Магнетизм

Магнетизм (далее М) (от греческого magnetis — проявляется в макромасштабах как взаимодействие между электрическими токами, между токами и (то есть телами с магнитным моментом) и между В наиболее общем виде М можно определить как особую форму материальных взаимодействий, возникающих между движущимися электрически заряженными частицами. Передача взаимодействия, реализующая связь между пространственно-разделенными 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 и электрическим полями нет полной симметрии. Источниками электрического поля являются электрические заряды, которыми обладают элементарные частицы — электроны, протоны, мезоны и другие. Аналогичных зарядов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см. Магнитный монополь).

Источником поля является движущийся электрический заряд, то есть электрический ток. В 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 моменты (обозначаются М). Поскольку все микроструктурные элементы веществ — электроны, протоны и нейтроны — обладают моментами, то и любые их комбинации — ядра и электронные оболочки — и комбинации их комбинаций, то есть молекулы и макроскопические тела, могут в принципе быть источниками магнетизма. Таким образом, М веществ имеет универсальный характер.

Известны два основных эффекта воздействия внешнего поля на вещества. Во-первых, диамагнитный эффект, являющийся следствием закона индукции Фарадея (см. Индукция электромагнитная): внешнее поле всегда создает в веществе такой индукционный ток, 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 обладает отличным от нуля 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 свойства вещества могут оказать также внутренние взаимодействия (электрической и природы) между моментами. В некоторых случаях благодаря этим взаимодействиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в веществе существовал самопроизвольный (не зависящий от внешнего поля) порядок. Вещества, в которых моменты расположены параллельно друг другу, называются ферромагнетиками; соответственно антиферромагнетиками называются вещества, в которых соседние моменты расположены антипараллельно. Сложность структуры веществ, построенных из огромного числа приводит к практически неисчерпаемому разнообразию их свойств. При рассмотрении свойств веществ для последних употребляют общий термин — "магнетики". Взаимосвязь свойств веществ с их немагнитными свойствами (электрическими, механическими, оптическими и т.д.) позволяет очень часто использовать исследования 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, звезд и других), обусловливает большую роль М в явлениях природы, в науке и технике.

Макроскопическое описание 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 момент единицы объема магнетика). Опыт показывает, что вектор J есть функция напряженности 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, расчет Ф (Н, Т, р) основан на соотношении Гиббса — Богуславского Ф = — kT lnZ (, T), где k — Больцмана постоянная, Z (Н, Т) — статистическая сумма.

Из общих положений классической статистической физики следует, что электронные системы (без учета их квантовых свойств) не могут обладать термодинамически устойчивым моментом (теорема Бора — Ван-Левен — Терлецкого), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость дала объяснение и М и макроскопических тел.

М и молекул обусловлен спиновыми моментами их электронов, движением электронов в оболочках и молекул (так называемым орбитальным М), спиновым и орбитальным М нуклонов ядер. В многоэлектронных сложение орбитальных и спиновых моментов производится по законам пространственного квантования: результирующий момент определяется полным угловым квантовым числом j и равен

где g_i — множитель Ланде, m_в — Бора магнетон (см. Магнитный момент).

свойства веществ определяются природой носителей М и характером их взаимодействий. О существенном влиянии этих взаимодействий на свойства говорит, в частности, сравнение свойств изолированных различных элементов. Так, у инертных газов (Не, , и других) электронные оболочки нейтральны (их суммарный момент равен нулю). Во внешнем поле инертные газы проявляют диамагнитные свойства (см. Диамагнетизм). Электронная оболочка щелочных металлов (, , К и других) обладает лишь спиновым моментом валентного электрона, орбитальный момент этих равен нулю. Пары щелочных металлов парамагнитны (см. Парамагнетизм). У переходных металлов (, Со, и других) наблюдаются, как правило, большие спиновые и орбитальные моменты, обусловленные недостроенными d- и f- слоями их электронной оболочки (см. Атом).

