в) вещества в конденсированных фазах — жидкой и кристаллической: некоторые металлы (Zn, Au, Hg и другие); растворы, сплавы и химические соединения (например, галоиды) с преобладанием диамагнетизма ионных остовов (ионы, подобные атомам инертных газов, — Li+, Be2+, A13+, Cl- и т.п.). М. этой группы веществ похож на М. «классических» диамагнитных газов.
Б. 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 c> 0 мала по величине (~ 10-3—10-5) и при не очень низких температурах и не очень сильных магнитных полях (mвН/кТ << 1) не зависит от поля, но существенно зависит от температуры, для c имеет место Кюри закон c = С/Т, где С — постоянная Кюри; б) для ионов переходных элементов в жидких растворах, а также в кристаллах при условии, что магнитно-активные ионы слабо взаимодействуют друг с другом и их ближайшее окружение в конденсированной фазе слабо влияет на их парамагнетизм. При условии mвН/кТ << 1 их восприимчивость не зависит от Н, но зависит от Т — имеет место Кюри — Вейса закон c = C’/(T — D), где C’ и D — константы вещества; в) для ферро- и антиферромагнитных веществ выше точки Кюри q.
II. Магнетизм электронов проводимости в металлах и полупроводниках
А. Парамагнетизм электронов проводимости в металлах (спиновый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li, К, Na и другие), щёлочноземельных (Ca, Sr, Ba, Ra) и переходных металлов (Pd, Pt), а также у металлов Sc, Ti, V. Восприимчивость их мала (c ~ 10-5), не зависит от поля и слабо меняется с температурой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и других) этот парамагнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов.
Б. Диамагнетизм электронов проводимости в металлах (Ландау диамагнетизм) присущ всем металлам, но, как правило, его маскирует либо более сильный спиновый электронный парамагнетизм, либо диа- или парамагнетизм ионных остовов.
В. Пара- и диамагнетизм электронов проводимости в полупроводниках. По сравнению с металлами в полупроводниках мало электронов проводимости, но число их растет с повышением температуры; c в этом случае также зависит от Т.
Г. М. 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 Т< Tk магнитное поле равно нулю (Мейснера эффект).
III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (eвз >> mвН или eвз >> кТ)
А. Ферромагнетизм имеет место в веществах с положительной обменной энергией (eоб > 0): кристаллах Fe, Со, Ni, ряде редкоземельных металлов (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb), сплавах и соединениях с участием этих элементов, а также в сплавах Сг, Mn и в соединениях урана. Для ферромагнетизма характерна самопроизвольная намагниченность при температурах ниже точки Кюри q, при T > q ферромагнетики переходят либо в парамагнитное, либо в антиферромагнитное состояние (последний случай наблюдается, например, в некоторых редкоземельных металлах). Однако из опыта известно, что в отсутствии внешнего поля ферромагнитные тела не обладают результирующей намагниченностью (если исключить вторичное явление остаточной намагниченности). Это объясняется тем, что при Н = 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).
Б. Антиферромагнетизм имеет место в веществах с отрицательной обменной энергией (eоб < 0): кристаллах Cr и Mn, ряде редкоземельных металлов (Ce, Рг, Nd, Sm, Eu), а также в многочисленных соединениях и сплавах с участием элементов переходных групп.
В магнитном отношении кристаллическая решётка этих веществ разбивается на так называемые магнитные подрешётки, 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). 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 других минералов (их называют ферритами). Эти тела (обычно полупроводники и изоляторы) по магнитным свойствам похожи на обычные ферромагнетики. При нарушении компенсации магнитных моментов в антиферромагнетиках из-за слабого взаимодействия между атомными носителями М. возникает очень малая самопроизвольная намагниченность веществ (~ 0,1% от обычных значений для ферро- и ферримагнетиков). Такие вещества называются слабыми ферромагнетиками (например, гематит a-Fe2O3, карбонаты ряда металлов, ортоферриты и др.).
