Квантовое состояние магнитное

Так как в отсутствие магнитного поля энергия частицы не зависит от ориентации спина, то наличие спина увеличивает число квантовых состояний с заданной энергией в 2s-fl раз. [c.229]

Число квантовых состояний на интервал энергии (е, e + fe) для одноатомного идеального газа с учетом спина (при отсутствии магнитного поля) в (2s+l) раз больше. [c.232]

Л. или v=l—нуклон-]—фотон в состоянии магнитного типа с g=l (четность состояния задаем квантовым числом I орбитального момента системы мезон — нуклон). [c.190]

В гл. 3 мы ввели функцию Вигнера как наглядное изображение квантового состояния. Мы также показали, что это распределение реализуется в фазовом пространстве, образованном фазовыми переменными координатой и импульсом. В случае электромагнитного поля такими переменными служат напряжённости электрического и магнитного полей. Функция Вигнера, однако, не является единственным распределением в фазовом пространстве. Существует бесконечно много функций распределения. В данном разделе мы вводим так называемую ( -функцию, которая обладает тем замечательным свойством, что она всюду в фазовом пространстве положительна. Мы сначала определяем ( -функцию и иллюстрируем её на различных примерах. [c.365]

Магнитный момент любого квантового состояния определяется как среднее значение оператора магнитного момента, т. е. оператора 25). В магнитном поле, направленном по [c.528]

Первым шагом будет дополнение к предыдущему параграфу. В нем мы описывали движение электрона в электрическом поле как изменение во времени состояний в Л-пространстве. Зависимость Л-вектора от времени описывается уравнением (7.7). В первую очередь мы спрашиваем, какие дополнения надо внести в эту картину, если к электрическому полю добавлено магнитное поле. При этом положим, что и в магнитном поле электрон в каждый момент времени описывается тремя квантовыми числами к/, т. е. имеет определенное квантовое состояние в Л-пространстве. [c.41]

Если мы можем сосчитать допустимые квантовые состояния системы, то мы можем найти ее энтропию, так как последняя есть логарифм числа допустимых состояний. Энтропия же является самой важной величиной в статистической термодинамике с помощью энтропии мы находим температуру, давление, химический потенциал, магнитный момент и другие термодинамические функции. [c.12]

Определение вероятности соотношением (1) естественным образом приводит к определению среднего значения любой физической величины. Предположим, что в системе, находящейся в состоянии I, интересующая нас физическая величина А принимает значение А 1). Здесь А может обозначать магнитный момент, энергию, квадрат энергии, плотность заряда в точке с радиусом-вектором г и любую ругую величину, которую можно наблюдать, когда система находится в каком-то квантовом состоянии. В этом случае среднее значение результатов наших измерений величины А для системы, характеризуемой вероятностями (1), определяется как [c.33]

Замечание 3. Здесь предполагается, что частицы могут занимать различные магнитные квантовые состояния независимо. Это справедливо в том случае, когда частицы расположены по отдельности (например, как отдельные ионы в кристалле) или когда они подчиняются статистике Больцмана (как в случае газообразного состояния). Для вырожденных газов это предположение оказывается неверным (ср. гл. 4, задача 7). [c.169]

При фактическом применении этой формулы надо расшифровать смысл обозначения 5. Дискретное квантование уровней энергии электрона проводимости в магнитном поле возникает при замкнутых квазиклассических траекториях в р-пространстве (т. е. замкнутых сечениях изоэнергетических поверхностей), что и будет подразумеваться ниже. При этом квантовые состояния определяются четырьмя числами [c.458]