Сильная зависимость М веществ от характера связи между микрочастицами (носителями момента) приводит к тому, что вещество неизменного состава в зависимости от внешних условий, а также или фазовой структуры (например, степени упорядочения в сплавах и т.п.) может обладать различными свойствами. Например, , Со, в состоянии ниже определенной температуры (Кюри точки) обладают ферромагнитными свойствами; выше точки они эти свойства теряют (см. Ферромагнетизм).

Количественно взаимодействие между носителями М в веществе можно охарактеризовать величиной энергии e_вз этого взаимодействия, рассчитанной на отдельную пару частиц — носителей момента. Энергию e_вз, обусловленную электрическим и взаимодействием микрочастиц и зависящую от их моментов, можно сопоставить с величинами энергий других взаимодействий: с энергией момента m_в в некотором эффективном поле Н_эфф, то есть с e_н = m_вН_эфф, и со средней энергией теплового движения частиц при некоторой эффективной критической температуре T_k, то есть с e_Т = kT_k. При значениях напряженности внешнего поля Н < Н_эффили при температурах Т < Т_к будут сильно проявляться свойства вещества, обусловленные e_вз — внутренними взаимодействиями носителей М (так называемый "сильный" М веществ). Наоборот, в областях Н >> Н_эфф или Т >> Т_к будут доминировать внешние факторы — температура или поле, подавляющие эффекты внутреннего взаимодействия ("слабый" М веществ). Эта классификация формальна, так как не вскрывает физической природы Н_эфф и T_k. для полного выяснения физической природы свойств вещества необходимо знать не только величину энергии e_вз по сравнению с e_Т или e_Н, но также и ее физическое происхождение и характер момента носителей (орбитальный или спиновый). Если исключить случай ядерного М, в котором проявляется эффект ядерных взаимодействий, то в электронных оболочках и молекул, а также в электронной системе конденсированных веществ (жидкости, действуют 2 типа сил — электрические и Мерой электрического взаимодействия может служить электростатическая энергия e_эл двух электронов, находящихся на расстоянии (а = 10^-8см): e_эл ~ е²/a ~ 10^-12 эрг (здесь е — заряд электрона). Мерой взаимодействия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих моментами mв и находящихся на расстоянии а, то есть e_магн~ m²_в/а³~ 10^-16 эрг. Таким образом, e_эл превосходит энергию e_магн по крайней мере на три порядка.

В связи с этим сохранение намагниченности ферромагнетиками (, Со, ) до температур Т ~ 1000 К может быть обусловлено только электрическим взаимодействием, так как при энергии e_магн ~ 10^-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирующее действие 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 моментов электронов. Таким образом, эта часть электрического по своей природе взаимодействия оказывает существенное влияние на состояние электронных систем. В частности, это взаимодействие благоприятствует упорядоченной ориентации моментов носителей М Верхний предел энергии обменного взаимодействия e_об ~ 10^-13 эрг.

Значение e_об > 0 соответствует параллельной ориентации моментов, то есть самопроизвольной (спонтанной) намагниченности тел (ферромагнетиков). При e_об < 0 имеет место тенденция к антипараллельной ориентации соседних моментов, характерной для структуры антиферромагнетиков. Изложенное позволяет провести следующую физическую классификацию М веществ.

. М слабовзаимодействующих частиц (e_вз<< m_вН или e_вз<< кТ)

А. Преобладание диамагнетизма. К веществам с диамагнитными свойствами относятся: а) все инертные газы, а также газы, или молекулы которых не имеют собственного результирующего момента. Их 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 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 некоторые металлы (, , и другие); растворы, сплавы и соединения (например, галоиды) с преобладанием диамагнетизма ионных остовов (ионы, подобные инертных газов, — ⁺, ²⁺, A1³⁺, ^- и т.п.). М этой группы веществ похож на М "классических" диамагнитных газов.

