Fisicamente

di Roberto Renzetti

Le teorie del magnetismo dall’antichità ai giorni nostri

PARTE II: da Faraday alla fisica dei quanti

Roberto Renzetti

ALLA PARTE I

RICAPITOLIAMO IN BREVE

        Per quel che dovremo affrontare occorre ricordare i lavori di Coulomb che attribuiva un momento magnetico alle molecole dei magneti permanenti (che abbiamo discusso nel precedente articolo), quelli di Poisson che introdussero la possibilità di magnetizzare per induzione (che abbiamo discusso nel precedente articolo), quelli di Biot e Savart (1820) scritti nella forma di Laplace(1) e quelli di Ampère e della sua molecola costituita da correnti circolanti intorno ad un punto (che abbiamo discusso nel precedente articolo). Tutte queste cose sono state trattate nella Parte I di questo lavoro nella quale rimandavo ad un ulteriore mio lavoro in cui avevo sviluppato la genesi della Teoria del Campo elettromagnetico nei lavori di Faraday e Maxwell. Capiremo meglio più oltre ma quanto si discuteva nel tentare una spiegazione dei fenomeni magnetici era solo relativo a quelle che oggi conosciamo come sostanze ferromagnetiche e cioè essenzialmente ferro nelle sue versioni di magnetite, ferro dolce ed acciaio.

LE RICERCHE DI FARADAY SUL MAGNETISMO

        Fu Faraday che scoprì l’esistenza di materiali con comportamenti magnetici diversi tra loro. 

        Nel 1845 Faraday che, a partire dal 1821, già aveva fatto una gran mole di ricerche e di scoperte in vari campi della fisica e della chimica, dette il via ad un’altra grande serie di ricerche sperimentali (la diciannovesima) dal titolo significativo, anche se molto oscuro On the Magnetization of Light and the Illumination of Magnetic Lines of Force(2). Per la verità uno stimolo importante gli era venuto dal giovane fisico William Thomson, futuro Lord Kelvin (1824-1907). Faraday stimava molto il giovane Thomson, che nel 1845 aveva 21 anni, per gli incontri avuti alla Royal Society. Faraday aveva ricevuto un articolo da Amedeo Avogadro con un poco troppa matematica per lui che non la conosceva, e si rivolse a Thomson perché gli traducesse l’articolo in un linguaggio comprensibile. Thomson lo fece ma nella lettera di risposta a Faraday avanzò allo stesso alcune richieste.  Thomson aveva infatti intravisto la possibilità di formalizzare due capisaldi del substrato teorico di Faraday, sia le linee di forza che lo ‘stato elettrotonico’, pertanto lo invitava con una lettera, ad evidenziare questo stato con ulteriori esperimenti. Per paradossale che possa apparire, come osserva Percy Williams, Thomson era portato a pensare che proprio dal punto di vista sperimentale le idee di Faraday fossero un poco carenti. Così Faraday intraprese questo nuovo sforzo che ben presto lo portò a nuovi, clamorosi risultati. Il primo tra questi è quello che va sotto il nome di polarizzazione rotatoria magnetica (o Effetto Faraday) e consiste nella rotazione del piano di polarizzazione della luce quando quest’ultima attraversa certe sostanze (nell’esperienza originale: vetro al borato di piombo) immerse in un campo magnetico. Ecco dunque un fenomeno che connette magnetismo con fenomeni luminosi! La scoperta di Faraday gli serviva per dare evidenza sempre maggiore alle sue linee di forza. Egli scriveva: le linee di forza magnetica possono rassomigliare ai raggi di luce, al calore, ecc., e possono trovare difficoltà nel passare attraverso i corpi ed essere influenzate da essi allo stesso modo della luce.

        Questa indagine sulle linee magnetiche di forza proseguì con una serie di lavori sperimentali del 1851 e 1852. Intanto, mediante un semplice circuito esploratore (un filo conduttore connesso con un galvanometro mosso vicino ad un magnete), era riuscito a rilevarne l’esistenza: si tratta di linee curve, continue e chiuse, senza poli né centri di azione; esse esistono sia nello spazio circostante il magnete che nel magnete stesso. E così Faraday scriveva: dentro il magnete vi sono linee di forza esattamente uguali in forza e quantità a quelle fuori di esso, ma con direzione opposta …Ed in effetti ciascuna linea di forza è una curva chiusa, che in qualche parte del proprio percorso passa attraverso il magnete cui essa appartiene ed aggiungeva io propendo a considerare il mezzo esterno al magnete come altrettanto essenziale per il magnete: è esso infatti che collega l’una all’altra le polarità esterne per mezzo di linee di forza curve e fa si che esse non possano essere altro che curve. Per rendere conto di ciò Faraday paragonò un magnete ad una cella voltaica immersa in un qualunque elettrolita. Tolto l’elettrolita la cella voltaica diventa un contenitore inerte. Solo quando il mezzo esterno permette il passaggio dell’elettricità, la cella diventa un centro di forze elettriche. Così è per il magnete in cui lo spazio esterno mette in relazione l’un l’altra le polarità esterne con linee di forza curve. Dal fatto che le forze magnetiche e la luce hanno dei rapporti reciproci, egli ricavò, inoltre, le forze magnetiche non agiscono sui raggi luminosi direttamente e senza l’intervento di materia. E questa scoperta della polarizzazione rotatoria magnetica, alla base di quella che sarà la teoria elettromagnetica della luce, rese più ferme le convinzioni di Faraday sulla costituzione di spazio e materia in base a linee di forza, non come modello, ma con una precisa realtà fisica ed alla fine del 1845 egli iniziò due nuove serie di ricerche, la ventesima e la ventunesima, per studiare con maggiori dettagli gli effetti del magnetismo sul vetro al piombo. Il titolo che dette a tali ricerche, On New Magnetical Actions, and the Magnetic Condition of All Matter: i. Apparatus Required, II. Action of Magnets on Heavy Glass, III. Action of Magnets on Other Substances Acting Magnetically on Light, IV. Action of Magnets on Metals Generally, V. Action of Magnets on the Magnetic Metals and Their Compounds, VI. Action of Magnets on Air and Gases, indicava il programma che Faraday si proponeva.

        Nel paragrafo 2227, prima di chiudere la diciannovesima serie, Faraday aveva trovato qualcosa che gli aveva provocato dei dubbi. A volte le idee non nascono ed evolvono perché un dato più volte ripetuto sembra cosa scontata. Se si va ad indagare sulle cose date per scontate, spesso saltano fuori delle evidenze che scontate non sono. E si può immaginare che Faraday condividesse l’idea di Coulomb secondo la quale tutti i corpi sono magnetici, con maggiore o minore intensità, e solo per la particolare evidenza del fenomeno si lavorava con ferro dolce ed acciaio. Ma Faraday, nello studiare gli effetti magnetici sulla luce polarizzata, doveva disporre di un vetro al piombo e, in una delle sue esperienze, lavorava con un prisma di tale vetro sospeso tra i poli di un elettromagnete. In modo evidente il prisma di vetro non si orientava come avrebbe fatto una barretta di ferro, secondo cioè le linee di forza, ma si disponeva perpendicolarmente a tali linee. Questa, scriveva Faraday (paragrafo 2227), deve essere una nuova condizione magnetica (che, aggiungo io, sarà stata osservata varie volte da molti ricercatori(3) senza che suscitasse una qualche curiosità). E subito, come testimoniano i suoi Diari, Faraday si mise ad indagare il fenomeno. Il 4 novembre del 1845 realizzò l’esperienza sopra descritta che provò con varie sistemazioni sperimentali ed

L’elettromagnete utilizzato da Faraday per le sue esperienze

Dettaglio dell’esperienza precedente: tra le espansioni polari dell’elettromagnete vi è sospeso un prisma del materiale da studiare

utilizzando molte diverse sostanze per vedere quali altre di esse avessero il medesimo comportamento del vetro al piombo. Sistemando infine, su un piano posto tra le espansioni polari del magnete, delle sferette delle sostanze che si comportavano come il vetro al piombo, osservò che esse rotolavano via risultando respinte dal magnete. Andò probabilmente a cercare tutta la letteratura che si occupava del fenomeno e si accorse che altri prima di lui avevano osservato qualcosa ma il tutto era rimasto senza seguito. Faraday ebbe modo di scrivere: E’ sorprendente che un tale sperimento sia rimasto così a lungo senza ulteriori risultati. Fu comunque il suo amico William Whewell (1794 – 1866), filosofo, divulgatore scientifico che tra l’altro conosceva il greco e già noto per aver inventato molti neologismi in ambito elettrico e magnetico, a suggerirgli, in una lettera del dicembre del 1845, il nome diamagnetismo per il fenomeno scoperto mentre è di Faraday (Ricerche Sperimentali paragrafo 2790, dell’anno 1850) il nome paramagnetismo per le sostanze che  avevano un comportamento ordinario (loro allineamento con le linee di forza) di magnetismo debole in presenza di sostanze magnetiche (o ferromagnetiche come più tardi saranno chiamate le sostanze che hanno una forte interazione con un magnete e possono a loro volta acquistare proprietà magnetiche in modo permanente). In definitiva Faraday mostrò che tutte le sostanze, solide, liquide e gassose, hanno proprietà magnetiche, che cioè tutte le sostanze sentono l’azione di un magnete.  Tale azione è, per alcune di esse, attrattiva, e per altre repulsiva. di modo che le sostanze si suddividono In: quelle che si comportano come i magneti, quelle cioè studiate fino ad allora che furono chiamate ferromagnetiche (si comportano come il ferro); quelle che si comportano come il vetro al piombo (bismuto, antimonio, zinco, cadmio, mercurio, piombo, argento, …) e che cioè sembrano respingere gli effetti magnetici, che furono chiamate diamagnetiche; quelle che sentono il magnete come fa il ferro (alluminio, platino, bario, …) ma in modo molto meno intenso (sono meno polarizzabili), che furono chiamate diamagnetiche.

        Riguardo ai tentativi di spiegazione del fenomeno eravamo ben lontani. Faraday pensava infatti che si trattasse di un fenomeno di induzione magnetica: quando ad una sostanza diamagnetica si avvicinava un potente elettromagnete si creavano in essa delle correnti indotte che avevano verso opposto a quelle ordinarie di Ampère. Scriveva Faraday nelle sue Ricerche Sperimentali (paragrafi 2429 e 2430):

Da un punto di vista teorico, una spiegazione dei movimenti dei corpi diamagnetici e tutti i fenomeni dinamici conseguenti all’azione di magneti su di essi, deve essere data nell’ipotesi che l’induzione magnetica causa in essi una condizione contraria a quella  che si produce nei materiali magnetici […]. Dal punto di vista della teoria di Ampère le correnti sono indotte nel ferro risultando parallele [e nello stesso verso] a quelle esistenti nel magnete inducente […], così […]  questo modo di vedere è equivalente all’ipotesi che nei corpi diamagnetici le correnti indotte sono in verso contrario.

        Questa spiegazione è nota come l’ipotesi della polarità diamagnetica. Il magnetismo è lo stesso che si ha in sostanze paramagnetiche con la sola differenza del verso opposto della polarità indotta. Tale visione fu accettata da Weber, Plücker, Reich e Tyndall. Ma vi era una seconda spiegazione che Faraday elaborò nelle venticinquesima e ventiseiesima serie delle sue Ricerche del 1850 ed era quella a lui più consona perché discendeva direttamente dalla sua concezione di linee di forza.

        Questa seconda ipotesi prevedeva che un ordinario corpo magnetico (un corpo paramagnetico) fosse un corpo che non presentava ostacoli al passaggio delle linee di forza magnetiche di modo che esse tendevano ad andare dentro quel corpo in maggiore quantità piuttosto che in altri. Un corpo diamagnetico invece presentava ostacoli al passaggio delle linee di forza di modo che esse tendevano ad evitarlo. Qui Faraday si muoveva per analogia con il caso elettrostatico poiché scriveva (paragrafo 2798):

Se un mezzo che ha un certo potere di condurre è posto in un campo magnetico ed  una certa porzione di un altro mezzo o sostanza è messa nel campo avente un potere conduttore più grande, l’ultimo tenderà ad essere attratto verso dove è situata la forza più grande, spostando il primo.        

Data questa premessa, continuava (paragrafi 2806 e 2807):

Ogni porzione di spazio attraversata da linee magnetiche di forza può essere considerata come un campo ed è probabile che se tqali linee non vi fossero non vi sarebbe spazio. La condizione del campo può variare nell’intensità della forza da luogo a luogo o lungo le linee o attraverso esse; ma per le considerazioni che intendo fare sarà meglio assumere un campo di forza uniforme […]. In tale campo la forza non deve variare lungo o attraverso le linee […]. Quando un conduttore paramagnetico […] viene introdotto in tale campo magnetico, considerato precedentemente libero da materia, causerà una concentrazione di linee di forza sopra ed attraverso esso, in modo che lo spazio occupato da esso trasmette più forza magnetica di prima (Fig. 1). Se d’altra parte mettiamo in un simile campo una […] sostanza diamagnetica, essa causerà una divergenza o un’apertura delle line di forza in direzione equatoriale (Fig. 2); e meno forza magnetica sarà trasmessa attraverso lo spazio che essa occupa […].

         Questa rappresentazione permette con facilità di estendere l’interpretazione alle sostanze ferromagnetiche che avranno una concentrazione molto ma molto maggiore di linee di forza al loro interno.

        Su queste due teorie, quella della polarità e quella della conduzione delle linee di forza, si aprirono controversie importanti tra vari scienziati, un qualcosa di analogo a ciò che accadde con le teorie fluidistiche, di uno o due fluidi. Ma non si sarebbe usciti dalla diatriba senza ulteriori fenomeni da scoprire e tentare di ricondurre, anche con l’analisi matematica, ad una o all’altra teoria. Ed uno di questi fenomeni venne alla luce nel 1847 (Annalen der Physik und Chemie, Vol. 72) quando Julius Plücker (1801 – 1868) ripeteva ed ampliava a Bonn le esperienze di Faraday sul diamagnetismo. Egli osservò che certi cristalli monoassiali(4) quando vengono messi tra le espansioni polari di un magnete tendono ad orientarsi in modo che il loro asse ottico assuma la posizione equatoriale. Si tratta degli effetti magnetocristallini, dell’anisotropia magnetica cioè  di alcuni cristalli.

        Mentre Plücker faceva le sue ricerche in Germania, Faraday continuava le sue ricerche sulle sostanze diamagnetiche ed aveva continui disturbi sperimentali che gli davano risultati anomali. Come suo costume approfondì sperimentalmente lo studio del fenomeno nella ventiduesima e ventitreesima serie delle sue ricerche sperimentali della fine del 1848. Faraday scoprì che i disturbi e le anomalie che aveva riscontrato dipendevano dalla struttura cristallina delle sostanze e mostrò (paragrafo 2454) che quando un cristallo di bismuto è sistemato in un campo magnetico uniforme, in modo che la sua tendenza al moto sia originata solo dal suo diamagnetismo, esso si orienta in modo da avere uno dei suoi assi cristallini paralleli alle linee di forza del campo magnetico. Egli non ritenne che la sua scoperta fosse lo stesso fenomeno scoperto da Plücker perché, scriveva (paragrafo 2469), in quello [di Plücker] la forza è equatoriale mentre in questo [mio] è assialeE così sembra al presente  esserci una nuova forza o una nuova forma di una forza nelle molecole di materia, che per convenienza ho designato con una nuova parola, la forza magnetocristallina. Più tardi, nel medesimo anno, (paragrafo 2605) Faraday si rese conto che i fenomeni studiati da Plücker ed i suoi hanno una comune origine e causa.