На рис. И показано строение электронного облака (или распределение электронной плотности в пространстве) для трех низших азимутальных состояний 5, р и й, каждому из которых соответствуют два дозволенных спиновых состояния. В -состоянии электронное облако обладает сферической симметрией, а в р-состоянии оно имеет осевую симметрию относительно одной из трех главных осей в соответствии с тремя возможными значениями магнитного квантового числа. Электронное облако в -состоянии может иметь пять различных конфигураций, что соответствует пяти возможным значениям магнитного квантового числа, т. е. пяти различным квантовым состояниям. В трех из них ветви, расположенные в плоскости ху, уг или хг, направлены под углом 45° к главным осям в одном состоянии четыре ветви расположены вдоль осей л и I/, и в еще одном состоянии две ветви вытянуты вдоль оси г. [c.31]

Проекция этого вектора на избранное направление — ось z — имеет наибольшее значение в состоянии ij5 (m ) с заданным магнитным квантовым числом в том случае, когда т" = /. Эта максималь- [c.122]

Как отмечалось выще (см. 33.1), отдельные электроны в атоме характеризуются главным ( ), орбитальным (/), магнитным (т) и спиновым (х) квантовыми числами, а состояние электронной оболочки атома в целом— суммарными орбитальным и спиновым квантовыми числами. Электронная оболочка двухатомной молекулы имеет, в отличие от атома, не сферическую, а аксиальную симметрию, поэто.му физический смысл имеет не просто значение суммарного орбитального момента молекулы, а его проекция на ось молекулы, которая задается величиной орбитального квантового числа Л. Электронные состояния молекулы, которым отвечают значения Л = 0, 1, 2,..., обозначаются соответственно греческими буквами Е, П, А,.. . . [c.242]

Запомним, что состояние электрона в атоме задается четырьмя квантовыми числами главным квантовым числом п, орбитальным числом I, магнитным числом т и спиновым числом S. Обозначим Л =п —п, Д/==/ —/, Ат=т —т, As=s —s. Условимся квантовое число без штриха связывать с начальным, а число со штрихом — с конечным состоянием электрона. Правила отбора для дипольных переходов имеют следующий вид [c.268]

Они означают, что дипольные переходы разрешены лишь между такими состояниями электрона в атоме, которые отличаются друг от друга на единицу по орбитальному числу, отличаются на единицу или вообще не отличаются по магнитному числу, не отличаются по спиновому числу., Что касается главного квантового числа, то по нему состояния могут не отличаться или отличаться как угодно. [c.268]

Взаимодействие магнитных моментов щ и ц приводит к тому, что механические моменты 1 и з электрона не сохраняют свое положение в пространстве, а совершают прецессию вокруг вектора полного момента ] = 1+з. В этих условиях квантовые числа т и ms теряют смысл. Поэтому, если необходимо учитывать магнитное взаимодействие, состояние электрона в атоме следует характеризовать четверкой квантовых чисел п, I, Ш]. [c.57]

Сверхпроводимость — квантовое явление, возникающее вследствие Бозе-конденсации пар электронов проводимости. Двумя важнейшими макроскопическими признаками возникновения сверхпроводящего состояния являются 1) отсутствие сопротивления протекающему постоянному электрическому току при температуре ниже некоторой критической Тс, 2) выталкивание магнитного поля из объема сверхпроводника (эффект Мейснера). Существуют критическое магнитное поле Не и критическая плотность тока j , при превышении которых сверхпроводимость исчезает. Зависимость критической напряженности магнитного поля от температуры с хорошей точностью описывается формулой [c.448]

Расщепление линий излучения. Пользуясь правилами отбора (45.1а), (45.1г), можно найти разрешенные переходы. При этом особенно необходимо принять во внимание правило (45.1 г), т. е. постоянство спинового квантового числа. На рис. 85 стрелками обозначены возможные переходы для главной серии атома натрия. Всего излучается шесть линий. Поскольку расщепление, обусловленное ориентировкой спина во внешнем магнитном поле, в Р-состоянии и в S-состоянии одно и то же, эти шесть линий попарно сливаются в три и в спектре излучения наблюдается триплет. Расщепление нетрудно рассчитать по формуле (46.1), которую удобно представить в виде [c.254]

