При температурах нижче точки Кюрі, як випливає з рис. 1.1.3, феромагнітна речовина завжди (незалежно від того, є чи нема зовнішнього поля) характеризується незмінною для даної температури спонтанною намагніченістю Ms. У той же час навіть монокристал феромагнетика може бути або цілком розмагніченим, або намагніченим у більшій чи меншій мірі. Ці протиріччя пояснює доменна теорія феромагнетизму.
Відповідно до цієї теорії весь об’єм феромагнітного зразка ділиться на області, які називають доменами. Значення вектора намагніченості кожного домену дорівнює спонтанній, а напрямок векторів намагніченості сусідніх доменів різний і відповідає так званим напрямкам легкого намагнічення (наприклад, ребру куба, діагоналі куба і т.п.). У цілком розмагніченому феромагнетику весь його об’єм поділений порівну між доменами з протилежно направленими векторами спонтанної намагніченості, тому його загальна намагніченість щодо зовнішнього середовища дорівнює нулю. Такому стану відповідає, наприклад, розподіл зразка на домени (рис. 1.2.1, а), при якому магнітні потоки замикаються всередині нього. При впливі на подібний зразок зовнішнього магнітного поля Н його доменна структура змінюється. Відбувається збільшення об’єму доменів, вектор спонтанної намагніченості у яких більш близький до напрямку вектора Н, за рахунок скорочення об’єму інших доменів (рис. 1.2.1, б). Внаслідок цього з’являється намагніченість зразка, що зростає із збільшенням поля, і все більша частина магнітного потоку замикається через повітря. Таке зміщення меж можливе доти, поки найбільш вигідно орієнтовані домени не поглинуть цілком домени, які орієнтовані менш вигідно, і намагніченість М зразка не буде дорівнювати спонтанній намагніченості речовини. Між сусідніми доменами з різними напрямками намагніченості є перехідні шари, які називаються межами або стінками доменів, де відбувається поступове обертання вектора намагніченості від одного напрямку до іншого.
Рис.1.2.1. Доменна структура (а,б) і крива намагнічення зразка (в)
Проведені дослідження на монокристалах показали різноманітний характер залежності М (Н) в полях, які направлені вздовж різноманітних кристалографічних осей, що свідчить про існування магнітної анізотропії (розходження властивостей в різних напрямках) феромагнітних кристалів.
Основною характеристикою магнітного матеріалу є крива намагнічення, яку розуміють як залежність магнітної індукції В від напруженості зовнішнього поля Н. Вигляд цієї кривої відповідає теорії доменної структури феромагнетиків.
У цілком розмагніченому матеріалі весь обсяг кристалів, що його складають, порівну поділений між доменами з протилежно спрямованими векторами спонтанної намагніченості Ms. Внаслідок цього намагніченість М, а отже і індукція щодо зовнішнього середовища дорівнюють нулю. При малих значеннях Н на ділянці ОА кривої намагнічення (рис. 1.2.1, в) зміни меж доменів відбуваються поступово і є оборотними, тобто зникають із зникненням зовнішнього поля. Нахил цієї ділянки визначається значенням початкової магнітної проникності 
. Із збільшенням зовнішнього поля (ділянка АВ) зміна меж доменів відбувається стрибкоподібно. Вектори намагніченості стрибком повертаються в напрямок легкого намагнічення, що найбільш близький до напрямку зовнішнього поля. Домени, що змінили напрямок намагніченості, зберігають новий напрямок після припинення дії поля; цим пояснюється явище залишкового магнетизму. Магнітний матеріал на ділянці АВ характеризується максимальною магнітною проникністю mmax (рис. 1.2.1, в). Подальше збільшення зовнішнього поля (ділянка ВС) призводить до поступового повороту векторів намагніченості, які наближаються до напрямку поля. При цьому напрямок намагніченості відхиляється від осі легкого намагнічення; вектори Н і Мs стають паралельними, матеріал насичується і його індукція:
Bs = m0 (Hs+Ms). (1.2.1)
Рис. 1.2.2. Статичні петлі магнітного гістерезисну