        Per rendere conto di questi fenomeni Faraday utilizzò la sua teoria della differente conduzione delle linee di forza per diverse sostanze con cui aveva spiegato il diamagnetismo. Egli scriveva (paragrafo 2837):

Se applichiamo a questi corpi magnetocristallini l’idea della conduzione, essa sarà in grado di soddisfare tutte le spiegazioni che si richiedono dei loro particolari comportamenti. Una sostanza magnetocristallina dovrà essere una sostanza che nello stato cristallizzato deve condurre di più, o permettere l’esercizio della forza magnetica con maggiore facilità in una direzione piuttosto che in un’altra; e che la direzione privilegiata sarà l’asse magnetocristallino. Quindi, quando nel campo magnetico l’asse magnetocristallino sarà sollecitato in una posizione coincidente con l’asse magnetico da una forza corrispondente a questa differenza, proprio come se si avesse a che fare con due differenti corpi, quando uno con più grande potere di conduzione sposta quello con un potere di conduzione minore.

        Questa ipotesi portò Faraday a predire l’esistenza di un altro tipo di effetto magnetocristallino fino ad allora non osservato. E così scriveva (paragrafo 2839):

Se un tale modo di vedere è corretto nel seguito dovrebbe apparire che un corpo diamagnetico come il bismuto dovrebbe risultare meno diamagnetico quando il suo asse magnetocristallino è parallelo all’asse magnetico rispetto a quando è perpendicolare ad esso. Nelle due posizioni esso dovrebbe essere come quello di due sostanze che hanno un potere diverso di conduzione per il magnetismo e quindi se le sottoponiamo ad una bilancia differenziale dovrebbero presentare fenomeni differenziali.

      Faraday realizzò l’esperimento e trovò che le cose andavano come ipotizzato. E così le aspettative fondate su considerazioni teoriche risultano confermate (paragrafo 2841 della ventiseiesima serie delle Ricerche Sperimentali che Faraday realizzò nel 1855).

L’INTERVENTO DI WILHELM WEBER: I “MAGNETI” MOLECOLARI SI ORIENTANO

        Wilhelm Weber (1804 – 1890), fortemente interessato ai lavori della scuola francese e particolarmente a quelli di Ampère, aveva iniziato con l’occuparsi principalmente della legge di forza tra due elementi infinitesimi di filo in cui circola corrente(5). A partire dal 1847 (Leipzig Berichte 1, p. 346) rivolse la sua attenzione al diamagnetismo sviluppando le idee di Faraday sulla spiegazione di tali fenomeni mediante gli effetti di correnti elettriche indotte nei corpi diamagnetici. Egli prese le mosse proprio dalla teoria di Ampère delle correnti in circuiti molecolari. Tali circuiti non sarebbero soggetti alla resistenza ohmica e quindi non parteciperebbero alla dissipazione dell’energia; inoltre essi sarebbero soggetti alle correnti indotte dalla variazione di un campo magnetico e tali correnti indotte nei circuiti molecolari sarebbero alla base delle proprietà caratteristiche del diamagnetismo.

        Questa ipotesi si scontra con la difficoltà di volere spiegare troppe cose, infatti se l’accettassimo dovremmo ammettere che tutti i corpi sono diamagnetici. Ma Weber sfuggì da tale obiezione con l’ulteriore ipotesi che nel ferro ed in altre sostanze magnetiche ci sono già correnti molecolari permanenti che non sono originate da induzione e che, sotto l’influenza di forze magnetiche esterne, si orientano di conseguenza. Ciò vuol dire che un campo magnetico tende a fornire una data direzione ad una corrente preesistente, direzione che diventa opposta a quella della corrente che viene indotta dalla variazione della forza magnetica; ciò vuol dire che una sostanza che ha già presenti tali correnti sarà una sostanza paramagnetica. In definitiva tutte le sostanze sono diamagnetiche ma in alcune di esse gli effetti paramagnetici sono più forti e tali da rendere trascurabili quelli diamagnetici. Questa ipotesi sembrò confermata da varie risultanze sperimentali che si ebbero negli anni seguenti, in particolare da Pierre Curie nel 1895 (Propriétés magnétiques des corps à diverses températures, thèseAnnales de Chimie et de Physique, series 7, n° 5, 289-405, 1895): la suscettività magnetica (χm) è legata alla temperatura da leggi che sono differenti per sostanze paramagnetiche e diamagnetiche. Per le ultime essa varia in proporzione inversa alla temperatura assoluta (χ= C/T  con C chiamata Costante di Curie), mentre per le sostanze diamagnetiche essa è indipendente dalla temperatura.

        Ciò che si può ricavare dai lavori di Faraday e Weber è che non dovrebbero esistere dei fluidi magnetici; se fosse corretta l’ipotesi fluidistica la polarità indotta dovrebbe avere la stessa direzione o dovuta ad un cambiamento di orientazione di preesistenti magneti molecolari o ad una nuova separazione di fluidi magnetici nelle molecole. Scriveva Weber (Annalen der Physik87, p. 145, 1852):

In tutte le cose che si sono trovate sul dimagnetismo, risulta corroborata l’ipotesi di correnti elettriche molecolari all’interno dei corpi e di conseguenza respinta l’ipotesi di fluidi magnetici all’interno di tali corpi.

       Quest’ultima ipotesi risultava proprio non in grado di spiegare i fenomeni nei corpi con importanti caratteristiche magnetiche, come il ferro; per essi si trova che quando la forza magnetizzante aumenta gradualmente fino ad un valore molto alto, la magnetizzazione indotta in tali corpi non aumenta in proporzione ma tende ad un valore di saturazione. Questo effetto non può essere spiegato con le ipotesi fluidistiche di Poisson ma si può facilmente spiegare con la teoria di Weber. In tale ultima teoria infatti la forza magnetizzante ha il ruolo di orientare i magneti esistenti e quando si raggiunge il valore per cui tutti i magneti sono orientati in una stessa direzione, non si può procedere oltre nel magnetizzare.

        Se si suppone che i magneti elementari si possono orientare senza incontrare resistenza, ne consegue che una forza magnetizzante molto piccola sarà in grado di collocarli tutti paralleli l’uno all’altro in modo da originare immediatamente la più elevata intensità di magnetismo indotto. Per superare questa difficoltà, Weber  ipotizzò che ogni spostamento di un circuito molecolare è ostacolato da una coppia di forze. che si origina dalla mutua azione dei magneti molecolari stessi. In una condizione di non magnetizzazione le molecole presentano una attrazione mutua e si sistemano in gruppi formando delle catene chiuse, ma quando si applica una forza di magnetizzazione esterna queste piccole catene attrattive sono spezzate e inizia l’orientazione delle singole molecole che deve vincere la residua forza attrattiva delle altre molecole. Come scriveva Maxwell, che accettò le idee di Weber, nel paragrafo 453 del Trattato di Elettricità e Magnetismo:

Le molecole non ruotano con il proprio asse parallelo a x e questo accade  o perché su ciascuna molecola agisce una forza che tende a mantenere la sua direzione originaria, oppure perché un effetto equivalente è prodotto dall’azione reciproca dell’intero sistema di molecole. Weber adotta la prima di queste ipotesi come la più semplice e suppone che ciascuna molecola, se spostata, tenda a ritornare nella propria posizione originaria con una forza che è la stessa di quella che sarebbe prodotta da una forza magnetica D che agisse nella direzione originaria del suo asse. […]

Secondo questa formulazione della teoria, che è quella adottata da Weber [Abhandlungen der Kg. Sächss-Gesellschaft der Wissens, I, p. 572, 1852], quando la forza magnetizzante aumenta da zero a D, la magnetizzazione aumenta nella stessa proporzione. Quando la forza magnetizzante raggiunge il valore D, la magnetizzazione corrisponde a due terzi del suo valore limite. Quando la forza magnetizzante viene ulteriormente aumentata, la magnetizzazione, invece di aumentare indefinitamente, tende verso un limite finito.

 
La legge di magnetizzazione è espressa nella fig. 7, dove la forza magnetizzante è contata da O verso destra e la magnetizzazione è espressa dalle ordinate verticali. Gli stessi esperimenti di Weber danno dei risultati che confermano in modo soddisfacente questa legge. È probabile, però, che il valore di D non sia lo stesso per tutte le molecole dello stesso pezzo di ferro, cosicché la transizione dalla linea retta che corre da O a E alla curva che si ha oltre E potrebbe non essere così brusca come è stata qui rappresentata.
 

        Weber mantenne la sua teoria così come illustrata e basata sulle correnti molecolari di Ampère fino al 1871. Il cambiamento che apportò in quell’anno riguardò la concezione dell’atomo non più inteso come una corrente ruotante intorno ad un punto materiale (Ampère) ma come una particella carica di elettricità ruotante intorno ad una particella carica dotata di segno opposto. Insomma Weber stava immaginando con un anticipo di 40 anni l’atomo di Rutherford. E’ d’interesse osservare che, dopo la scoperta dell’elettrone sul finire del secolo, molti fisici pensavano che la teoria di Weber del diamagnetismo non avrebbe retto. Fu il fisico francese Paul Langevin (1872 – 1946) che, muovendosi a partire dai lavori di Pierre Curie, mostrò nel 1905 (Magnétisme et la théorie des électrons, pubblicato in Annales de chimie et de physique, 5, pp. 70-127, 1905) che quella teoria poteva essere ben interpretata nell’ambito della teoria degli elettroni e che la sviluppò in tali ipotesi come vedremo (secondo Langevin le molecole hanno un momento magnetico permanente di intensità μ orientato in accordo con la statistica di Boltzmann). In definitiva in questi lavori il diamagnetismo è trattato come un fenomeno dovuto alla sola applicazione di un campo magnetico esterno mentre il paramagnetismo come originato alle conseguenti azioni mutue tra molecole.

L’INTERVENTO DI WILLIAM THOMSON (LORD KELVIN)

         Sull’insieme dei fenomeni ora discussi ed indagati, a partire da Faraday nel 1847, intervenne William Thomson con alcune memorie. E’ da notare che, in questi anni si era imposta la conservazione dell’energia con il fondamentale lavoro di Helmholtz del 1847, Sulla conservazione della forza. Le varie memorie che venivano prodotte in questi anni cercavano tutte di riportare i vari fenomeni in studio a tale conservazione e spesso era anche necessario riprendere vecchie memorie per tentare di capire se vi fosse o meno la conservazione dell’energia nei fenomeni trattati.

       Thomson, in accordo con il suo programma di ricerca e le sue convinzioni, cercò di stabilire una rappresentazione meccanica delle forze elettriche e magnetiche e si mantenne fedele a tale visione per tutta la vita. Dopo aver sviluppato la teoria dinamica del calore (Dynamical Theory of Heat), tentò la strada della teoria dinamica dell’elettricità e del magnetismo (Dynamical Theory for Electricity and Magnetism), sempre nella visioni di ricondurre tutto alla scienza ritenuta regina, la meccanica. Il “campo magnetico” è quindi per lui piuttosto “induzione magnetica”, è una quantità rotazionale di un potenziale vettore che risulta dipendere solo dall’intensità e dalla forma dei circuiti che danno vita al campo. La sua prima memoria sull’argomento è del 1847 ed era uno scritto molto breve che riguardava le azioni delle forze ponderomotrici su una sfera magnetizzata temporaneamente (Cambridge and Dublin Mathematical Journal, 2, p. 230, 1847). Ma questa trattazione gli serviva per proporre una analogia. Su tale sfera infatti agirebbe una forza poneromotrice pari a – grad c.R2 (dove c è una costante ed R rappresenta la forza magnetica del campo) ed essa dovrebbe spostarsi verso le zone in cui R2 è maggiore. Da ciò Thomson concludeva che una analisi dello stesso tipo può essere applicata per spiegare perché i corpi diamagnetici tendono a muoversi dalle zone in cui la forza è maggiore a quelle in cui è minore del campo magnetico.

        Altre sue quattro memorie furono elaborate tra il 1847 ed il 1851. Nella prima di esse, On a Mechanical Representation of Electric, Magnetic, and Galvanic Forces (1847), Thomson impostava i problemi a partire dalla scoperta di Faraday dell’effetto prodotto da forze magnetiche o elettromagnetiche sulla luce polarizzata nei solidi trasparenti. Egli riteneva che i lavori di Faraday fosserointerpretabili con la teoria dei solidi elastici ed egli fornì quindi alcune soluzioni del problema della rappresentazione delle forze nei vari problemi considerati, a partire dalla teoria dell’equilibrio di tali solidi sviluppata da Stokes del 1845 (L’Attrito dei Fluidi in movimento, e l’Equilibrio ed il Moto dei Solidi Elastici). Seguirono a questa altre memorie in cui Thomson approfondiva le sue indagini e, come suo costume, con un possente apparato formale. Fino alla ponderosa memoria del 1851 (A Mathematical Theory of Magnetism,  Phil. Trans. R. Soc. Lond. January 1, 141, pp. 243-268; 269-285, 1851) in cui egli trattò con ampiezza i vari fenomeni magnetici noti e fissò alcune definizioni di grandezze che avevano assunto significati diversi a seconda degli autori degli articoli.

        In tale memoria Thomson ricavava i risultati sperimentali trattati da Poisson senza far uso delle teorie fluidistiche. Nella seconda parte di tale memoria, Thomson richiamò l’attenzione sul fatto, evidenziato da Poisson, che l’intensità magnetica in un punto all’interno di un corpo magnetizzato di pende dalla forma della piccola cavità in cui il magnete esploratore è situato. Thomson introdusse due vettori che, con simbolismo successivo, uno  fu denotato con B e l’altro con H. Dei due B rappresenta per Thomson l’intensità magnetica in un punto situato in una piccola fenditura di un corpo magnetico, quando le superfici delle fenditure sono sistemate ad angolo retto con la direzione della magnetizzazione. B risulta sempre circuitale, tale cioè che div B = 0. L’altro vettore, denotato con H, rappresenta l’intensità magnetica in una ristretta cavità tubolare tangente alla direzione di magnetizzazione. H risulta irrotazionale, tale cioè che rot H = 0. Thomson chiamò i due vettori nel modo seguente: B la forza magnetica in accordo con la definizione elettromagneticaH la forza magnetica in accordo con la definizione polare. Oggi accettiamo le definizioni che di questi vettori dette Maxwell: B è il vettore induzione magnetica ed H è il vettore intensità del campo magnetico. Ed è utile notare che quando Faraday parlava di forza magnetica, si riferiva a B e non ad H.

        Muovendosi in un terreno di nuove scoperte, Thomson dovette introdurre nuovi termini, così come aveva fatto in ogni territorio che aveva esplorato. Egli chiamò suscettività magnetica χ il rapporto della misura della magnetizzazione indotta Iin un magnete temporaneo con il vettore H e la suscettività risulta positiva per sostanze paramagnetiche e negativa per sostanze diamagnetiche. Inoltre essa è collegata con la costante kp di Poisson dalla relazione:

        Si può facilmente vedere, a partire dai lavori di Poisson, che l’intensità magnetica H ed il vettore induzione B, sono tra loro legati dalla relazione:

B = H + 4πI

dove I denota l’intensità di magnetizzazione totale. Se indichiamo con Ii la magnetizzazione indotta e con I0 la magnetizzazione permanente, troviamo:

B = H + 4πIi + 4πI0 = μH + 4πI0

dove μ = 1 + 4πχ fu chiamata da Thomson permeabilità magnetica della sostanza in considerazione.