Отметим, что наличие смещения квантовых уровней, пропорциональное первой степени напряженности электрического поля, связано с тем, что в атоме водорода происходит /-вырождение, т. е. энергия атома не зависит от орбитального квантового числа /. В общем случае вырождения по / нет, а при заданных квантовых числах (п, [) наблюдается вырождение по магнитному числу m(m = о, 1, 2,, [) всего 21 -Ь 1 состояний. Однако в этом случае различные волновые функции, принадлежащие вырожденному состоянию ( ,/), обладают одинаковой четностью и матричные элементы энергии возмущения равны нулю. Следовательно, первая поправка, ш-нейная относительно напряженности поля, равна нулю. Смещение квантовых уровней пропорционально Этот эффект называется квадратичным эффектом Штарка. Величины смещений уровней энергии находятся в результате решения (42.16). [c.256]

Спин в магнитном поле имеет два энергетических состояний и, следовательно, является двухуровневой системой. Все двухуровневые квантовые системы обладают рядом общих свойств, которые, в частности, были рассмотрены в 48 на примере двухуровневого атома. Спин в переменном магнитном поле ведет себя аналогично двухуровневому атому в переменном электрическом поле. [c.259]

Для экспериментального определения спинов атомных ядер был предложен целый ряд методов. Более ранние из них связаны с изучением сверхтонкой структуры оптических спектров, более современные основаны на изучении поведения ядер в магнитном поле с помощью радиоспектроскопической техники. Все эти методы базируются на связи спина с магнитным моментом и будут изложены в следующем параграфе. Спины короткоживущих изотопов и ядер в возбужденных состояниях определяются методами ядерной спектроскопии (см., например, гл. VI, 6, п. 5), а также из ядерных реакций (см., например, гл. IV, 10) на основе закона сохранения момента количества движения, справедливого не только в классической, но и в квантовой теории. [c.45]

Посмотрим теперь, являются ли ядерные силы центральными. Центральными называются силы, действующие вдоль линии, соединяющей частицы. Центральные силы могут зависеть от относительной ориентации спинов частиц, но не могут зависеть от ориентации этих спинов относительно радиуса-вектора между частицами. Для центральных сил орбитальный и спиновый моменты количества движения сохраняются в отдельности. Поэтому в низшем энергетическом состоянии орбитальный момент / стремится принять наименьшее возможное значение / = О, при котором равна нулю центробежная энергия. Тем самым при центральных силах основным состоянием дейтрона было бы чистое S-состояние, в котором I = 0. Поскольку спин дейтрона равен единице, то спины протона и нейтрона параллельны. Следовательно, магнитный момент дейтрона при центральных силах должен равняться алгебраической сумме магнитных моментов протона и нейтрона. Отмеченное в 1 отклонение р,р -1- jXn от jid свидетельствует о том, что ядерные силы в какой-то мере нецентральны. Действительно, если предположить, что силы нецентральны, то орбитальный момент не будет точным интегралом движения. Им будет только полный момент. Согласно квантовому принципу суперпозиции состояний состояние дейтрона будет суммой состояний с различными значениями орбитального момента. Число возможных смешиваемых состояний сильно ограничивается законами сохранения полного момента и четности. Из закона сохранения полного момента следует, что если спин дейтрона равен еди [c.175]

Квантовое число I является мерой количества движения электрона. Для заданного п второе квантовое число принимает различные целые положительные значения между О и п—1. Состояния, характеризующиеся значениями / = О, 1, 2, 3, названы s, р, d и f состояниями, а величина главного квантового числа п указывается цифрой, стоящей перед обозначением I например, (3d) означает, что атом имеет один электрон в состоянии, для которого п = 3 и / = 2. Магнитное квантовое число т, имеет значения от -f-/ до —/, включая ноль оно характеризует меру компоненты углового момента в определенном направлении. Квантовое число или спин электрона = = Vj. [c.6]