Б. Преобладание парамагнетизма характерно: а) для свободных ионов и молекул, обладающих результирующим моментом. Парамагнитны газы ₂, , 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 полях (m_вН/кТ << 1) не зависит от поля, но существенно зависит от температуры, для c имеет место Кюри закон c = С/Т, где С — постоянная б) для ионов переходных элементов в жидких растворах, а также в при условии, что ионы слабо взаимодействуют друг с другом и их ближайшее окружение в конденсированной фазе слабо влияет на их парамагнетизм. При условии m_вН/кТ << 1 их восприимчивость не зависит от Н, но зависит от Т — имеет место Кюри — Вейса закон c = `/(T — D), где ` и D — константы вещества; в) для ферро- и антиферромагнитных веществ выше точки q.

. М электронов проводимости в металлах и полупроводниках

А. Парамагнетизм электронов проводимости в металлах (спиновый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (, К, и другие), щелочноземельных (, , , ) и переходных металлов (, ), а также у металлов , , . Восприимчивость их мала (c ~ 10^-5), не зависит от поля и слабо меняется с температурой. У ряда металлов (, , 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 полей, поэтому в массивном сверхпроводнике при Т< T_k поле равно нулю (Мейснера эффект).

. М веществ с порядком (e_вз>> m_вН или e_вз>> кТ)

А. Ферромагнетизм имеет место в веществах с положительной обменной энергией (e_об > 0): , Со, , ряде редкоземельных металлов (, , , Но, , , ), сплавах и соединениях с участием этих элементов, а также в сплавах Сг, и в соединениях Для ферромагнетизма характерна самопроизвольная намагниченность при температурах ниже точки 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 (e_об < 0): и , ряде редкоземельных металлов (, Рг, , , ), а также в многочисленных соединениях и сплавах с участием элементов переходных групп.

В отношении решетка этих веществ разбивается на так называемые подрешетки, векторы самопроизвольной намагниченности J_ki 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 подрешеток 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 окислов металлов с решеткой типа шпинели, граната, перовскита и других минералов (их называют ферритами). Эти тела (обычно полупроводники и изоляторы) по свойствам похожи на обычные ферромагнетики. При нарушении компенсации моментов в антиферромагнетиках из-за слабого взаимодействия между 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-₂₃, карбонаты ряда металлов, ортоферриты и др.).

состояние ферро- или антиферромагнетика во внешнем поле Н определяется, помимо величины поля, еще и предшествующими состояниями магнетика ( предысторией образца). Это явление называется гистерезисом. 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 J_r. Для размагничивания образца нужно приложить обратное поле _c, которое называется коэрцитивной силой. В зависимости от значения _c различают материалы (_c < 800 а/м, или 10 э) и или высококоэрцитивные, материалы (_c > 4 ка/м, или 50 э). J_r и _c зависят от температуры и, как правило, убывают с ее повышением, стремясь к нулю с приближением Т к q.

Кроме М частиц и веществ, современное учение о явлениях включает М небесных тел и космической среды. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи: Земной магнетизм, Солнечный магнетизм, Магнитные звезды, Межзвездное магнитное поле, Космические лучи, а также Магнитное поле, Магнитная гидродинамика и другие.

М в науке и технике. Основными научными проблемами современного учения о М является выяснение природы обменного взаимодействия и взаимодействий, обусловливающих анизотропию в различных типах спектров элементарных возбуждений (магнонов) и механизмов их взаимодействия между собой, а также с фононами (квантами колебаний решетки). Важной проблемой остается создание теории перехода из парамагнитного в ферромагнитное состояние. Исследование М веществ широко применяется в различных областях науки как средство изучения связей и структуры молекул (магнетохимия). Изучение диа- и парамагнитных свойств газов, жидкостей, растворов, соединений в твердой фазе позволяет разобраться в деталях физических и процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение динамических характеристик (пара-, диа- и ферромагнитный, электронный и ядерный резонансы и релаксации) помогает понять кинетику многих физических и физико- процессов в различных веществах (см. Магнитный резонанс). Интенсивно развивается магнитобиология.

К важнейшим проблемам М космических тел относятся: выяснение происхождения полей Земли, планет, Солнца, звезд (в частности, пульсаров), внегалактических радиоисточников (радиогалактик, квазаров и др.), а также роли полей в космических процессах.