        Nel 1856  Thomson scrisse una nuova memoria sull’argomento: Dynamical illustrations of the magnetic and the helicoidal rotatory effects of transparent bodies on polarized light (Proc. Royal Soc. 8, 1856, 150-158). Come dirà più tardi, egli pensava l’elettricità non come un accidente ma come intrinseca alla materia. Ed aggiungeva che l’elettricità è un’essenza della materia e, come ormai sembra certo, l’elettricità in moto è calore, ed in questo moto un certo allineamento degli assi di rivoluzione è il magnetismo. Si trattava di ridiscutere la teoria di campo di Faraday in modo da fornirla di un apparato matematico che descrivesse ogni fenomeno. In una lettera a Faraday del 1849 aveva continuato a porsi il problema che era sorto nel 1845, come già discusso, fornendo un abbozzo di rappresentazione delle linee di forza del campo magnetico, campo che egli chiamava campo di forza. Questo primo approccio gli servì per spiegare la conduttività delle sostanze nei confronti delle linee di forza magnetiche. Tale concetto fu ripreso nella sua memoria del 1851 già discussa, A Mathematical Theory of Magnetism, dove il campo magnetico fu rappresentato come una materia magnetica immaginaria. Thomson non suppose qui modelli fisici di sorta per la trasmissione delle azioni ed affermò solo che le forze in questo campo si esercitavano tra pezzi di materia magnetica. Quest’ultima poi non era da considerarsi come una sostanza materiale ma piuttosto come il mezzo che si prestava all’analisi matematica dentro cui fossero alloggiate le linee di forza. Vi è qui un altro esempio di calcolo matematico svolto in analogia e non come modello rappresentativo di una data realtà fisica (in questo caso la costituzione fisica del campo magnetico). La matematica va intesa come strumento e non identificata con i fatti fisici. Arriviamo a questo punto alla citata memoria del 1856. Come accennato, in questa memoria egli riprese la teoria dei moti molecolari che aveva sviluppato nella teoria dinamica del calore e la teoria dei moti vorticosi sviluppata da Rankine (non in senso stretto). Thomson aveva già dimostrato nel 1847, nella sua memoria citata On a mechanical representation of electric, magnetic, and galvanic forces, che le forze elettriche e magnetiche potevano essere rappresentate mediante la distorsione di un solido elastico, utilizzato in ulteriore analogia, ora, in questa memoria, con l’apparato della materia magnetica e delle azioni che si hanno in essa mediante le linee di forza e sempre sostenuto dall’analogia del solido elastico, per introdurre la matematica di Fourier, andò a spiegare il fenomeno di rotazione del piano di polarizzazione della luce scoperto da Faraday e cioè l’effetto prodotto da forze magnetiche o elettromagnetiche sulla luce polarizzata nei mezzi trasparenti. Thomson ipotizzò che l’effetto fosse dovuto al moto vorticoso dell’etere che interviene in questa memoria a sostituire la materia magnetica e i vortici molecolari della precedente. E qui richiamava esplicitamente il calore, quando diceva che la spiegazione di tutti i fenomeni d’attrazione o repulsione elettromagnetica e di induzione elettromagnetica deve essere cercata soltanto nell’inerzia e nella pressione della materia, i cui moti costituiscono il calore. Con questa premessa il campo poteva essere trattato in analogia a patto che potesse pensarsi all’interno dell’etere. Thomson aveva ipotizzato che la polarizzazione lineare (vibrazione su un piano) può essere trattata matematicamente come la combinazione di due rotazioni circolari in direzioni opposte. Se uno dei due movimenti è più rapido dell’altro la direzione della vibrazione lineare risultante gira progressivamente come un mulinello che si crea dentro la materia e che fa sì che una delle componenti circolari si muova con maggiore velocità dell’altra. Dell’etere comunque Thomson non forniva qui la struttura fisica. Egli affermò che l’etere poteva essere un fluido continuo che permeava tutto lo spazio fin dentro gli interstizi tra le molecole dei corpi ma poteva anche essere costituito da molecole, oppure le cose potevano stare in altro modo: una materia continua che ci dava la sensazione di discontinuità a seguito di moti vorticosi nell’etere. Solo qualche anno dopo la sua propensione virò verso il fluido rimettendo in gioco i vortici. Questa memoria rappresenta un salto fondamentale rispetto a tutte le trattazioni del campo fatte in precedenza e, non a caso, Maxwell ne citerà dei passi e la riterrà straordinariamente importante. In definitiva, nella trattazione del campo fatta da Thomson che finalmente recuperava la teoria di Ampère sulla natura del magnetismo inteso riduzionisticamente come correnti che marciano in circolo, un etere meccanico, dentro cui agiscono moti vorticosi (un etere quindi dinamico), diventava indispensabile. Ed era qui delineata una struttura con la quale per cinquant’anni molti eminenti fisici si scontreranno con quella ingombrante invenzione che era l’etere (finché non intervenne Einstein). Ma anche utile perché le equazioni del campo furono ricavate mediante esso. Occorre che io ripeta che le idee di Thomson sulla realtà fisica erano divergenti da quelle di Faraday. Quest’ultimo, ad esempio, rifiutava ipotesi ad hoc e particolarmente l’etere. Ma l’opera di Thomson fu estremamente importante perché attraverso di lui la comunità scientifica conobbe i lavori di Faraday.
 

L’INTERVENTO DI MAXWELL

        Nel 1873, 6 anni prima della sua prematura scomparsa, Maxwell dava alla stampe il suo famoso e fondamentale A Treatise of Electricity and Magnetism, un’opera imponente in cui egli raccoglieva ed ordinava tutti i contributi fino ad allora elaborati sui temi in questione, aggiungendo parti significative dei suoi contributi personali che si erano succeduti a partire dal 1856 con la sua memoria On Faraday’s lines of force (Trans. Cambr. Phil. Soc., 10, 1856) che è un riconoscimento di difficoltà che un ricercatore incontra nel voler formalizzare la scienza elettrica. Questo ricercatore ha a disposizione, da una parte, la gran mole di risultati sperimentali che vengono continuamente sfornati e, dall’altra, la necessità di familiarizzarsi con una gran quantità di matematica molto complessa la cui sola memorizzazione già di per sé interferisce materialmente con altre ricerche. È quindi necessario, secondo Maxwell, trovare nuovi metodi di lavoro.Uno di questi era quello delle analogie che Thomson aveva introdotto (questo metodo permette di ottenere idee fisiche senza adottare teorie fisiche). Sui lavori elettromagnetici di Maxwell ho scritto un articolo al quale rimando. Ora riassumo in breve quel lavoro ed aggiungo considerazioni più pertinenti ai contributi di Maxwell al magnetismo.

        Dopo un’altra memoria, On Physical Lines of Force (Phil. Mag. , 21, 23, 1861 e 1862), in cui Maxwell presentò un insieme di analogie e modelli meccanici a sostegno delle idee di Faraday basandosi su linee di forza che assumevano ora un carattere fisico essendo considerate come linee immerse in un fluido elastico, l’etere, sottoposto ad uno stress, ad uno stato di sforzo proprio per il fatto di trovarsi situato tra due polarità. Si tratta di una costruzione molto artificiosa che passava attraverso modelli estremamente spinti, come quello dei vortici di etere per rendere conto delle correnti e delle linee di forza, che lo stesso Faraday avrebbe rifiutato ma che a Maxwell servivano strumentalmente per  chiarirsi le idee e per mettere a punto il calcolo con l’ausilio delle analogie cui abbiamo accennato.

        La terza memoria di Maxwell, A Dynamical Theory of the Electromagnetic Field  (Roy. Soc. Trans. , 155, 1864) è del 1864. Egli abbandonava qui il modello meccanico, si serviva solo dell’etere e si occupava esclusivamente dei fenomeni elettromagnetici in quanto tali per sottoporli al calcolo. Questo lavoro contiene tutti i principali risultati che egli aveva precedentemente ottenuto e può essere considerato come la prima formulazione completa, dal punto di vista analitico, della teoria del campo elettromagnetico e della teoria elettromagnetica della luce. Le proprietà di questo campo sono descritte da 20 equazioni generali (si osservi che il numero di queste equazioni verrà ridotto a 9 da Hertz ed a 5 da Lorentz, 4 provenienti dalla teoria di Maxwell ed una rappresentante la Forza di Lorentz). Lo stesso Maxwell, all’inizio della memoria, annunciava che la sua era una teoria dinamica nel senso che si serviva di materia in moto nello spazio per rendere conto dei fenomeni elettrici e magnetici. Essa riguardava essenzialmente lo spazio circostante i corpi elettrizzati o magnetizzati che dovrà essere riempito di un mezzo (permeante anche i corpi) in grado di essere posto in moto e di trasmettere quel moto da una parte all’altra con grande ma non infinita velocità. Questo etere ha una natura elettromagnetica ma poiché ha le stesse proprietà (elasticità, densità, …) di un etere ottico, può essere identificato con esso (è interessante notare che le proprietà dell’etere elettromagnetico Maxwell le assegnava a priori in modo che esso avesse poi avuto le caratteristiche che si richiedevano, ad esempio, per trasportare vibrazioni trasversali ad una data velocità). L’elettromagnetismo diventava in tal modo una meccanica dell’etere e, come lo stesso Maxwell affermava, “l’integrale è l’espressione matematica adeguata per la teoria dell’azione a distanza tra particelle, mentre l’equazione differenziale è l’espressione appropriata per una teoria dell’azione esercitata tra particelle contigue di un mezzo“.

        Come ci si può facilmente convincere, a parte vaghe teorie sulla materia vorticosa qui si sta parlando di elettromagnetismo di quella fecondissima branca che nasce dall’esperienza di Oersted, passa per Ampère, Faraday e molti altri per approdare a Maxwell, alla teoria elettromagnetica della luce, alle onde elettromagnetiche, alla verifica sperimentale di esse da parte di Hertz, … fino alla relatività di Einstein (questa storia non la seguirò qui essendomene già occupato abbondantemente). Il magnetismo, i fenomeni interni alla materia, il diamagnetismo ed il paramagnetismo, non sono affrontati se non per accettazione, nel Treatise, delle teorie precedentemente elaborate e che Maxwell accettava.

        Sviluppi importanti nelle elaborazioni relative alle proprietà magnetiche della materia li troviamo di nuovo nei lavori di James A. Ewing (1855-1935) e di Pierre Curie (1859-1906). Ma prima di loro vi erano stati vari studi che avevano chiarito aspetti parziali dei fenomeni magnetici(6).

        Il primo ricercatore che scoprì il fenomeno dell’isteresi magnetica (il nome isteresi sarà dato successivamente da Ewing)in materiali ferromagnetici fu il tedesco Emil Warburg (1846 – 1931) che pubblicò i suoi risultati negli Annalen der Physik und Chemie (20, S. 814 – 835, 1881). Nella sua memoria troviamo un primo grafico rappresentativo del fenomeno:

        Lo studio di Warburg non fu portato avanti nell’approfondire ricerche sul fenomeno in sé. Egli era interessato a capire come la temperatura ed il magnetismo fossero legate tra loro e, in una successiva memoria (Ann.Phys., 13, 1154, 1881) dette conto della scoperta dell’effetto magnetocalorico (variazioni del campo magnetico inducono variazioni istantanee e reversibili di temperatura in alcuni materiali) che sarà alla base del raggiungimento di basse temperature attraverso la demagnetizzazione adiabatica (i primi studi significativi in tal senso saranno: P. Debye, Ann. Phys. 81, 1154, 1926; W. F. Giauque, J. Am. Chem. Soc. 49, 1864, 1927; Giauque, Phys. Rev. 43, 768, 1933). 

         Anche Pierre Duhem (1861-1916), seguace dell’energetica di Ostwald ed Helm, si cimentò con il magnetismo trattandolo in modo incompetente con la termodinamica(7). E Duhem è citato per completezza perché, come scienziato valeva molto poco (l’Accademia delle Scienze di Parigi respinse la sua tesi di dottorato) ed acquistò notorietà con una storia della meccanica sciovinista, sbagliata e tutta indirizzata al sostegno del suo essere cattolico. Sarà Curie medesimo a dirglielo in una lettera del 1902: L’applicazione [di Duhem] dei principi della termodinamica ai problemi del magnetismo, si rivelerà con il passare degli anni poco comoda, insufficiente, generatrice d’errori … [tanto da arrivare] alla conclusione, sorprendente per Duhem, dell’impossibilità dei corpi diamagnetici [sull’argomento egli indirizzerà cinque memorie ai Comptes Rendus de l’Académie des Sciences, tra il 1887 ed il 1889]. Insomma la sua fede nell’energetica gli fa dimenticare i fatti sperimentali e la ragione per affermare sue ipotesi teoriche. E neanche c’è troppo da stupirsi se i suoi bersagli prediletti furono le teorie di Maxwell che, secondo Duhem, furono ottenute al prezzo di numerose illogicità e violazioni delle leggi note dell’elettrostatica e dell’elettrodinamica. Furono Hertz ed Helmholtz a dare dignità alle equazioni che Maxwell ci ha fornito, e di Maxwell restano solo le equazioni perché tutto il resto, sempre secondo Duhem, non ha nulla a che fare con il magnetismo. Occorre solo rispettare il buon senso e se seguiamo sulle fantasie di Maxwell arriviamo agli assurdi di Einstein. Come potrete apprezzare il cattolico Duhem, come nostri cattolici noti, dice parole in libertà. E teorizza pure le sue avventatezze in una lettera al suo amico Emile Picard:

Ho creduto fosse mio obbligo come scienziato, e fosse mio obbligo come Cristiano, fare di me stesso l’inesauribile apostolo del senso comune, il solo fondamento di ogni certezza scientifica, filosofica e religiosa. Il mio libro sulla teoria fisica non ha altro scopo che propagandare questa tesi.

IL CICLO D’ISTERESI DI EWING

        Ewing aveva iniziato nel 1881 ad occuparsi dei problemi connessi alla magnetizzazione delle sostanze ed aveva studiato in particolare quelle che chiamiamo sostanze ferromagnetiche. Aveva lavorato a Cambridge sulla magnetizzazione dei metalli e le sue ricerche lo portarono ammettere in dubbio alcune delle conclusioni di Weber. Fu nel 1885 quando definì il fenomeno d’isteresi e creò il neologismo in una sua memoria (Experimental Researches in MagnetismPhilosophical Transactions of Royal Society of London, 176, pp. 523-640, 1885):

Quando vi sono due quantità M ed N tali che cicliche variazioni di N causano cicliche variazioni di M, allora se le variazioni di M subiscono un ritardo rispetto a quelle di N, possiamo parlare di un’isteresi nella relazione che lega M con N.

La prima pagina di un articolo di Ewing in cui vengono richiamati in nota suoi precedenti lavori.

        E la parola isteresi proviene dal greco υστέρησις (hystéresis) e vuol dire ritardo in senso lato. Quindi la parola isteresi ha un uso generale e non rappresenta un termine tecnico legato alla sola fisica.