Криву, яка наведена на рис. 1.2.1, в, називають початковою кривою намагнічування. Якщо після насичення матеріалу зменшити зовнішнє поле, то відбудеться зменшення індукції внаслідок обертання векторів Ms в бік найближчої осі легкого намагнічення. При Н=0 вектори Ms приймуть напрямок легкого намагнічення, а індукція буде дорівнювати залишковій індукції Вr (рис. 1.2.2, а). Якщо створити зовнішнє поле протилежного (який розмагнічує) напрямку, то внаслідок необоротної стрибкоподібної зміни меж доменів відбувається подальше зменшення індукції. При значенні поля, яке дорівнює коерцитивній силі – Нс, індукція матеріалу дорівнює нулю. В полях, які більші (за абсолютним значенням) за коерцитивне, індукція стає негативною і досягає індукції насичення – Вs, при цьому вектори намагніченості всіх доменів співпадуть за напрямком з негативним полем – Нs. При циклічній зміні напруженості зовнішнього поля Н залежність B=f(H) приймає вигляд петлі магнітного гістерезису (рис. 1.2.2, а). Після кількох достатньо повільних циклів зміни поля утворюється замкнена статична петля, яка називається граничною, якщо Hm®Hs. При невеликих циклічних змінах напруженості індукція змінюється за частинними циклами, які розташовані всередині граничної петлі гістерезису. Якщо при цьому амплітуда індукції невелика і її зміни носять оборотний характер, то частинні цикли можна замінити прямою лінією, що відповідає магнітній проникності, яку називають поворотною або оборотною проникністю mпов (рис. 1.2.2, а). Якщо до того ж індукція не має постійної складової В_, то частинний цикл називається симетричним і може бути замінений прямою аb, яка характеризується проникністю, що близька до початкової.
При зниженні напруженості зовнішнього магнітного поля до нуля залишкова індукція дорівнює Вr тільки у випадку замкнутого магнітопроводу з перетином однаковим по всій довжині магнітної лінії. Якщо магнітопровід має повітряний проміжок d (рис. 1.2.2, 6), то індукція стає меншою за Вr. Сума НС повинна дорівнювати нулю, тому що відсутні зовнішні струми:
Hl+Нdd = 0, (1.2.2)
де Hl = F – НС магнітопроводу; Нdd=Fd – НС повітряного проміжку.
Але тому, що в проміжку довжиною d із перетином sd, (який приблизно дорівнює перетину магнітопроводу s) існує потік з індукцією B, то
. (1.2.3)
З рівнянь (1.2.2) і (1.2.3) випливає, що
, (1.2.4)
де tgg можна розглядати як магнітний опір повітряного проміжку, що приведений до довжини магнітопроводу.
Матеріали, у яких коефіцієнт прямокутності, тобто відношення
а = Br/Вm, (1.2.5)
близький до одиниці, називають матеріалами з прямокутною петлею магнітного гістерезису (ППГ). Матеріали, у яких а значно менший за одиницю, називають матеріалами з непрямокутною петлею гістерезису (НПГ).
Найменше значення напруженості, при якому перемагнічення відбувається за циклом, близьким до граничного, називається граничною напруженістю Hгр. При напруженості Н<Нгр матеріал перемагнічується за частинними циклами.
Залежність індукції матеріалу від напруженості магнітного поля визначається статичною петлею гістерезису тільки при достатньо повільних змінах напруженості. При достатньо швидкому перемагніченні може виявлятися вплив вихрових струмів у товщі магнітного матеріалу і вплив магнітної в’язкості.
Вихрові струми екранують внутрішній перетин магнітопроводу від дії зовнішнього поля і витискають змінний магнітний потік з цього перетину. Описане явище називають поверхневим ефектом; воно виявляється тим сильніше, чим вища частота перемагнічення і чим більші питома провідність і магнітна проникність матеріалу, яка відповідає статичній петлі гістерезису. Для послаблення поверхневого ефекту магнітопроводи набирають з листового матеріалу, розділеного тонким шаром ізолятора (лак, оксид магнію і т.п.), що перешкоджає проходженню вихрових струмів.
Магнітна в’язкість виявляється в запізнюванні миттєвих значень індукції від її значень, які відповідають статичній петлі гістерезису (див. в наступній частині).