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 Н = 0 образец сохранит остаточную намагниченность Jr. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магнитное поле Hc, которое называется коэрцитивной силой. В зависимости от значения Hc различают магнитно-мягкие материалы (Hc < 800 а/м, или 10 э) и магнитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (Hc > 4 ка/м, или 50 э). Jr и Hc зависят от температуры и, как правило, убывают с её повышением, стремясь к нулю с приближением Т к q.
Кроме М. атомных частиц и веществ, современное учение о магнитных явлениях включает М. небесных тел и космической среды. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи: Земной магнетизм, Солнечный магнетизм, Магнитные звёзды, Межзвёздное магнитное поле, Космические лучи, а также Магнитное поле, Магнитная гидродинамика и другие.
Магнетизм в науке и технике. Основными научными проблемами современного учения о М. является выяснение природы обменного взаимодействия и взаимодействий, обусловливающих анизотропию в различных типах магнитоупорядоченных кристаллов; спектров элементарных магнитных возбуждений (магнонов) и механизмов их взаимодействия между собой, а также с фононами (квантами колебаний кристаллической решётки). Важной проблемой остаётся создание теории перехода из парамагнитного в ферромагнитное состояние. Исследование М. веществ широко применяется в различных областях науки как средство изучения химических связей и структуры молекул (магнетохимия). Изучение диа- и парамагнитных свойств газов, жидкостей, растворов, соединений в твёрдой фазе позволяет разобраться в деталях физических и химических процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магнитных динамических характеристик (пара-, диа- и ферромагнитный, электронный и ядерный резонансы и релаксации) помогает понять кинетику многих физических и физико-химических процессов в различных веществах (см. Магнитный резонанс). Интенсивно развивается магнитобиология.
К важнейшим проблемам М. 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 космических процессах.
Основные технические применения М. находит в электротехнике, радиотехнике, электронике, приборостроении, электронных счётно-решающих устройствах, морской, авиационной и космической навигации, геофизических методах разведки полезных ископаемых, автоматике и телемеханике. В технике широкое применение нашли также магнитная дефектоскопия и магнитные методы контроля. Магнитные материалы идут на изготовление магнитопроводов генераторов, моторов, трансформаторов, реле, магнитных усилителей, элементов магнитной памяти, стрелок компасов, лент магнитной записи и так далее.
История учения о магнетизме. Первые письменные свидетельства о М. (Китай) имеют более чем двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о применении естественных постоянных магнитов в качестве компаса. В работах древнегреческих и римских учёных есть упоминание о притяжении и отталкивании естественных магнитов и о намагничивании в присутствии магнита железных опилок (например, у Лукреция в поэме «О природе вещей», 1 век до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться магнитный компас (с 12 века), были предприняты попытки экспериментального изучения взаимодействия магнитов разной формы (Пьер Перегрин де Марикур, 1269). Результаты исследований М. в эпоху Возрождения были обобщены в труде 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 М. развивалось в работах Р. Декарта, Ф. Эпинуса, Ш. Кулона. Декарт был автором первой подробной метафизической теории М. и геомагнетизма («Начала философии», часть 4, 1644); он исходил из существования особой магнитной субстанции, обусловливающей своим присутствием и движением М. тел.
В трактате «Опыт теории электричества и магнетизма» (1759) Эпинус подчеркнул тесную аналогию между электрическими и магнитными явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—1789), имеет определённое количественное выражение: взаимодействие точечных магнитных полюсов подчиняется тому же закону, что и взаимодействие точечных электрических зарядов (Кулона закон). В 1820 Х. Эрстед открыл магнитное поле электрического тока.
В том же году А. Ампер установил законы магнитного взаимодействия токов, эквивалентность магнитных свойств кругового тока и тонкого плоского магнита; М. он объяснял существованием молекулярных токов. В 30-х годах 19 века К. Гаусс и В. Вебер развили математическую теорию геомагнетизма и разработали методы магнитных измерений.
Новый этап в изучении М. начинается с работ М. Фарадея, который дал последовательную трактовку явлений М. на основе представлений о реальности электро-магнитного поля. Ряд важнейших открытий в области электромагнетизма (электромагнитная индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э. Х. Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых электромагнитных явлений в трудах Дж. К. Максвелла (1872), систематическое изучение свойств ферромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; П. Кюри, 1895, и другие) заложили основы современной макроскопической теории М.