        Il fenomeno d’isteresi al quale si riferiva Ewing era quello che egli sperimentava su materiali ferromagnetici quando su di essi veniva applicato un campo magnetico esterno. Va osservato che, nella trattazione di Ewing, il magnetismo è una scienza, almeno nella sua formulazione classica, matura. Tutte le grandezze che normalmente vengono oggi studiate e che all’epoca erano state definite, venivano utilizzate con correttezza e precisione. In tal modo, nella sua opera fondamentale (Magnetic Induction in Iron and Other Metals, London: Van Nostrand, 1891), Ewing raccoglierà tutto quanto era stato elaborato in relazione al magnetismo fino al 1891 ed anche i suoi contributi particolari. Il suo lavoro trattava, con definizioni di ogni particolare concetto e/o grandezza, i seguenti argomenti, a partire dalle definizioni elementari di poli magnetici ed assi di un magnete: Campo magnetico, Linee di forza, Campo uniforme, Forza magnetica, Intensità di magnetizzazione, Induzione magnetica, Permeabilità magnetica, Permeabilità diamagnetica e paramagnetica, Suscettività, Relazione esistente tra permeabilità e suscettività, Magnetizzazione, Demagnetizzazione in un campo inverso, Magnetismo residuo, Forza coercitiva, Curve di magnetizzazione, Isteresi magnetica, Dissipazione di energia nell’isteresi, Riscaldamento in un processo ciclico, Cambiamenti di stato alla temperatura critica, Magnetizzazione con correnti alternate, Studio di cicli per vari materiali ferromagnetici in differenti condizioni di temperatura e di stress, … e moltissime altre esperienze tratte dai lavori di molti fisici del suo tempo.

        Vale la pena soffermarsi a discutere i materiali ferromagnetici presentando il ciclo d’isteresi magnetica.

        Sono materiali ferromagnetici il ferro, il cobalto, il nichel ed altri come alcune  terre rare. I materiali ferromagnetici si magnetizzano facilmente ed acquistano un magnetismo che può essere anche estremamente intenso. Il modo più comodo utilizzato per magnetizzare anche i materiali ferromagnetici consiste nel costruirne dei campioni con forme allungate opportune e sistemarli all’interno di un solenoide nel quale viene fatta circolare una corrente.

        Magnetizzati in tal modo, la maggior parte dei campioni comunque si demagnetizzano abbastanza presto (su questo torneremo più oltre). A questo punto nasce la questione del ciclo d’isteresi perché, quando è tolto il solenoide che rappresenta il campo magnetizzante, la smagnetizzazione non è mai completa. Se la sostanza che avevamo magnetizzato era stata magnetizzata per la prima volta, per smagnetizzarla si passa a fasi successive senza mai riuscire a tornare alla situazione iniziale.

Riferendosi al solenoide introdotto nel testo, in ascisse vi è il campo magnetico generato dal solenoide e che induce magnetismo nella barra al suo interno (champ inducteur). In ordinata vi è quanto magnetismo è indotto nella barra (aimantation). Quando si toglie il campo induttore, la barra si smagnetizza passando da A (livello di saturazione) ad R e la quantità di magnetizzazione OR è la magnetizzazione residua che la barra mantiene (aimantation residuelle). Mantenendo la barra nel solenoide ma invertendo la polarità dello stesso, si induce nella barra un campo magnetico opposto. La quantità OC è chiamata forza coercitiva (force coercitive) che serve per portare di nuovo a zero la magnetizzazione della barra. Proseguendo con il campo opposto e poi ritornando al campo inducente originale, la barra magnetica ritorna ad acquistare la magnetizzazione OA ma non si ritornerà più al punto da cui la barra era partita. Da questo punto, proseguendo a magnetizzare in un verso ed in verso opposto si ripercorrerà il ciclo senza più passare per OBM. E’ appena il caso di accennare al fatto che, al variare della natura del materiale varia la forma del ciclo di isteresi (figura seguente)

La figura a sinistra rappresenta il ciclo d’isteresi del ferro e quella a destra dell’acciaio

        Da notare che è dovuto ad Ewing un modello empirico elementare di sostanza ferromagnetica realizzato materialmente con tanti piccoli magneti. Egli dispose un gran numero di piccoli aghi magnetizzati girevoli su perni giacenti su uno stesso piano. Gli aghetti erano messi molto vicini l’un l’altro in modo che interagissero tra loro sensibilmente. Quando era applicato un campo esterno, avvicinando un magnete (magnetizzazione per induzione), si osservavano bruschi cambiamenti di orientamento di interi gruppi di aghi. Quando si allontanava il magnete induttore, gli aghetti restavano in gran parte orientati (magnetizzazione residua). Quando poi si utilizza un magnete più intenso per magnetizzare gli aghetti, questi si orientavano sempre in maggior numero fino ad esserlo tutti. Si arrivava alla massima magnetizzazione possibile, alla saturazione.

        Nel caso in cui all’interno del solenoide induttore, utilizzato per magnetizzare una sostanza ferromagnetica, si mettano sostanze diverse si ottengono curve completamente differenti, come mostrato nella figura seguente:

Nella figura la curva più in alto è quella di prima magnetizzazione per una sostanza ferromagnetica. Quella intermedia riguarda una sostanza paramagnetica debolmente magnetizzabile. Quella più in basso riguarda le sostanze diamagnetiche.

        Ritornando alla curva di prima magnetizzazione, nel 1887 fu in parte, quella relativa a deboli campi magnetici inducenti, studiata da Lord Rayleigh nella sua memoria The behavior of iron and steel under the operation of feeble magnetic forces (Phil. Mag., 5, 23, 1887, p. 225-245). Lo studio di Rayleigh era fatto a temperatura ambiente e stabilì l’andamento della magnetizzazione nella prima zona della curva, quella corrispondente, appunto a debole magnetizzazione.

Grafico riportato nell’articolo di Rayleygh

Un brano dalla memoria di Rayleigh

        Più in dettaglio la zona studiata da Rayleigh è quella indicata con (I) nella figura seguente.

Da: Magnétisme. Fondements

        Nella figura compaiono altre due zone. Quella indicata con (II), corrispondente alla curva che cambia concavità,  fu studiata nel 1919 dal fisico tedesco Heinrich Barkhausen (1881-1956) che introdusse i cosiddetti salti di Barkhausen (un sostegno alla teoria dei domini ferromagnetici che vedremo più oltre) nella sua memoria Zwei mit Hilfe der neuen Verstärker entdeckte Erscheinungen (Physik. Zeitschr.; XX; 401, 1919). L’inversione del campo magnetizzante in questa zona origina subito isteresi (le due piccole ellissi che compaiono in figura) per il forte aumento della magnetizzazione in modo completamente irreversibile che si ha (in realtà, ad una visione più approfondita, quella del dettaglio di figura precedente, si hanno dei salti veri e propri di magnetizzazione, separati da brevi zone di crescita continua). La zona (III) è invece quella relativa a campi molto intensi in cui la curva  cambia di pendenza tendendo asintoticamente alla magnetizzazione di saturazione.

        Lo studio di Rayleigh ha determinato l’equazione della curva (I) che è quella di una semplice parabola:

M = RH2 + χiH

(con R costante di Rayleigh e χi suscettività magnetica iniziale). Ricordando poi che la suscettività χè data da χ = M/H, si ricava che essa è una funzione lineare del campo: χ = RH + χi. Fu William Fuller Brown (1904 – 1983) nel suo Magnetostatic principles in ferromagnetism (Amsterdam, North-Holland Pub. Co.; New York, Interscience Publishers, 1962) che enunciò la legge che regola la zona (I) di Rayleigh, chiamata legge di Rayleigh: una variazione ΔH  del campo magnetico, in verso opposto alla variazione che l’ha immediatamente preceduto, comporta una variazione della magnetizzazione dello stesso segno di ΔH  che vale, in valore assoluto:

ΔM = (R/2).ΔH2 +  χi.ΔH

e tale legge è valida solo se si resta tra i valori  – Hm e + Hm della figura seguente:

Da: Magnétisme. Fondements

        La figura che segue riporta invece alcuni cicli possibili ottenuti con la legge di Rayleigh:

Da: Magnétisme. Fondements

LA TEORIA DEGLI ELETTRONI PER LA SPIEGAZIONE DEL MAGNETISMO

       Siamo sul finire dell’Ottocento quando era stato scoperto l’elettrone e quando Lorentz aveva elaborato la sua teoria degli elettroni che aveva già avuto riscontri sperimentali (effetto Zeeman spiegato secondo la suddetta teoria). Era naturale che si iniziasse ad indagare i fenomeni magnetici alla luce della teoria degli elettroni. D’altra parte già Weber, come abbiamo visto, aveva ripreso la teoria delle molecole elettriche di Ampère ed aveva elaborato spiegazioni del diamagnetismo proprio pensando le molecole percorse da correnti circolanti a resistenza zero ma sensibili ai fenomeni d’induzione generati da campi esterni che, in accordo con la legge di Lenz, provocavano correnti circolanti in un verso tale da opporsi al campo inducente. Per il paramagnetismo erano le molecole considerate come magneti elementari che nel loro insieme subivano un orientamento a seguito dell’applicazione d un campo magnetico esterno. Una cosa simile aveva fatto poi Ewing per il ferromagnetismo. Si andava quindi su una strada di interpretazione microscopica ma la teoria era carente e non portata fino a tutte le conseguenze che si potevano ricavare da essa. Inoltre occorreva un qualcosa da cui ricavare la spiegazione dell’insieme dei fenomeni magnetici e non tirar fuori ciò che faceva comodo per questo nascondendolo poi quando si trattava di interpretare quell’altro fenomeno.

        Primi studi sulla spiegazione del magnetismo attraverso la teoria degli elettroni furono elaborati tra il 1901 ed il 1903 da Woldemar Voigt (Elektronenhypothese und des Magnetismus,  Annalen der Physik, 9, IV, p. 115, 1902; precedentemente pubblicato in Gottinger Nachtrichten, p. 169, 1901), da J.J. Thomson (The magnetic properties of systems of corpuscles describing circular orbits, Philosophical Magazine, 6, pp. 673-6931903)(8) e da Paul Langevin (Magnétisme et la théorie des électrons, pubblicato in Annales de chimie et de physique5, pp. 70-127, 1905). Langevin, mediante la teoria degli elettroni e le statistiche di Maxwell e Boltzmann (quindi utilizzando la fisica detta classica), estese invece la teoria ai materiali paramagnetici supponendo che gli elettroni in atomi o molecole si muovono su orbite; se tali orbite sono simmetricamente distribuite in modo che il loro momento magnetico sia annullato, la sostanza presenta diamagnetismo; ma se abbiamo a che fare con un momento magnetico residuo  di atomi o molecole, allora siamo di fronte a sostanze paramagnetiche. Più in dettaglio il diamagnetismo si origina dalle alterazioni delle velocità degli elettroni atomici provocate da un campo esterno, mentre il paramagnetismo deriva dai cambiamenti nelle orientazioni delle orbite elettroniche. Quest’ultimo effetto sorgerebbe solo se le molecole in origine possiedono un loro momento magnetico definito; in tal caso l’orientazione delle molecole dovuta al campo annulla gli effetti diamagnetici, sempre presenti anche indipendentemente dalla temperatura, per dar luogo al paramagnetismo. Voigt e J.J. Thomson riuscirono, con la teoria degli elettroni, a rendere conto di vari fenomeni magnetici. Studiarono gli effetti di un campo magnetico esterno sul moto di elettroni situati a distanze regolari e ruotanti su delle circonferenze situate su un piano ed a velocità costante intorno al centro. Si trattava, come si può osservare, di trasformare le non definite correnti molecolari di Ampère in moti circolari di elettroni, particelle cariche. Essi trovarono che se una sostanza contiene una distribuzione uniforme di elettroni ruotanti come descritto, il coefficiente di magnetizzazione della sostanza sarebbe risultato nullo con la conseguenza che risulterebbe impossibile spiegare le proprietà diamagnetiche o magnetiche dei corpi partendo dall’ipotesi che gli atomi contengono particelle cariche circolanti in orbite periodiche chiuse sotto l’azione di forze centrali.

        L’origine della differenza fra  gli effetti prodotti da particelle cariche che orbitano e quelli prodotti da correnti elettriche costanti in circuiti circolari (Ampère) è che nel caso delle particelle, oltre agli effetti dovuti a correnti elettriche costanti, dobbiamo considerare effetti dello stesso tipo di quelli dovuti all’induzione di correnti in conduttori per variazione del campo magnetico: queste correnti indotte tendono a trasformare il corpo in diamagnetico, mentre le correnti alla Ampère tendono a trasformarlo in magnetico e nel caso di particelle che descrivono orbite queste tendenze si bilanciano tra loro. In ogni caso queste spiegazioni si incartano tra loro ed hanno il grave difetto di spiegare in modo analogo due fenomeni diversi come il diamagnetismo ed il paramagnetismo. Inoltre le spiegazioni così artificiosamente costruite non rendevano conto di alcuni fatti sperimentali, come quelli che aveva osservato e descritto Pierre Curie(9).

LA TEMPERATURA DI CURIE

        Siamo alla fine dell’Ottocento e gli studi sul magnetismo ed in particolare sulle sostanze con proprietà magnetiche erano ormai diventati adulti tanto da ricercare via via ulteriori dipendenze da differenti parametri dei fenomeni magnetici. Già si erano avuti degli studi della dipendenza dei fenomeni magnetici dalla temperatura(10) ma ben poca cosa fino ai lavori di Pierre Curie (1859 – 1906) che si svilupparono in diverse memorie a partire dal 1892 e particolarmente in quella che presentò per ottenere il Dottorato in Scienze nel 1895(9).

        Curie trovò risultati sperimentali di notevole interesse riassumibili in due leggi:

1) Per i corpi diamagnetici, in cui la magnetizzazione indotta da un campo magnetico esterno ha un verso opposto al campo inducente, il coefficiente di magnetizzazione o suscettivitàχ, cioè il coefficiente di proporzionalità tra magnetizzazione indotta e campo inducente per unità di massa, che è molto debole e negativo, è quasi sempre indipendente dalla temperatura (fanno eccezione antimonio e bismuto) e dallo stato fisico dei corpi.

2) Per i corpi paramagnetici il coefficiente di magnetizzazione χ è inversamente proporzionale alla temperatura assoluta.

χ = C/T

dove C è una costante caratteristica della sostanza in considerazione e chiamata costante di Curie [in realtà vi è una legge che descrive meglio i fenomeni, come hanno stabilito Weiss ed Honda:

 χ = C/(T-θ)

doveθ è altra costante (pensabile come una temperatura) relativa alla sostanza in considerazione. Per le sostanze ferromagnetiche θ è la temperatura del punto di Curie (il nome Punto di Curie fu dato da Weiss e da Kemerlingh Onnes nel 1910. Si veda Comm. Phys. Leiden; N° 114, p. 3) del quale parleremo subito che si indica con Tc].

        Curie poteva concludere alla fine delle sue esperienze e risultati che la differenza di azione della temperatura sul coefficiente di magnetizzazione dei corpi paramagnetici e diamagnetici è assolutamente fissata e questi risultati sono in favore delle teorie che attribuiscono il paramagnetismo ed il diamagnetismo a delle cause differenti.

        Ma veniamo al ferromagnetismo. Abbiamo visto, parlando di esso e del ciclo d’isteresi, che l’andamento del ciclo dipende molto dal tipo di sostanza in considerazione. A tali dipendenza se ne aggiungono altre che discendono dalle condizioni fisico chimiche (tempo ed azioni meccaniche) della sostanza ferromagnetica in considerazione. E’ interessante studiare ora la dipendenza dalla temperatura. 

        Intanto occorre dire che, per una data sostanza ferromagnetica, si hanno differenti curve di magnetizzazione al variare della temperatura. Inoltre tutte le esperienze fatte su tali materiali hanno mostrato che, all’aumentare della temperatura, le sostanze ferromagnetiche, tendono a diventare debolmente magnetiche (paramagnetiche). La temperatura in corrispondenza della quale avviene la transizione (questa parola non è usata a caso, come vedremo) è oggi chiamata temperatura critica che si ha in corrispondenza del punto di Curie; tale temperatura varia al variare della sostanza in considerazione.