Резюмируя содержание последних двух параграфов, мы можем сказать, что выводы из квантовой механики подтверждаются всем разнообразным экспериментальным материалом, который подтверждал и теорию Бора. Вместе с тем, квантовая механика не обладает теми внутренними затруднениями логического характера, которые были свойственны теории Бора. За пределами этой теории по-прежнему остается тонкая структура линий водорода и сходных с ним ионов, В дальнейшем мы увидим, что тонкая структура объясняется, если принять гипотезу о наличии собственного магнитного момента у электронов. Но главные успехи квантовой механики относятся к теории атомов с несколькими валентными электронами. Теория Бора даже в простейшем случае многоэлектронной системы — в случае атома гелия и сходных с ним ионов — давала неверные значения энергий стационарных состояний. Квантовая механика позволяет вычислить для гелия эти энергии, которые находятся в очень хорошем согласии с экспериментальными данными. [c.108]

Отсюда следует, что и по отношению к магнитному моменту квантовая механика позволяет определять лишь значения проекции магнитного момента на преимущественное внешнее направление. Эти проекции принимают значения, являющиеся целыми кратными от магнетона Бора При заданном I число различных значений равно В состоянии / — О и квантовое число т принимает единственное возможное значение ш — О, следовательно, такое состояние характеризуется отсутствием магнитного момента. [c.119]

Бете приближение Квазиэргодическая теорема 104, 237 Квантовое состояние магнитное 169 [c.445]

Согласно принципу Паули в каждом квантовом состоянии могут находиться два электрона с противоположными спинами. Результирующий спиновый момент таких электронов равен нулю Подобные электроны называются спаренными. Если атом или ион содержит нечетное число электронов, то один из них окажется неспаренным и атом в целом будет обладать постоянным магнитным моментом. При четном числе электронов в атоме возможны два случая все электроны спарены и результирующий спиновый момент равен нулю два или несколько электронов не спарены и атом обладает постоянным магнитным моментом. Например, Н, К, Na, Ag и т. д. имеют нечетное чисяо [c.289]

ЧАСТОТА (биений циклическая — частота негармонических колебаний, получающихся в результате наложения двух одинаково направленных гармонических колебаний с близкими частотами волны — частота гармоническая (синусоидальная), соответствующая упругой волне колебаний частиц среды вращения — величина, равная отношению числа оборотов, совершенных телом, ко времени вращения линейная— частота гармонических колебаний обращения—частота периодического движения точки по замкнутой траектории несущая — частота модулируемой волны резонансная — частота колебаний, при которой наступает явление резонанса собственная—частота гармонических колебаний системы, не подвергающейся действию внешних сил характеристическая—частота колебаний определенной группы атомов в молекулах, соответствующая определенной химической связи щжлическая — частота гармонических колебаний, умноженная на два пи циклотронная — частота обращения заряженных частиц в постоянном магнитном поле в плоскости, перпендикулярной к вектору напряженности этого поля) ЧИСЛО [Авогадро — число молекул (или атомов) в одном моле вещества (6,022136 10 моль ) волновое — отношение циклической частоты к скорости волны вращательное квантовое определяет энергию ротатора квантовое (главное—целое число, определяющее энергетические уровни водородного атома в стационарном состоянии магнитное— целое число, определяющее проекцию вектора орбитального момента импульса электрона на направление внешнего магнитного поля орбитальное — целое число, определяющее орбитальный момент импульса электрона в атоме спиновое определяет спиновой момент импульса электрона в атоме) координационное — число ближайших к данному атому соседних атомов в кристаллической решетке] [c.296]

Характерная особенность Ааронова — Бома рассеяния — исчезновение рассеянной волны, если магн. поток в соленоиде равен целому числу (ге) квантов потока, Ф = пФо. В этом случае точная волновая ф-ция отличается от волновой ф-ции свободной частицы лишь калибровочным множителем ехр(шф), и такое магн. поле не влияет на квантовое состояние частицы. Условие Отсутствия Ааронова — Бома рассеяния совпадает с условием квантования Дирака для магн. зарядов (см. Магнитный монополъ). [c.7]