Микроскопический подход к изучению М. стал возможен после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классической электронной теории Х. А. Лоренца П. Ланжевен в 1905 построил теорию диамагнетизма (он создал также квазиклассическую теорию парамагнетизма). В 1892 Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс высказали идею о существовании внутреннего молекулярного поля, обусловливающего свойства ферромагнетиков. Открытие электронного спина и его магнетизма (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, 1925), создание последовательной теории микроскопических явлений — квантовой механики — привело к развитию квантовой теории диа-, пара- и ферромагнетизма. На основе квантовомеханических представлений (пространственного квантования) Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намагниченности парамагнетиков от внешнего магнитного поля и температуры. 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 — как было установлено, намагниченность кристалла определяется почти исключительно спиновыми моментами (В. Пенни и Р. Шлепп; Дж. Ван Флек, 1932). В 30-х годах была построена квантомеханическая 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, двумерная модель ферромагнетиков), Дорфмана (1927, им была доказана немагнитная природа молекулярного поля), В. Гейзенберга (1926, квантовомеханический расчёт атома гелия), В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, расчёт молекулы водорода). В двух последних работах был использован открытый в квантовой механике эффект обменного (электростатического) взаимодействия электронов (П. Дирак, 1926) в оболочке атомов и молекул и установлена его связь с магнитными свойствами электронных систем, подчиняющихся Ферми — Дирака статистике (Паули принципу). Квантовая теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизированная модель) и Гейзенберга (1928, модель локализованных спинов). Рассмотрение ферромагнетизма как квантового кооперативного явления (Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых волн. В 1932—1933 Л. Неель и Л. Д. Ландау предсказали существование антиферромагнетизма. Изучение новых классов магнитных веществ — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу М. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхождении энергии магнитной анизотропии, построена теория доменной структуры и освоены методы её экспериментального изучения.
Развитию М. 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 (1946), и антиферромагнитный резонанс (К. Гортер и другие, 1951) позволили начать экспериментальные исследования процессов релаксации магнитной, а также дали независимый метод определения эффективных полей анизотропии в ферро- и антиферромагнетиках.
Ядерный магнитный резонанс (Э. Пёрселл и др., 1945) и Мёссбауэра эффект (1958) значительно углубили наши 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 этими экспериментальными работами развивались и различные аспекты теории М.: теория магнитной симметрии кристаллов, ферромагнетизм коллективизированных электронов, теория фазовых переходов II рода и критических явлений, а также модели одномерных и двумерных ферро- и антиферромагнетиков.
Развитие физики магнитных явлений привело к синтезированию новых перспективных магнитных материалов: ферритов для ВЧ и СВЧ-устройств, высококоэрцитивных соединений типа SmCo5 (см. Магнит постоянный), прозрачных ферромагнетиков и др.
Лит.: Тамм И. Е., Основы теории электричества, 7 издание, М., 1957; Ландау Л. Д. и Лифшиц Е. М., Электродинамика сплошных сред, М., 1959; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Пайерлс Р. Е., Квантовая теория твердых тел, перевод с английского, М., 1956; Дорфман Я. Г., Магнитные свойства и строение вещества, М., 1955; Киттель Ч., Введение в физику твердого тела, перевод с английского, 2 издание, М., 1962; Вонсовский С. В., Шур Я. С., ферромагнетизм, М. — Л., 1948; Поливанов К. М., ферромагнетики, М. — Л., 1957; Бозорт Р., Ферромагнетизм, перевод с английского, М., 1956; Маттис Д., Теория магнетизма. Введение в изучение кооперативных явлений, перевод с английского, М., 1967; Туров Е. А., физические свойства магнитоупорядоченных кристаллов, М., 1963; Vleck J. Н. van, The theory of electric and magnetic susceptibilities, Oxf., 1932; Backer R., Doring W., Ferromagnetismus, B., 1939; Magnetism, ed. G. T. Rado and Н. Suhl, v. 1, v. 2, pt. A — B, v. 3, v. 4, N. Y., 1963—66; Goodenough J., Magnetism and the chemical bond, N. Y. — L., 1963.
С. В. Вонсовский.