Il grafico mostra la magnetizzazione (la prima) per una sostanza (ferro) a differenti temperature

Il grafico mostra cosa accade della magnetizzazione (diversi valori iniziali) di un pezzo di acciaio all’aumentare la temperatura. Da qualsiasi magnetizzazione si parta, arrivati a Tc = 770 °C la magnetizzazione praticamente sparisce e la sostanza diventa paramagnetica. Se si traccia una linea verticale in corrispondenza di Tc, si ha una situazione in cui a sinistra la sostanza risulta ferromagnetica ed a destra paramagnetica. Ebbene quella linea segna una transizione detta di fase tra ferromagnetismo e paramagnetismo.

         E’ importante, a questo punto, fare una breve digressione. La definitiva affermazione dell’esistenza di una temperatura, superata la quale le sostanze diventano paramagnetiche sgombera il campo da alcune ipotesi sul magnetismo terrestre secondo le quali sarebbe originato da masse magnetiche disposte nel sottosuolo in corrispondenza dei poli terrestri. Sappiamo per altre strade che la temperatura appena sotto la crosta terrestre è di gran lunga superiore alla temperatura di Curie per le differenti sostanze ferromagnetiche. Ciò esclude quindi quelle teorie dal novero di quelle possibili.

 LANGEVIN E LA TEORIA DEGLI ELETTRONI

        Il primo studio completo ed importante della spiegazione dei fenomeni magnetici con la teoria degli elettroni è dovuto ad un alunno di Curie alla Scuola di Fisica e Chimica Industriale di Parigi, Paul Langevin (1872-1946) a partire dal 1905(11). Già in una sua memoria del 1904(12) Langevin scriveva:

L’origine della radiazione elettromagnetica, di tutta la radiazione, è nell’elettrone che subisce un’accelerazione. E’ attraverso gli elettroni che la materia agisce come sorgente di onde hertziane o di luce. Ogni accelerazione, ogni cambiamento che ha luogo nello stato di moto degli elettroni, si manifesta nell’emissione di onde. Il carattere delle onde emesse cambia a seconda se l’accelerazione è improvvisa, discontinua o periodica.

        Nelle tre successive memorie del 1905 Langevin sviluppava la sua teoria del magnetismo fondata sulla teoria degli elettroni di Lorentz (e servendosi di alcuni risultati di Larmor), nell’ultimo lavoro del 1905 citando un altro grande scienziato, che lavorò in modo molto importante alle questioni in discussione, l’altro francese Pierre Weiss (1865-1940).

        Langevin concepiva la materia come formata da elettroni in un continuo e periodico movimento, come pensati nella teoria di Lorentz (nella spiegazione dell’effetto Zeeman). La stabilità delle molecole(13) era garantita dall’azione mutua tra elettroni, alcuni dei quali essendo positivi ed altri negativi (Langevin introduce la stabilità ma non entra in dettagli che avrebbero compromesso la sua teoria). Gli elettroni dovevano costituire le correnti molecolari di Ampère ed essere all’origine di diamagnetismo e paramagnetismo. Il primo fenomeno doveva originarsi dalla reazione contro la presenza di un campo magnetico inducente a seguito della legge di Lenz (supposta valida a scala atomica), il secondo invece da un cambiamento dell’orientazione delle orbite. E’ quanto Voigt e J.J. Thomson avevano sostenuto ma ora con risultati importanti che discendono da un attenta formalizzazione della teoria.

        Facciamo i conti di Langevin (utilizzando il suo simbolismo che come si potrà notare differisce con altri simbolismi utilizzati) nel caso più semplice, quello in cui la traiettoria dell’elettrone è circolare ed il campo inducente perpendicolare al piano dell’orbita (ipotizzando un nucleo al centro dell’orbita), per comprendere il fenomeno del diamagnetismo.

        Un elettrone di massa m si trova su una traiettoria circolare di raggio r e con una velocità angolare costante ω ed una velocità v = ωr (secondo l’elettromagnetismo classico un elettrone in moto orbitale è equivalente, rispetto agli effetti magnetici, ad un magnete elementare con momento magnetico perpendicolare al piano orbitale). L’elettrone è soggetto da parte del nucleo ad una forza F di attrazione che equilibra la forza centrifuga:

2r = F

Facciamo ora agire un campo magnetico di intensità H perpendicolarmente al piano della traiettoria. L’elettrone in moto, che equivale ad una piccola corrente elettrica, risulta sottoposto ad una forza magnetica (forza di Laplace) d’intensità Hev(14) diretta lungo il raggio ed avente il verso che dipenderà dai versi relativi del campo e del moto dell’elettrone. Ciò comporta che la velocità angolare dell’elettrone subisce, sotto l’azione di tale forza, un aumento Δω (si tratta della precessione di Larmor(15)) tale da rendere ancora uguale il nuovo valore della forza centrifuga con la risultante delle forze radiali:

                                      F – Hev = m.(ω + Δω)2.r                                  (1)

Supponendo Δω molto piccolo rispetto ad ω, la quantità Δωè trascurabile ela precedente equazione diventa:

La variazione ΔM del momento M che si ha in corrispondenza della variazione Δω della velocità angolare ω, sarà data da:

da cui, finalmente:

        Langevin ha mostrato che questo risultato, trovato nel caso delle ipotesi più semplici (solo la velocità angolare risulta modificata mentre il raggio r resta inalterato), è generale, salvo particolari condizioni (F che varia come l’inverso del cubo della distanza cosa che è però esclusa in quanto questo andamento si ha solo nel caso elettrostatico).  Si osservi il segno negativo: esso mostra che l’effetto è diamagnetico. Una sola breve considerazione relativa all’antimonio e bismuto, sostanze fortemente diamagnetiche  che invece mostrano far dipendere le loro proprietà dalla temperatura. Una delle ipotesi che si faceva era relativa all’esistenza di grandi orbite elettroniche abbraccianti più di un atomo.

         Calcoliamoci ora il verso del momento M.

        Quando il magnete equivalente all’orbitare dell’elettrone ha un momento con lo stesso verso del campo, la forza f = Hev di Laplace è diretta verso l’esterno (si veda la figura a); la velocità dell’elettrone e di conseguenza il momento magnetico diminuiscono quando è applicato il campo magnetico; ΔM risulta avere un verso opposto al campo.

        Quando invece il momento ha verso opposto ad H, la forza f di Laplace è diretta verso il centro  (si veda la figura b); l’applicazione del campo magnetico aumenta la velocità dell’elettrone e di conseguenza il valore assoluto di MΔM risulta ancora avere un verso opposto al campo.

        Passiamo ora da un elettrone a tutti gli elettroni costituenti il materiale diamagnetico.

        Qualunque sia il verso di rotazione di ciascun elettrone, la sua velocità angolare risulta modificata dall’applicazione di un campo magnetico esterno sempre in modo da  produrre una variazione di momento ΔM in senso opposto a quello del campo. Questa modificazione ΔM sparisce simultaneamente al campo inducente.

        Ogni orbita risulta modificata in modo da acquistare un momento supplementare diretto in verso opposto al campo, il momento dell’atomo nella sua totalità sarà anch’esso modificato nello stesso verso qualunque sia il suo valore in origine.

        Nelle sostanze paramagnetiche il momento originato dal campo si somma con quello proprio dell’atomo; nelle sostanze che non sono paramagnetiche esiste solo il momento diamagnetico.

        Il diamagnetismo appare così come una proprietà generale della materia esistente sia nelle sostanze paramagnetiche che nelle altre. E’ facile osservarlo nei corpi con momento atomico nullo ma esso esiste  anche quando è mascherato dal paramagnetismo che è generalmente molto più intenso di esso.

        Se tutte le traiettorie elettroniche di un atomo avessero lo stesso raggio r  e se esse fossero tutte perpendicolari al campo, l’alterazione del momento magnetico di un grammo atomo di sostanza dovuta al campo H sarebbe:

dove è il numero di Avogadro ed N è il numero atomico. Da ciò segue che il coefficiente di magnetizzazione atomica avrebbe per valore:

        Poiché le traiettorie non hanno tutte lo stesso raggio, si potrà indicare con R2 la media dei valori di r2 per l’atomo considerato. In definitiva la teoria completa mostra che, se si tiene conto dell’obliquità del campo rispetto alle orbite, supponendo di avere tutte le orientazioni possibili in una porzione stesa di materia, occorrerà moltiplicare il valore di χ per 2/3. Ed in definitiva si trova il valore che, con buona approssimazione, per quasi tutte le sostanze diamagnetiche, ogni dato sperimentale fornisce:

        La fissità delle righe spettrali al variare della temperatura mostra poi che il diamagnetismo dipende molto poco dalla temperatura ed infatti nelle relazioni visti non vi è una qualche dipendenza. Ciò è inoltre in acco4rdo con i dati empirici di Curie. Il diamagnetismo varia ancora molto poco con il variare degli stati fisici e chimici da cui si deduce che il diamagnetismo è una proprietà atomica.

        Possiamo ora passare a vedere cosa accade in sostanze paramagnetiche ed in particolare come si rende conto della legge di Curie χ = C/T (con C che è la solita costante di Curie). Indicando con σ la magnetizzazione (σ = χ.H) la legge di Curie si può scrivere:

σ = CH/T

         Il problema consiste nel cercare come σ dipenda dalle due variabili H e T. Utilizzando la termodinamica Langevin mostrò che le due variabili in oggetto erano legate tra loro in modo che in realtà σ è funzione del solo rapporto di H/T. Ciò vuol dire che Langevin riuscì a trasformare il problema da due ad una variabile. Vediamo come:

        Siano T e σ le variabili indipendenti. Poiché in un gas perfetto l’energia U è funzione solo della temperatura e non di σ, si ha:

dU = cσ.dT

dove  cσ,che è il calore specifico a magnetizzazione costante, è anch’esso funzione della sola temperatura. Il calore elementare trasferito durante la magnetizzazione è:

dQσ = dU – dW

dove dW è il lavoro fatto sul corpo dal campo esterno che si può mostrare essere dW = H.dσ. Quindi:

 dQσ =  cσ.dT – H.dσ

Indicata ora con S l’entropia, segue:

Questa espressione deve risultare un differenziale esatto e quindi deve essere:

H/T non essendo dipendente dalla temperatura è funzione solo dell’altra variabile σ o, inversamente:

come volevamo mostrare.

        La magnetizzazione cresce a partire da zero nello stesso tempo che il campo H. Considerando solo delle deboli magnetizzazioni, sarà legittimo ridurre questa espressione al primo termine del suo sviluppo in serie di Taylor e scrivere:

che è proprio la legge di Curie che Langevin è riuscito a trovare.

        Ma lo studio di Langevin andò molto oltre in modo più sofisticato trattando il paramagnetismo come un fenomeno assimilabile alla legge che fornisce la ripartizione in altezza delle molecole di un gas pesante in un recipiente cilindrico verticale. In tale recipiente, in assenza di gravità, l’agitazione termica ripartirebbe uniformemente le molecole. Se reintroduciamo la gravità e togliamo l’agitazione termica, le molecole andrebbero ad ammucchiarsi in fondo al recipiente lasciando vuoto lo spazio sovrastante. Il caso intermedio che prevede l’esistenza simultanea di gravità ed agitazione termica, la densità del gas diminuisce man mano che ci si sposta verso la sommità del recipiente, partendo dal fondo di esso. Tale densità risulta quindi funzione dell’altezza e della temperatura.

        Boltzmann aveva studiato un fenomeno del genere ed aveva ricavato un teorema di meccanica statistica che forniva il rapporto delle densità a due livelli determinati, quando un gas è in equilibrio alla temperatura assoluta T. L’energia potenziale di una molecola cresce con l’altezza a cui si trova. Tra due livelli dati la differenza di energia potenziale è W. Ed il teorema di Boltzmann mostra  che il rapporto delle densità a questi livelli è dato da:

dove e è la base dei logaritmi neperiani ed rT è una quantità uguale ai 2/3 dell’energia cinetica di traslazione di una molecola. Il valore di r è dato dal rapporto della costante R dei gas ed il numero A di Avogadro: r = R/A.

        Il caso del gas che si magnetizza si può trattare come quello del gas pesante. Quando siamo in assenza di campi, gli assi dei momenti delle molecole sono ripartiti a caso in modo che proiettandoli su una retta la somma di tali proiezioni è nulla. Se invece si suppone il gas sottoposto al campo magnetico ma sottratto all’agitazione termica tutti i magnetini elementari sono orientati nella direzione del campo ed il gas possiede la più grande magnetizzazione che possa avere (come il gas pesante al fondo del recipiente). Quando infine campo ed agitazione termica agiscono simultaneamente, compare la magnetizzazione che cresce al crescere di H e diminuisce al crescere di T. Qui l’energia potenziale dipende dall’angolo α formato dal campo e dall’asse magnetico della molecola. Indicando con μ il momento magnetico molecolare, l’energia potenziale W è data dalla relazione:

W = – μ.H.cosα

Applicando il citato teorema di Boltzmann, anche qui valido, si trova che il numero di molecole il cui asse fa con il campo un angolo α, per unità di angolo solido, è proporzionale a:

Il problema è ora una questione di calcolo. E’ dato il numero totale di molecole ed è data la loro ripartizione tra le diverse direzioni. Per trovare la magnetizzazione specifica occorrerà fare la somma delle proiezioni dei momenti sulla direzione del campo per tutte le molecole contenute nell’unità di massa. Questo calcolo è molto elaborato e Weiss lo ha fatto(16) trovando per la magnetizzazione specifica σ:

                                                                                        (2)

L’espressione è in funzione della variabile a data da:

                                                                                                    (3)

che rappresenta il numero delle molecole che formano un angolo α con il campo. In accordo con la termodinamica, la magnetizzazione dipende solo dal rapporto H/T.  La (2), come vedremo subito, origina la curva di Langevin. essa fornisce  σ in funzione di a. Per piccoli valori di a la (2) può essere sostituita  dal suo sviluppo in serie che, al solo primo termine (quello che ci interessa) fornisce:

                                                   σ/σ= a/3.                                           (4)

Da ciò si ricava (si veda la figura seguente) che per un certo intervallo si può confondere la curva con la sua tangente nell’origine che è proprio σ/σ= a/3. E questa approssimazione è sempre possibile anche per campi H molto intensi ed a temperatura ordinaria.

        La quantità σ0 è una costante caratteristica del gas che è uguale (si veda la nota 16 per il calcolo) al prodotto del momento di una molecola moltiplicato per il numero di molecole contenute nell’unità di massa. Essa rappresenta quindi la magnetizzazione specifica che avrebbe la sostanza se gli assi di ogni molecola fossero paralleli al campo. Si chiama, in genere, saturazione assoluta risultando essere il limite superiore per σ.

        La rappresentazione grafica della (2) è la curva di Langevin:

        Nonostante questi successi, se si fosse indagato più a fondo si sarebbero scoperte cose che saranno chiarite solo con la fisica dei quanti. Ad esempio, nella trattazione di Langevin non figura mai l’interazione tra molecole che invece svolgono un ruolo importante, soprattutto tra i materiali ferromagnetici.

        Langevin, in conclusione dei suoi lavori, si espresse su questo problema. Egli scrisse che per spiegare le curve di magnetizzazione sarebbero state necessarie ulteriori ipotesi rispetto a quelle che egli stesso aveva avanzato per spiegare il dia ed il paramagnetismo. Tra queste, sarebbe stato necessario, appunto, assegnare un ruolo maggiore all’interazione tra i momenti magnetici delle molecole e questa sola ulteriore ipotesi avrebbe reso il problema di gran lunga più complesso. Ed è a questo punto che Langevin citò i lavori che aveva iniziato Weiss. 

