Bylo uvedeno, že mezi vzorkem a hrotem působí také síly dalekého dosahu. Nabízí se možnost využít i je k měření. Mikroskopie magnetických sil (Magnetic Force Microscopy) využívá působení magnetických sil, probíhá výhradně v bezkontaktním režimu a využívá rozptylové pole ⃗H vzorku, které vytváří sílu působící na hrot (s momentem ⃗m), v dipólové aproximaci hrotu ⃗Fmag=∇(⃗m⃗H), pro hrot konečných rozměrů se určuje integrací. Pro aplikace je důležitá reakce pouze na sílu, nikoliv na magnetické pole. Bohužel neexistuje jednoznačný převod ve směru síla → magnetizace.
Vlastní měření může být prováděno staticky (citlivost asi 10-11 N, úměrná ⃗Fmag⃗n, kde ⃗n je normála k nosníku) nebo střídavě (citlivost 10-13 N, sleduje derivaci Fmag′). Vzhledem ke dvojí polaritě magnetických sil musí být vždy přidávána ještě pomocná přitažlivá síla Fp (nejčastěji elektrostatická) tak, aby výsledná síla byla vždy přitažlivá. To je nutné pro dosažení stability zpětné vazby, ale komplikuje se zpracování měření, protože se pak sleduje celková síla či její gradient. Je-li vzdálenost od vzorku stálá, je stálá Fp i její gradient a nic se nezmění, v případě stálého signálu se však promítá změna těchto hodnot a výsledky je třeba přepočítat (hledá se funkce z(x,y) taková, aby Fmag′(x,y,z)+Fp′(x,y,z)=F0′, kde F0 je hodnota udržovaná zpětnou vazbou).
Teoretické zpracování působících sil může být provedeno dvěma způsoby: buď se určí interakce mezi dipóly a provede se integrace přes všechny dipóly vzorku i hrotu, nebo se určí pole vzorku, z něho se určí působící síla na dipól v hrotu a pak se sčítá přes všechny dipóly. Výstup z teoretické analýzy je komplikovaný vztah, do kterého se navíc promítá vzájemné ovlivňování magnetizací vzorku a hrotu. Zanedbáme-li jej a omezíme se na hrot aproximovaný bodovým dipólem s normálou v ose z, dostaneme zjednodušené rovnice
Do získaného obrazu se bohužel promítá i topografie vzorku. K odstranění lze použít několik metod:
Rozlišení se charakterizuje bodovou odezvou, základní úvahou je předpoklad lineární superpozice jednotlivých dipólových odezev, pro rovinný objekt ji lze brát jako 2D konvoluci. Uvažujme mag. moment na jednotku plochy ⃗zMS(x,y), pak je gradient roven Fmag′(x,y)=∬vzorekg(x-x′,y-y′)MS(x′,y′)dx′dy′, kde bodová odezva je rovna g(-x,-y)=(∂2HzT)/(∂z2)∣povrch vzorku a HzT je z-složka pole od hrotu, funkce g závisí rovněž na vzdálenosti od povrchu s. Výpočty pro kuželový hrot s kulovým vrcholem ukazují, že pološířka odezvy klesá s poměrem (Rt)/s, dokud není poloměr hrotu mnohem menší než vzdálenost, pak prochází minimem a pro menší hodnoty poměru se stává nezávislou na Rt. Podstatné je, že nejlepšího rozlišení není dosaženo s hrotem nulového poloměru, ten má totiž velkou část mag. náboje po stěnách, které jsou dále od povrchu.
Přímé měření pole lze realizovat oklikou. Uvažujeme-li hrot jako bodový dipól v ose z, pak pro gradient síly platí Fz′=mz(∂2Hz)/(∂z2) a předpokládejme, že pole je natolik slabé, aby neměnilo magnetizaci vzorku. Přidáme-li nyní homogenní pole Ha, bude celkové pole dáno součtem Ha+Hvzorek. Popíšeme-li hrot Langevinovou funkcí mz=m0tgh((Ha+Hvzorek)/(Hw)), kde Hw je charakteristická hodnota, pak dosáhneme přesně nulové hodnoty, bude-li platit Ha=-Hvzorek. Uvažujeme-li střídavou složku přiloženého pole Ha=HDC+HACsinωt, dostáváme pro gradient výraz (v limitě malého pole) Fz′=(ADC+Aωsinωt+A2ωcos2ωt+⋯)m0Hz′′, kde Ai jsou příslušné amplitudy. Ukazuje se, že je-li celkové pole téměř nulové, dosahuje složka Aω svého maxima. Při měření lze tedy měnit velikost aplikovaného pole HDC a sledovat na frekvenci ω amplitudu odezvy. V okamžiku, kdy dosáhne svého maxima, určíme hodnotu pole Hvzorek ze vztahu Hvzorek=-HDC.