Основные технические применения М находит в электротехнике, радиотехнике, электронике, приборостроении, электронных счетно-решающих устройствах, морской, авиационной и космической навигации, геофизических методах разведки полезных ископаемых, автоматике и телемеханике. В технике широкое применение нашли также дефектоскопия и методы контроля. Магнитные материалы идут на изготовление генераторов, моторов, трансформаторов, реле, усилителей, элементов памяти, стрелок компасов, лент 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 в качестве компаса. В работах древнегреческих и римских ученых есть упоминание о притяжении и отталкивании естественных и о намагничивании в присутствии опилок (например, у Лукреция в поэме "О природе вещей", 1 век до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться компас (с 12 века), были предприняты попытки экспериментального изучения взаимодействия разной формы (Пьер Перегрин де Марикур, 1269). Результаты исследований М в эпоху Возрождения были обобщены в труде У. Гильберта "О телах и о большом — Земле" (1600). Гильберт показал, в частности, что Земля — диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноименных полюсов 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 субстанции, обусловливающей своим присутствием и движением М тел.

В трактате "Опыт теории электричества и магнетизма" (1759) Эпинус подчеркнул тесную аналогию между электрическими и явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—1789), имеет определенное количественное выражение: взаимодействие точечных полюсов подчиняется тому же закону, что и взаимодействие точечных электрических зарядов (Кулона закон). В 1820 Х. Эрстед открыл поле электрического тока.

В том же году А. Ампер установил законы взаимодействия токов, эквивалентность свойств кругового тока и тонкого плоского М он объяснял существованием молекулярных токов. В 30-х годах 19 века К. Гаусс и В. Вебер развили математическую теорию геомагнетизма и разработали методы измерений.

Новый этап в изучении М начинается с работ М Фарадея, который дал последовательную трактовку явлений М на основе представлений о реальности электро- 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 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 нашел зависимость намагниченности парамагнетиков от внешнего поля и температуры. Ф. Хунд в 1927 провел сравнение экспериментальных и теоретических значений эффективных моментов ионов в различных парамагнитных солях, что привело к выяснению влияния электрических полей парамагнитного на "замораживание" орбитальных моментов ионов — как было установлено, намагниченность определяется почти исключительно спиновыми моментами (В. Пенни и Р. Шлепп; Дж. Ван Флек, 1932). В 30-х годах была построена квантомеханическая теория 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 расчет В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, расчет молекулы В двух последних работах был использован открытый в квантовой механике эффект обменного (электростатического) взаимодействия электронов (П. Дирак, 1926) в оболочке и молекул и установлена его связь с свойствами электронных систем, подчиняющихся — 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 веществ — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу М Была выяснена роль энергии в происхождении энергии анизотропии, построена теория доменной структуры и освоены методы ее экспериментального изучения.

Развитию М в значительной мере способствовало создание новых экспериментальных методов исследования веществ. Нейтронографические методы позволили определить типы 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 а также дали независимый метод определения эффективных полей анизотропии в ферро- и антиферромагнетиках.

Ядерный магнитный резонанс (Э. Перселл и др., 1945) и Мессбауэра 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 симметрии ферромагнетизм коллективизированных электронов, теория фазовых переходов рода и критических явлений, а также модели одномерных и двумерных ферро- и антиферромагнетиков.

Развитие физики явлений привело к синтезированию новых перспективных материалов: ферритов для ВЧ и СВЧ-устройств, высококоэрцитивных соединений типа ₅ (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., М, М, 1971; Пайерлс Р. Е., Квантовая теория твердых тел, перевод с английского, М, 1956; Дорфман Я. Г., 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 М, 1963; Vleck J. Н. van, The theory of electric and magnetic susceptibilities, Oxf., 1932; Backer R., Doring ., Ferromagnetismus, ., 1939; Magnetism, ed. G. T. Rado and Н. Suhl, v. 1, v. 2, pt. A — , v. 3, v. 4, . ., 1963—66; Goodenough J., Magnetism and the chemical bond, . . — L., 1963.

С. В. Вонсовский.

	Copyright © 1999-2023 Oval.ru, All Rights Reserved.