        Fu infatti il fisico francese Pierre Weiss (1865-1940) che iniziò a studiare tali problemi, dopo aver fatto importanti esperienze (tra il 1896 ed il 1905) proprio su materiali ferromagnetici, come la magnetite, con proprietà di marcata anisotropia. Fu nel 1907 che Weiss propose la sua teoria del campo molecolare (P. Weiss. L’hypothèse du champ moléculaire et la propriété ferromagnétique, J. de Phys., 1907, 4e série, t. 6, p. 661).

TEORIA DI WEISS DEL CAMPO MOLECOLARE

        Prima di passare a trattare l’argomento, è utile ricordare che, a partire dal 1905, con i lavori di Einstein, si era iniziato ad applicare alla spiegazione fisica la teoria dei quanti che Planck aveva ricavato nel 1900. E la teoria dei quanti è stata alla base dei grandissimi successi della fisica nel Novecento. I quanti saranno introdotti nella spiegazione dei fenomeni magnetici solo nel 1924 ad opera, come vedremo, di Debye. E più la teoria dei quanti avanzava e più complete spiegazioni si ottenevano. Per parte sua invece lo studio del magnetismo dette i suoi maggiori contributi alla fisica dei quanti nel campo della meccanica statistica quantistica e della termodinamica. Queste due branche della fisica, prima che il magnetismo le utilizzasse, erano indirizzate quasi esclusivamente alla fisica dei gas. Poi venne introdotto nel magnetismo un concetto importante, quello che voleva quei fenomeni come fenomeni cooperativi, ebbene questo primo passo ha permesso importanti avanzamenti negli studi termodinamici delle transizioni di fase rendendo la meccanica statistica uno degli strumenti più importanti per lo studio dello stato solido.

        Questa premessa serviva per dire che il primo passo, estremamente importante, nell’indicare i fenomeni magnetici come fenomeni cooperativi fu di Pierre Weiss (1907). A questo fisico è dovuto il primo moderno studio dei fenomeni magnetici con l’introduzione e sviluppo della teoria del campo molecolare. Per averne una giustificazione completa occorrerà attendere un lavoro di W. Pauli del 1928.

        Seguirò quanto lo stesso Weiss scriveva nel suo Magnétisme (scritto insieme a Gabriel Foex nel 1926).

        Esiste un gran numero di sostanze nelle quali la magnetizzazione è proporzionale al campo ma il coefficiente di magnetizzazione, che risulta positivo, non varia con l’inverso della temperatura. La legge di Curie si applica alle sostanze le cui molecole sono libere di orientarsi come quelle di un gas perfetto e non resistono all’azione di un campo esterno che in ragione della loro agitazione termica. Reciprocamente, ci si può rendere conto che se una sostanza le cui molecole sono dotate di momenti determinati non segue la legge di Curie, i magneti elementari sono soggetti a delle azioni mutue.

        Per affrontare sistematicamente i risultati di misure fatte e l’ipotesi di azioni mutue tra molecole, partiamo da un’ipotesi semplice che, più oltre, vedremo rendere conto in modo soddisfacente di un gran numero di fatti. Ammettiamo che in un corpo magnetizzato l’azione dell’insieme delle molecole dotate di momenti magnetici le une sulle altre è equivalente ad un campo magnetico proporzionale alla magnetizzazione σ e con la medesima direzione.

        Questo campo, indicato con Hm è il campo molecolare per il quale si ha:

Hm = n.σ

dove n è una costante. L’introduzione di questo campo, regolato da forze che non sono necessariamente di origine magnetica (ma probabilmente elettrostatica), serve per rendere conto delle proprietà delle sostanze ferromagnetiche. E’ un qualcosa di artificioso, diceva Weiss, che serve per esprimere numericamente delle forze sulla natura delle quali egli non faceva ipotesi.

        Una sostanza dotata di campo molecolare differisce da un gas perfetto per il fatto che il campo esterno H è sostituito dal campo totale, somma del campo esterno e del campo molecolare. Con l’introduzione del campo molecolare, la legge di Curie diventa:

da cui, ricavando σ si trova:

Ricordando ora che σ = χ.H, per il coefficiente di magnetizzazione (suscettività) χ si trova:

Da quest’ultima relazione si può vedere che χ, quando θ = cn, quando siamo cioè ad una certa temperatura θ, che uguaglia T, allora χ diventa infinita. Questa temperatura θ ha il nome di Punto di Curie definito, nella teoria del campo molecolare, proprio da θ = cn. Introducendo questo valore nell’ultima espressione che ci forniva χ, troviamo:

 C = χ.(T – θ).

E questa espressione è la definizione della Costante di Curie C.

        Abbiamo prima visto che il Punto di Curie è quello, in corrispondenza del quale il coefficiente di magnetizzazione diventa infinito. Studiamo allora le sostanze ferromagnetiche al di sotto del Punto di Curie a partire dalla legge del paramagnetismo di Langevin:

                                                                                   (5)

dove:

                                                                                 (6)

con σ magnetizzazione specifica, σ0 saturazione assoluta, m una grammololecola, R la costante dei gas, T la temperatura assoluta ed Ht il campo totale uguale al campo esterno a cui si deve sommare il campo molecolare Hm: = nσ:

                                                     H= H + Hm                                (7)

        Iniziamo con il supporre che il campo molecolare esista da solo. In tal caso, come vedremo, le sostanze ferromagnetiche possono assumere una magnetizzazione indipendentemente da un campo magnetico esterno. quando quest’ultimo è nullo è di conseguenza è il solo campo molecolare ad agire, la (6) diventa:

                                             aRT = mσ0Hm =  mnσ0σ                       (8)

Questa equazione, per un dato valore di T, è rappresentata dalla retta OA di figura seguente che ha equazione  a = k.σ concoefficiente angolare k = mnσ0/RT (si ricordi che σè una costante):

Combinando questa retta con il grafico della (5), che abbiamo visto più su, abbiamo, tramite la variabile ausiliaria a, il sistema nelle variabili σ e T che risolve graficamente il problema tramite il punto A d’intersezione delle due curve.  

        Si vede facilmente che il sistema σ/σ0 = 0 e a = 0  ha, in corrispondenza del punto O del grafico, per soluzione Hm = 0. E si può mostrare che Hm = 0 anche quando ci troviamo nel punto A. Ma mentre in O si ha uno stato instabile, in A lo stato è stabile. Infatti, supponiamo di intervenire dall’esterno per modificare l’orientamento delle molecole dando a σ/σun valore un poco inferiore a quello che ha in A. In corrispondenza il valore di a che troviamo sulla retta, sarà un poco superiore a quello che richiede la curva di Langevin per la stessa magnetizzazione. Ora, questi valori di a sono proporzionali al campo molecolare ed al campo richiesto dalla formula di Langevin. Il primo di essi farà crescere a in modo da far aumentare la magnetizzazione fino al al punto A. Ed una magnetizzazione un poco superiore a questo valore non sarà possibile.

        Quanto detto ci deve convincere dell’esistenza di una magnetizzazione spontanea mentre l’esperienza ci fa conoscere la magnetizzazione solo come conseguenza dell’applicazione di un campo magnetico o al momento o in passato. Questo risultato non deve sorprendere perché in modo analogo un liquido può esistere quando la pressione esterna è nulla, solo per la sola pressione interna. Resta da capire  perché in un pezzo di ferro o d’acciaio allo stato neutro questa magnetizzazione sfugge all’osservazione. Ci si rende però conto che non c’è niente che determina la direzione nella quale si produrrà la magnetizzazione spontanea. Affidata al caso, essa prenderà ogni direzione possibile in una parte di materia per quanto poco estesa che apparirà neutra per compensazione con altre parti. Quanto detto è molto importante perché introduce alla teoria dei domini di Weiss. Le sostanze ferromagnetiche devono essere dotate di domini, cioè di regioni molto piccole, contenenti da 1012 a 1015 atomi, che sono magnetizzate a saturazione (i momenti magnetici dei singoli atomi hanno tutti una sola direzione) ma hanno zone limitrofe con analoga magnetizzazione ma in direzioni diverse così che, in definitiva, un blocco di tale sostanza può non presentare proprietà magnetiche. Ed il caso di cui si diceva discende dal meccanismo della cristallizzazione confusa dei corpi solidi. Ci si rende conto che il ruolo del campo esterno non è quello di provocare la magnetizzazione ma di renderla osservabile in modo evidente e la magnetizzazione spontanea è la saturazione relativa (non quella assoluta di Langevin) alla temperatura considerata (osservo qui che, riferendosi al ciclo d’isteresi, la magnetizzazione spontanea viene riferita ad un singolo dominio mentre la magnetizzazione residua si riferisce all’intero campione).

Da Kitaigorodskij: i domini di Weiss come li consideriamo oggi (la rappresentazione è bidimensionale e riguarda un cristallo di ferro. I punti indicano il verso della magnetizzazione diretto a chi guarda e le lineette il verso opposto

Da Kitaigorodskij: i domini di Weiss come si consideravano ai tempi di Weiss. Questo disegno è del tutto superato e non descrive alcuna teoria o ipotesi fisica. In passato si pensava anche che durante la magnetizzazione il dominio ruotasse di un certo angolo per disporsi nella direzione del campo e che più forte era la magnetizzazione maggiore risultava l’ordine nella distribuzione dei domini. Le cose non stanno così come è stato possibile vedere con il microscopio elettronico.

        Non c’è dunque una differenza sostanziale tra un corpo magnetizzato ed un corpo paramagnetico fortemente magnetizzabile. Ambedue sono magnetizzati alla saturazione e mentre in uno la magnetizzazione è coordinata nell’altro è confusa. E’ comunque vero che un campo esterno che si somma al campo molecolare deve cambiare non solo l’orientazione ma anche la grandezza della magnetizzazione (anche se quest’ultima è generalmente piccola perché un campo molecolare è dell’ordine di 8 milioni di gauss mentre i campi esterni non vanno oltre dei 70 mila gauss). La variazione della grandezza della magnetizzazione diventerà significativa solo quando ci avviciniamo alla temperatura di transizione tra ferromagnetismo e paramagnetismo come cercheremo ora di capire.

        Quando la temperatura cresce la retta ruota verso l’asse delle ordinate ed il punto A si avvicina sempre più all’origine e per un valore della temperatura uguale a θ la retta diventerà tangente alla curva.

        In corrispondenza di tale valore della temperatura sparisce la magnetizzazione spontanea indipendente dal campo esterno. Questa temperatura  T = θ è quella che corrisponde al Punto di Curie, definito come quel punto in corrispondenza del quale il coefficiente di magnetizzazione diventa infinito (non vi è più intersezione tra le due curve) e che segna la transizione tra sostanze ferromagnetiche e sostanze paramagnetiche. Quando T > θ allora la magnetizzazione si ottiene solo applicando un campo esterno. Quando T < θ allora si ha magnetizzazione spontanea e l’applicazione di un campo esterno si somma a tale magnetizzazione.

        Vediamo un poco meglio la condizione del punto di Curie che separa le zone di ferromagnetismo e diamagnetismo.

        Riprendiamo la relazione (6):

                                                                                     (6)

e sostituiamo in essa al campo totale Ht il suo valore e ad a l’espressione che si ricava dall’approssimazione σ/σ= a/3 [data dalla (4)] e cioè a = 3.σ/σ0:

                                                                                   (7)

Questa espressione si può anche scrivere:

                                                                                           (8)

dove C vale:

                                                                                                   (9)

che è l’equazione di Weiss.

        Considerando la (8) si vede che la quantità σ/H  diventa infinita in corrispondenza di una temperatura θ = nC dato esplicitamente da:

                                                                                                 (10)

ossia proprio in corrispondenza di quella temperatura alla quale sparisce il magnetismo forte.

        Sempre riferendosi all’espressione (8) dovrà risultare, per campi non intensi ed a temperature elevate (in tali condizioni ci troviamo nel primo tratto della curva di Langevin), che il rapporto H/σ è proporzionale a T – θ, cioè a quanto la temperatura T supera il Punto di Curie. Si tratta di una legge lineare verificata sperimentalmente.

        Mettendo a sistema la (8) e la (10):

                                                 aRT = mnσ0σ                                     (8)

                                                                                            (10)

si trova:

                                                                                             (11)

che messa a sistema con la (5):

                                                                                       (5)

ci permette, eliminando la a, di trovare la relazione generale che lega σ/σ e  T/θ.

        La legge che si trova è rappresentata dalla curva seguente:

ed è una legge uguale per tutti i corpi nel senso che segue: se si prendono due corpi diversi a temperature T differenti ma tali che il rapporto T/θ abbia lo stesso valore per entrambi, quei due corpi avranno anche lo stesso valore del rapporto σ/σ0 e si troveranno in stati magnetici corrispondenti.

        La teoria di Weiss non fu accolta in modo entusiasta. Ci volle del tempo prima che ulteriori dati sperimentali, nuovi fenomeni previsti dalla teoria e ulteriori elaborazioni della teoria stessa convincessero via via gli ambienti scientifici.

       Intanto vi fu una importante intuizione di Weiss nel 1911(17), probabilmente sotto l’impulso della quantizzazione che avanzava in molti campi della fisica. Egli trovò che i momenti magnetici di tutte le molecole conosciute erano multipli di un dato massimo comune divisore che egli chiamò magnetone, il cosiddetto magnetone di Weiss da non confondere con l’unità di momento magnetico al quale nel 1920 Pauli dette il nome di magnetone di Bohr, espresso da:

e che è quasi cinque volte più grande di quello di Weiss. Inoltre, come fu scoperto nel 1925, il magnetone di Bohr è il momento magnetico di un elettrone. Ed il 1925 segna l’inizio della scomparsa nella fisica del magnetone di Weiss.

        In definitiva, anche se da una parte le elaborazioni di Langevin e Weiss rispondevano a molti fatti sperimentali, pur essendo ricavate dall’apparato concettuale della fisica classica, dall’altra aprivano all’interpretazione dei medesimi fatti sperimentali alle teorie quantistiche. La cosa fu notata dallo stesso Bohr nella sua dissertazione per il dottorato del 1911(18) quando sostenne che i risultati dei due fisici francesi erano stati ricavati perché avevano fatto ipotesi di carattere quantistico e che proprio con la fisica quantistica sarebbe stato necessario rivedere l’intera teoria.

        Riguardo alla correttezza di alcune ipotesi di Weiss, quelle dei domini che erano state accolte con un certo scetticismo, vi furono dei riscontri importanti sull’esistenza di essi ad opera del tedesco Heinrich Barkhausen (1919) e dello statunitense Francis Bitter (1921). Il primo, nelle sue ricerche sperimentali, si servì di un microscopio dotato di amplificatore e riuscì ad ascoltare i crepitii dovuti ai cambiamenti della magnetizzazione in varie zone di un materiale ferromagnetico. Fu Barkhausen, come già accennato, che studiò la zona (II) del ciclo d’isteresi quando la (I) era stata studiata da Rayleigh

Da: Magnétisme. Fondements.  La zona studiata da Rayleigh è quella indicata con (I) mentre quella studiata da  Barkhausen è la (II). Fu Barkhausen  che introdusse i cosiddetti salti di Barkhausen (sostegno alla teoria dei domini ferromagnetici). In pratica la magnetizzazione avveniva per salti e non con continuità.

        Bitter utilizzò invece una sospensione colloidale di materiale magnetico. Con essa cosparse la superficie di un monocristallo riuscendo a vedere al microscopio i domini che andavano cambiando di orientazione con un metodo che ricorda quello della limatura di ferro.

        Ed è a questo punto che si ebbero gli sviluppi, che ho già trattato, nello studio dei calori specifici  e nel raggiungimento delle basse temperature, sui quali non torno.

        Ma ormai la fisica dei quanti premeva in ogni campo della fisica e gli ulteriori sviluppi nella comprensione del magnetismo, verranno da questa teoria. Mi occuperò di questa parte nel successivo articolo.

Roberto Renzetti


NOTE

(1) Fra le molte comunicazioni all’Académie des Sciences de Paris ve ne furono due di una certa importanza fatte il 30 ottobre 1820 da Jean Baptiste Biot (1774-1862) e Felix Savart (1791-1841). Anche se non c’è una precisa documentazione scritta, risalente all’epoca delle comunicazioni all’Académie, sulle ipotesi e sugli esperimenti da cui mossero Biot e Savart, che permetta un giudizio critico sul loro contributo alla spiegazione delle «forze di Oersted», i due fisici riuscirono a fornire una determinazione molto accurata della legge di forza tra una corrente ed un ago magnetico. Alla determinazione di questa legge, nella sua forma integrale definitiva, contribuì anche Laplace come ricorda Biot:

… Egli (Laplace) ha dedotto matematicamente dalle nostre osservazioni la legge della forza esercitata singolarmente da ogni tratto di filo su ogni molecola magnetica ad esso esposta. Questa forza è diretta, come l’azione totale, perpendicolarmente al piano formato dall’elemento longitudinale di filo e dalla più breve distanza tra questo elemento e la molecola magnetica sollecitata. La sua intensità, come nelle altre azioni magnetiche, è inversamente proporzionale al quadrato di questa stessa distanza.

        La legge dedotta da Laplace è relativa ad un elemento infinitesimo di filo ds percorso da una corrente i che agisce con un polo magnetico situato ad una distanza r da esso. La forza dH, perpendicolare al piano r, ds, che passa per il polo magnetico e per ds,che si esercita tra corrente e polo magnetico è data da:

dove θ è l’angolo formato dai vettori r e ds.  Si deve notare che anche qui, come in ciò che troverà Ampère, si presenta un angolo, una forza cioè dipendente da un angolo, cosa inimmaginabile nelle azioni newtoniane.

        Come si vede, anche questa è una legge che ha una grande analogia formale con quella di Coulomb e quella di Newton: l’andamento con l’inverso del quadrato della distanza ed il riconoscimento stesso di un’azione a distanza bastano per ora a far intravedere la presenza rassicurante di Newton e ad allontanare lo spettro delle forze «disordinate» ed «in permanente conflitto».

(2) I lavori di Faraday, prima di trovar posto nella raccolta dei due volumi delle sue Experimental Researches in Electricity, erano via via pubblicati sulle più prestigiose riviste scientifiche britanniche come le Philosophical Transactions ed il Philosophical Magazine. Credo sia più comodo dare il riferimento della raccolta dei suoi lavori e poiché esistono in varie edizioni basta dare il numero della serie di ricerche per trovare ciò che interessa (con, eventualmente, il numero del paragrafo).

(3) Lo stesso Faraday, in apertura della serie ventesima di ricerche, in una nota diceva che era stato avvertito dal suo amico Wheatstone che Antoine César Becquerel (1788 – 1878) aveva trattato di tale fenomeno in una memoria presentata all’Accademia delle Scienze di Parigi nel 1827. Fu comunque Anton Brugmans il primo ad osservare e descrivere il fenomeno utilizzando il bismuto (Philosophische Versuch über die magnetische Materie, und deren Wirkung in Eisen und Magnet. Leipzig, 1784). Dopo di lui sembra lo abbia osservato Coulomb (così scrive Becquerel), quindi Becquerel nello stesso anno (1827) di Baillif (il primo con il legno ed il secondo con bismuto ed antimonio). Infine Seebeck nel 1828 con sostanze diverse. Queste notizie ce le fornisce lo stesso Faraday alla fine di questa sua memoria (la parte seconda) fornendoci anche le indicazioni bibliografiche degli articoli dei ricercatori citati.

(4) I cristalli possono essere isotropi o anisotropi. Sono isotropi quei cristalli come il vetro che non hanno particolari proprietà che variano al variare della direzione da cui si osservano e che prendiamo in considerazione. Sono invece anisotropi quei cristalli le cui proprietà dipendono dalla direzione che in essi si sceglie.  Sono monoassiali quei cristalli anisotropi con una delle possibili direzioni, l’asse ottico, che ha una proprietà particolare: facendo ruotare il cristallo intorno a tale direzione, l’anisotropia non si manifesta. Le proprietà ottiche di tali cristalli rimangono invariabili lungo tutte le direzioni che formano un medesimo angolo con l’asse ottico.

(5) Nell’indagare le azioni tra correnti, Ampère aveva presentato una legge di azione tra due fili rettilinei percorsi da corrente: la forza che si esercita tra due fili, percorsi dalle correnti i1 ed i2, orientati come in figura:

nella forma:

e questa formula si riduce a quella elementarmente nota quando le due correnti sono parallele e rettilinee,

         Il programma di Ampère passò all’attenzione dei fisici tedeschi e particolarmente di Weber che sull’argomento scrisse varie memorie. Nella prima memoria Elektrodynamische Maasenbestimmungen uber ein allgemeines Grundgesetz der elektrischen Wirkung ovvero: “Determinazione di una misura elettrodinamica a proposito di una legge universale di azione elettrica” (Abhandlungen Leibnizens Ges., Leipzig, p. 316, 1846) aveva mostrato che le forze elettrodinamiche da lui ipotizzate dipendono non solo dalla distanza ma anche dalla velocità e dall’accelerazione e, più tardi nella Elektrodynamische Maasbestimmungen, insbesondere über das Princip der Erhaltung der Energie ovvero “Sulle misure in elettrodinamica con particolare riferimento al principio di conservazione dell’energia” (Abhandlungen der mathem. phys. Classe der Koenigl. S’achsischen Gesellschaft der Wissenschaften, Vol. X, Jan. 1871), che tali forze soddisfano sempre il principio di conservazione della forza salvo i casi di velocità enormi, tali da superare la velocità della luce.

         Nella concezione di Weber una corrente elettrica è costituita da due flussi di uguale densità in verso opposto di cariche statiche rispettivamente positive e negative. Con tali ipotesi Weber ricavò, nella sua memoria del 1846, la legge elementare di Ampère da una legge di forza tra cariche, ancora più elementare di quella di Ampère:

nella sesta memoria sull’argomento, quella del 1871, la legge di forza diventava:

dove e ed e’ sono le cariche elettriche, ε ed ε’ sono le rispettive masse delle cariche (è questa una importante novità), r è la distanza tra le cariche, c è la costante di Weber,


sono rispettivamente la velocità e l’accelerazione delle cariche. A parte qualche fattore numerico, la differenza tra le due leggi sta nel denominatore della seconda. In esso al prodotto rr è sottratta una quantità che è il prodotto di una r per una quantità che deve avere (ed ha) le dimensioni di una lunghezza.

          Weber aggiunse a queste sue elaborazioni anche un’ipotesi che può sembrare sorprendente: le particelle elettriche non possiedono solo quantità di elettricità (carica) ma anche massa con la conseguenza che a determinate distanze (distanza critica) l’azione di repulsione tra cariche elettriche deve tramutarsi in attrazione e viceversa e Weber fornisce anche il valore di tale distanza:

dove e ed e’ sono le cariche elettriche, ε ed ε’ sono le rispettive masse delle cariche e c è la costante di Weber. Ed è una davvero strana coincidenza che questa quantità corrisponda all’espressione che ci fornisce la classica espressione per il raggio dell’elettrone. Questa quantità fu chiamata da Weber distanza critica.

         Un’altra osservazione riguarda l’ultimo termine tra parentesi. In luogo dell’accelerazione d2r/dt2 compare ora la quantità f. Weber considerava qui separatamente l’accelerazione delle particelle cariche dovuta alla loro mutua azione dall’accelerazione dovuta ad altre cause. La legge di forza presentata era quindi indipendente dall’azione reciproca tra le particelle cariche. Scriveva Weber:

In secondo luogo un altro importante risultato segue da questa espressione che fornisce la forza, quando cioè le particelle e ed e’ sono dello stesso tipo, esse non risultano sempre respingersi, così quando d2r/dt2 < cc + 2rf , esse si respingono quando

ed al contrario esse si attraggono quando

era dunque ben evidenziata la questione della distanza critica nel seguito della memoria si davano le condizioni per la distanza r in corrispondenza della quale non vi era attrazione (r > distanza critica) e quella in corrispondenza della quale vi era attrazione (r < distanza critica).       

        Il lavoro verrà ripreso, e penetrato in tutta la sua potenza esplicativa e predittiva da William Thomson nel 1852 in un contesto di teoria dinamica del calore e di acquisita conservazione dell’energia.

(6) Una bibliografia dei lavori sul magnetismo è la seguente:

1824. Poisson … I. Mémoire sur la Théorie du Magnétisme. Lu à l’Académie royale des Sciences le 2 février I824 (Mémoires de l’Académie des Sciences, années 1821 et 1822 , t. V, p. 247-338). – Extraits du même (Annales de Chimie et de Physique, t. XXIV, p. 113-137; 1824. Bulletin de la Société Philomathique, année 1824, p. 3-9).
1824. Poisson……. II. Second Mémoire sur la Théorie du Magnétisme. Lu à l’Académie royale des Sciences le 27 décembre I824 (Mémoires de l’Académie des Sciences, années I982 et I822, t. V, p. 488-553). – Extraits du même (Annales de Chimie et de Physique, t. XXVIII, p. 5-18; 1825. Poggendorff’s Annalen den Physik und Chemie, t. III, p. 429–440 ; 1825).
1826. Poisson……. III. Mémoire sur la Théorie du Magnétisme en mouvement. Lu à l’Académie des Sciences le I0 juillet 1826 (Mémoires de l’Académie des Sciences, année I823, t. VI, p. 441-570). –Extraits du même (Annales de Chimie et de Physique, t. XXXII, p. 225-240; 1826. Nouveau Bulletin de la Société philomathique, année 1826, p. 115-117 et 132-133).
I828. George Green ..IV. An essay on the application of mathematical Analysis to the theories of Electricity and Magnetism. Nottingham, 1828. – Traduction allemande du même (Crelle’s Journal für reine und angewandte Mathematik, t. XXXIX, p. 73-89, 1850; t. XLIV, p. 356-374, 1852; t. XLVII, p. 161-221, 1854). Réimprimé dans (XLII).
I846. W. Thomson…. V. Note on induced Magnetism in a plate. (Cambridge and Dublin mathematical Journal, Vol. I; 1846) Réimprimé dans (XLVIII) et dans (LVIII ), art. IX.
I847. W. Thomson…. VI. On the forces experienced by small spheres under magnetic influence; and on some of the phenomena presented by diamagnetic substances (Cambridge and Dublin mathematical Journal, Vol. II; 1847). Réimprimé dans (XLVIII) et dans (LVIII), art. XXXIII.
I847. J. Plücker….. VII. Ueber die Abstossung der optischen Axen der Krystalle durch die Pole der Magnete (Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXII, p. 315 ; 1847).
I848. F.-E. Neumann.. VIII. Entwickelung der in elliptischen Coordinaten ausgedrückten reciproken Entfernung zweier Punkte in Reihen, welche nach den Laplace’schen Y(n) fortschreiten ; und Anwendung dieser Reihen zur Bestimmung des magnetischen Zustandes eines Rotations-Ellipsoïdes. welches durch vertheilende Kräfte erregt ist (Crelle’ s Journal für reine und Mathematik. Bd XXXVII, p. 21–50 ; 1848).
I848. W. Thomson … IX. On the equilibrium of magnetic or diamagnetic bodies of any form, under the influence of the terrestrial magnetic force (British Association. Report. Part II; 1848.
1848. Faraday…….. X. On the crystalline polarity of bismuth and other bodies, and on its relation to the magnetic form of force (Experimental researches on Electricity, série XXII ; 1848. Philosophical Transactions, p. I-41; 1849. Annales de Chimie et de Physique, t. XXXVI, p. 247-254; 1852. Bibliothèque universelle. Archives, t. XII, p. 89-121; 1849. Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXVI, p. 144–149 ; 1849).
I849. J. Plücker….. XI. Ueber die neue Wirkung des Magnets auf einige Krystalle, die eine vorherrschende Spaltungsfläche besitzen. Einfluss des Magnetismus auf Krystall-Bildung (Poggendorff’s Annalen der und Chemie, t. LXXVI, p. 576; 1849).
I849. J. Plücker….. XII. Ueber die magnetische Beziehung der positiven und negativen optischen Axen der Krystalle (Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXVII, p. 447; 1849).
1849. J. Plücker….. XIII. Ueber die Fessel’sche Wellenmaschine, den neueren Boutigny’schen Versuch und das Ergebniss fortgesetzter Beobachtungen in Betreff des Verhaltens krystallisirter Substanzen gegen den Magnetismus ( Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXVIII, p. 421; 1849).
1850. Knoblauch et Tyndall….. XIV. Ueber das Verhalten krystallisirter Körper zwischen den Polen eines Magnetes (Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXIX, p. 233; 1850.)
1850. J. Plücker et A. Beer ….. XV. Ueber die magnetischen Axen der Krystalle und ihre Beziehung zur Krystallform und zu den optischen AxenPoggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXXI, p. 114; 1850).
1850. Knoblauch et Tyndall……. XVI. Ueber das Verhalten krystallisirter Körper zwischen den Polen eines Magnetes. Zweite Abhandlung (Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXXI, p. 481; 1850) .
1855. W. Thomson…. XVII. On the theory of magnetic induction in crystalline substances (British Association. Report, Part II ; 1850.) Réimprimé dans (XLVIII) et dans (LVIII), art. xxx.
1850. W. Thomson…. XVIII. On the forces experienced by inductively magnetized ferromagnetic or diamagnetic non crystalline substances (Philosophical Magazine, 3e série, t. XXXVII, p. 241-253; 1850. Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXXII, p. 245-262; 1851). Réimprimé dans (XLVIII) et dans (LVIII), art. XXXIV.
1851. W. Thomson …. XIX. On the theory of magnetic induction in crystalline and non crystalline substances (Philosophical Magazine, 4e série, t. I, p. 177-186; 1851). Réimprimé dans (XLVIII) et dans ( LVIII), art. XXX.
1851. J. Plücker et A. Beer…….. XX. Ueber die magnetischen Axen der Krystalle und ihre Beziehung zur Krystallform und zu der optischen Axen-Fortsetzung (Poggendorff’s Annalen der Physih und Chemie, t. LXXXII, p. 42; 1851.
1851. Hankel……… XXI. Messungen der Abstossungen des krystallisirten Wismuths durch die Pole eines Magnets mittelst der Drehwage (Mathematische und physikalische Berichte der kaiserlichen Sächsischen Gesellschaft der Wissenschaften, p. 99-118; 1851).
1851. Tyndall…….. . XXII. On diamagnetism and magnecrystallic induction (Philosophical Magazine, 4e série, t. II, p. 165-168; 1851. Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXXIII, p. I–37; 1851. – Annales de Chimie et de Physique, t. XXXVII, p. 76-79; 1853).
1851. Tyndall…….. XXIII. Ueber Diamagnetismus und magnecrystallinische Wirkung (Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXXIII, p. 384-416; I 85I).
1852. Tyndall…….. XXIV. On Poisson’s theoretic anticipation of magnecrystallic action (British Association. Report. Part II, p. 20; I 852 ).
1852. J. Plücker….. XXV. Ueber die Theorie des Diamagnetismus, die Erklärung des Ueberganges magnetischen Verhaltens in diamagnetisches und mathematische Begründung der bei Krystallen beobachteten Erscheinungen (Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. LXXXVI, p. I; 1852).
1852. W. Thomson…. XXVI. On the equilibrium of elongated masses of ferromagnetic substances in uniform and varied fields of force (British Association. Report. Part II ; 1852). Réimprimé dans (XLVIII) et dans (LVIII), art. xxv.
1853. Lipschitz……. XXVII. Determinatio status magnetici viribus inducentibus commoti in ellipsoïde (Dissertation, Berlin; 1853).
1853. G. Kirchhoff… XXVIII. Ueber den inducirten Magnetismus eines unbegrenzten Cylinders von weichem Eisen (Crelle’s Journal für reine und angewandte Mathematik, Bd. XLVIII, p. 348-376 ; 1853). Réimprimé dans (LV), p. 193.  
1855. Faraday….. XXIX. Constancy of differential magnecrystallic force in different media (Experimental researches in Electricity, série XXX;1855. – Philosophical Transactions, p. 159–180; 1856. – Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. C, p. III–127; 1857).
1855. A. Beer ……. XXX. Vertheilung der Elektricität eines ellipsoïdischen Conductors durch den Einfluss einer entfernten elektrischen Masse (Poggendorff’s Annalen der Physik und Chemie, t. XCIV, p. 192–193 ; 1855).
1855. W. Thomson … XXXI. Elementary demonstrations of propositions in the theory of magnetic force (Philosophical Magazine, 4e série, t. IX, p. 241, 248; 1855). Réimprimé dans (XLVIII) et dans ( LVIII ), art. XXXVII.
1855. W. Thomson … XXXII. Letter to Professor Tyndall on the « magnetic medium » and on the effects of compression ( Philosophical Magazine, 4e série, t. IX, p. 290-293; 1855). Réimprimé dans (XLVIII) et dans (LVIII), art. XXXVIII.
1855. Tyndall…….. XXXIII. On the nature of forces by which bodies are repelled from the poles of a magnet; to which is prefixed an account of some experiments on moleculars influences (Philosophical Transactions, p. I-52; 1855. Philosophical Magazine, 4e série, t. X, p. 153-179 et 257–290 ; 1855).
1855. Tyndall…….. XXXIV. Letter to Professor W. Thomson on reciprocal molecular induction (Philosophical Magazine, 4e série, t. X, p. 422-423 ; 1855). Réimprimé dans (XLVIII) et dans (LXVIII), art. XXXVIII.
1856. W. Thomson … XXXV. Letter to Professor J. Tyndall on the reciprocal action of diamagnetic particles (Philosophical Magazine, 4e série, t. XI, p. 66-67 ; 1856). Réimprimé dans (XLVIII), art. XXXVIII.
1856. Tyndall….. XXXVI. Ort the relation of diamagnetic polarity to magnecrystallic induction (Philosophical Magazine, 4e série, t. XI, p. 125-137 ; 1856).
1856. W. Thomson … XXXVII. Sui fenomeni magnetocristallini (Nuovo Cimento, t. IV, p. 192-198 ; 1856).
1858. J. Plücker ….. XXXVIII. On the magnetic induction of crystals (Philosophical Transactions, t. II, p. 543-587 ; 1858).
1860-63. G. Wiedemann. XXXIX. Die Lehre vom Galvanismus und Elektromagnetismus, Ire édition, Brunswick ; 1860-1863.
1865. A. Beer ……. XII. Einleitung in die Elektrostatik, die Lehre vom Magnetismus und die Elektrodynamik. Publié, après la mort de l’auteur, par J. Plücker, Brunswick ;1865.
1870. G. Kirchhoff… XLEprimé dans (LVIII), p. 485.
1872. W. Thomson … XLIV. Magnetic permeability and analogues in electrostatic induction, theory of heat, and fluid motion. Publié pour la première fois dans (XLVIII) et réimprimé dans (L72. Thomson … XLV. Diagramms of lines of force ; to illustrate magnetic permeability. Publié pour la première fois dans (XLVIII) et réimprimé dans (LXVIII), p. 492.
1872. W. Thomson … XLVI. Inductive susceptibility of a polar magnet. Publié pour la première fois dans (XLVIII) et dans (LXVIII), art. XXXIX.
1872. Thomson … XLVII. General problem of magnetic induction. Publié pour la première fois dans (XLVIII) et dans (LVIII), art. XL.
1872. W. Thomson … XLVIII. Reprint of Papers on Electrostatics and Magnetism, Ire édition (Londres, 1872).
1872-74. G. Wiedemannn. XLIX. Die Lehre vom Galvanismus. IIe édition (Brunswick, I872-I874).
1873. J.-C. Maxwell.. L. Treatise of Electricity and Magnetism. Ire édition ( Londres, 1873 ).
1877. L. Weber….. LI. Zur Theorie der magnetischen Induction. Kiel. 1877. Compte rendu dans les Beiblätter zu den Annalen der Physik und Chemie, t, Il, p. 230.
1881. J.-C. Maxwell.. LII. Treatise on Electricity and Magnetism. 2e édition. Londres, 1881.
1881. F.-E. Neumann.. LIII. Vorlesungen über die Theorie des Magnetismus, namentlich über die Theorie der magnetischen Induction. Publié par C. Neumann. Leipzig ; 1881.
1881. Greenhill…… LIV. Sur le magnétisme d’un ellipsoïde creux (Journal de Physique pure et appliquée, t. X, 294; 1881).
1882. G. Kirchhoff… LV. Gesammelte Abhandlungen (Berlin, 1882).
1882-85. G. Wiedemann. LVI. Die Lehre von der Electricität (Brunswick, 1882-1885).  
1885-86. Mascart et Joubert… LVII. Leçons sur l’Électricité et le Magnétisme (Paris, 1882-1883).
1884. W. Thomson … LVIII. Reprint of Papers on Electrostatics and Magnetism ( 2e édition, Londres, 1884).
1884. Resal………. LIX. Physique mathématique (Paris, 1884).  
1885. J.C. Maxwell.. LX. Traité d’Électricité et de Magnétisme (traduit par G. Seligmann-Lui. Paris, 1885 ).
1886. É. Mathieu …. LXI. Théorie du Potentiel et ses applications à l’Électrostatique et au Magnétisme. IIe Partie. Applications (Paris, 1886

(7) P. Duhem, Théorie nouvelle de l’aimantation par influence, fondée sur la Thermodynamique, Paris, Gauthier.Villars, 1888; P. Duhem, De l’aimantation par influenceAnnales de la faculté des sciences de Toulouse, 2, 1888.

(8) Già nel 1900 J.J. Thomson aveva suggerito che gli elettroni liberi debbono rendere conto del diamagnetismo, poiché un campo magnetico esterno lio avrebbe dovuti deflettere dalle loro orbite circolari in orbite ellittiche orientate in modo da produrre un momento opposto a quello della forza inducente (J.J. Thomson, Indications relatives à la constitution de la matière fournies par les recherches récentes sur le passage de l’électricité à travers les gases, Congrès international de physique. Rapports; Paris 1900-1901; 3, pp. 138-151).

(9) P. Curie, Propriétés magnétiques des corps à diverses températures
Compte Rendus des séances de l’Académie des Sciences, T.115 (1892) 805-808  P. Curie, Sur l’emploi des condensateurs à anneau de garde et des condensateurs absolus Compte Rendus des séances de l’Académie des Sciences T.115 (1892) 1068-1072
 P. Curie, Sur les propriétés magnétiques de l’oxygène à diverses températures
Compte Rendus des séances de l’Académie des Sciences T.115 (1892) 1292-1295
P. Curie, Propriétés magnétiques des corps à diverses températures
Compte Rendus des séances de l’Académie des Sciences T.116 (1893) 136-139
 P. Curie, Propriétés magnétiques du fer à diverses températures
Compte Rendus des séances de l’Académie des Sciences T.118 (1894) 796-800 et 859-862
P. Curie, Propriétés des corps magnétiques à diverses températures
Compte Rendus des séances de l’Académie des Sciences T.118 (1894) 1134-113
P. Curie, Propriétés magnétiques des corps à diverses températures (thèse).  Annales de chimie et de physique, series 7, n° 5, pp. 289-405, 1895. Si tratta della memoria che Curie presentò per il suo Dottorato.

(10) Il primo a scoprire la temperatura di Curie fu un altro fisico francese ben 60 anni prima, Pouillet. Si veda: Pouillet M. Élémens de Physique Expérimentale et de Météorologie. Ed. Béchet Jeune, Place de l’Ecole de Médecine, n° 4, Paris, 1832. La temperatura poi nota come di Curie, è trattata in: vol. 1, parte 2, cap. IV, pp. 88-89. Ho una traduzione inglese che riporto:

“Here is another effect of heat which has not received enough attention : at a cherry red temperature, not only do magnets – steel and iron – lose any magnetism they may possess but they also become unable to acquire any trace of magnetism; during all the time they are held at this temperature, they behave like wood or stone and are quite insensitive to the decomposing action of the most powerful bars.
Thus, magnets – steel and iron – have a magnetic limit and this limit is somewhere near a cherry red temperature. Some rather striking analogies between the distances of the atoms of elements and their magnetic properties had led me to believe that the magnetic limits of elements occur at very different temperatures and I have, indeed, shown experimentally
1°.- that cobalt never ceases to be magnetic or, rather, that its magnetic limit is at a temperature higher than the most dazzling red white;
2°.- that chromium’s magnetic limit is just below a dark red temperature;
3°. – that the magnetic limit of nickel is around 350°, at about the melting point of zinc;
4°. – finally, that the magnetic limit of manganese is 20 to 25° below 0°.
Experiments on the five simple magnetic elements, manganese, nickel, chromium, iron and cobalt seem to prove :
1° – that heats affects magnetism only through the more or less great distance it determines between the atoms of elements;
2° – that all substances would become magnetic if one could somehow or other bring their atoms close enough.”

        Per maggiori dettagli si vada all’articolo: C.S.M. Pouillet, member of the French Academy of Sciences, discovered the “Curie” point in … 1832Science Tribune, January 1997.

(11) Paul Langevin, Magnétisme et theorie des électrons (Magnetism and the Theory of Electrons), Annales de Chim. et de Phys.5, Vol. 8 (1905), pp. 70-127.

(12)  Paul Langevin, The Relations of Physics of Electrons to Other Branches of Science, Physics fon a New CenturyPapers presented at the 1904 St. Louis Congress in K. R. Sopka (ed.), pp. 195-230, 1986. Le implicazioni di quanto sosteneva Langevin non sono riassumibili in breve. Egli, da persona estremamente preparata e colta, si occupava anche di relatività ed aveva condiviso in qualche modo la posizione del fisico tedesco Abraham (con le esperienze di Kaufmann) sulla massa elettromagnetica dell’elettrone posizione che aveva appena anticipato il lavoro relativistico di Einstein del 1905 (di questi problemi Langevin aveva iniziato ad occuparsi dal 1902, nella sua tesi di dottorato). Sto dicendo che o si scrive un’opera gigantesca o si resta in una semplificazione che a volte può risultare banalizzante. Credo che le perone che vogliano capire davvero dovrebbero, prendendo spunto dai riferimenti bibliografici che mi sforzo di dare, andare a leggere i lavori originali e da lì partire per seguire lo sviluppo del pensiero degli scienziati interessati. 

(13) All’epoca vi era il problema di accordare la stabilità della materia attraverso le molecole che la costituivano ed il fatto che gli elettroni, cariche elettriche in moto dovessero emettere energia e quindi perderla per collassare. Sulla questione anche Abraham aveva urtato impantanandosi in ipotesi aggiuntive sulla sua teoria degli elettroni alquanto insostenibili.

(14) Siamo oggi usi a considerare, in luogo di Hev, l’espressione Bev per la forza magnetica (che troviamo nella formula che fornisce la forza di Lorentz) ricavabile dalla legge di Laplace F = Hil.senα nella quale, essendo nel nostro caso senα = 1, si sostituisca idl per l’espressione ev.

(15) Nel 1898 il fisico nord irlandese Joseph Larmor (1857-1942) riuscì a collegare le scoperte di Faraday con l’effetto Zeeman con una teoria generale secondo la quale la separazione delle righe spettrali che si origina disponendo una sostanza in un campo magnetico è causata dall’oscillazione degli elettroni. (On the origin of magneto-optic rotation, Proc. Camb. Phil. Soc.10, p. 181, 1898), teoria che a sua volta discendeva da un teorema che lo stesso Larmor aveva ricavato nel 1896 (The influence of a magnetic field on radiation frequencyProceedings of the Royal Society.,  60:514, 1896). Quando in una molecola materiale esiste un gruppo di elettroni che vibrano indipendentemente uno dall’altro, l’influenza di un campo magnetico esterno H sul moto di tutti quelli che hanno lo stesso rapporto e/m è esattamente la stessa, così come accade in una rotazione di un gruppo di elettroni intorno all’asse del campo con velocità angolare ω = eH/2mc, nell’ipotesi che le forze esterne che agiscono sugli elettroni siano simmetriche rispetto a tale asse. Si ha in pratica un moto di precessione dei momenti magnetici degli elettroni intorno all’asse del campo magnetico esterno che si trova ad esercitare un momento magnetico torcente tale da far muovere il sistema come una trottola.  Quanto ora detto va sotto il nome di precessione di Larmor.

Il fatto che il diamagnetismo e l’effetto Zeeman dipendano ambedue dalla precessione di Larmor mostra la stretta connessione tra i due fenomeni. Si può anche dire che effetto Zeeman e diamagnetismo sono differenti aspetti del medesimo fenomeno.

(16)

(17) Journal de Physique1, pp. 900, 965; 1911.

(18) Niels Bohr, Studier over Metallernes Elektronteori (doctoral dissertation)University of Copenhagen, 1911.


BIBLIOGRAFIA

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4) E. Whittaker – A History of the Theories of Aether and Electricity – Thomas Nelson & Sons 1951/1953
 

5) Maurice Daumas (a cura di) – Storia della scienza: le scienze del mondo fisico – Laterza 1976

6) Mario Gliozzi, Michele Giua – Storia delle scienze (Vol. II) – UTET 1965

7) Antonio Favaro (a cura di) – Edizione Nazionale delle Opere di Galileo Galilei (20 voll.), Giunti Barbera, 1890-1909; ristampa 1968

8) E. J. Dijksterhuis – Il meccanicismo e l’immagine del mondo – Feltrinelli 1971

9) U. Forti – Storia della scienza – Dall’Oglio 1968

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13) The Selected Correspondence of Michael Faraday a cura di Pearcy Williams – 1971 – Cambridge University Press

14) L. Pearce Williams – The Origins of Field Theory – Random House 1966

15) L. Pearce Williams – Michael Faraday: a Biography – A DA CAPO PAPERBACK (dal lavoro di Pearce Williams del 1965 per Chapman & Hall).

16) Michael Faraday – Experimental Researches in Electricity – Encyclopaedia Britannica, 1952.

17) Kelvin – Opere – UTET 1971

18) Maxwell – Trattato di Elettricità e Magnetismo – UTET 1973

19) J. A. Ewing – Magnetic Induction in Iron and Other Metals – London: Van Nostrand, 1891

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21) A. I. Kitaigorodskij – Ordine e disordine nel mondo degli atomi – Boringhieri 1968

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