Последний метод измерений, который мы рассмотрим в этом разделе,— это циклотронный резонанс, возникающий при наличии магнитного и электрического полей. В отличие от двух рассмотренных выше резонансных явлений, где резонанс происходит при переходах между квантовыми состояниями системы, циклотронный резонанс является настоящим временнйм резонансом ). Если перпендикулярно к образцу (фиг. 29, а) приложено магнитное поле, то электроны будут вращаться в плоскости ху с циклотронной частотой, которая определяется формулой (35) и для свободных электронов составляет примерно 10 Я сек . Однако для наблю- [c.104]

Ф. обладает пулевой массой покоя и скоростью, равной скорости света с. Энергия Ф. я = Йсо, где П — постоянная Иланка, деленная на 2я, ш — частота излучения. Ф. не имеет ни электрического заряда, пи магнитного момента. Как всякая квантовая частица он может находиться, папр., в состоянии с определенным значением количества движенияр и неопределенным значением углового момента (момента количества движения). Это соответствует Ф. в плоской монохроматич. электромагнитной волне. Имнульс такого Ф. р = и м/с. Ф., обладающий онрсдело1плым угловым моментом (и неопределенным импульсом), испускается, напр., при переходах атомов (или ядер) из одного квантового состояния в другое, при к-рых момент количества движения атомов изменяется на целое число Й. Разделение момента такого Ф. на орбитальную и спиновую части имеет ограниченный физ. смысл, т.к. [c.346]

V не коммутирует с оператором полного спина s = 1/2 (ff j + а ), то собственные состояния эти с операторов не совпадают и появляется смесь тринлетпого (s = 1) и синглетного (s = 0) состояний с Л/ = О, где М — магнитное квантовое число. -Магнитное поле не влияет на положение триплетных уровней энергии с М = I (рис. 2). Появление смеси основных состояний iIq и существенно сказывается на вероятности распада П., т. к. триплетны( состояния с Л/ = О могут теперь распадаться как синг-лстные. Если подобрать частоту внешнего электрич. поля равной величине расщепления триплетных уровней с = 1 и ЛГ = О, то возникающие при этом переходы вызывают синглетные распады триплетных уровней с М = I. Величина этого расщепления дается выражением [c.88]

Так же как в атомах и двухатомных молекулах, связь спина S с орбитальным движением может приводить к расщеплению молекулярного электронного состояния на 26 + 1 компонент. Эта мультиплетность обозначается верхним индексом перед символом, представляющим тип симметрии. Например, при 6=0 имеем состояния Mj, Е, . .. при S == /g — состояния Ы1, Вп, Е, . . . при 6 = 1 — состояния Во, Е, . .. и т. д. В действительности расщепление наблюдается не всегда, потому что электрическое поле влияет на спин не неносредственно, а только через магнитное поле. Согласно элементарным концепциям классической и квантовой механики, магнитный момент появляется всегда, если момент количества движения электронов не равен нулю. Как было указано выше, все вырожденные состояния аксиальных молекул, как правило, характеризуются моментом количества движения электронов, не равным нулю, и поэтому возникает довольно сильное магнитное поле, которое может ориентировать спин 8. Для всех молекул, за исключением самых легких, следует ожидать довольно сильное мультиплетное расщепление. [c.21]

При построении лазера надо решить две ключевые проблемы обеспечить получение инверсной заселенности рабочих квантовых состояний (чтобы усиление за счет вынужденно о излучения доминировало над ослаб-лсггием оптического излучения из-за потерь) и создать достаточно высокодобротный оптический резонатор. Первая проблема решается при помощи того или иного источника накачки, создающего и поддерживающего инверсную заселенность рабочего перехода (рис. 1.1 ), вторая - путем установки отражающих зеркал, формируюодих стационарную конфигурацию электромагнитного поля — гак называемых собственных мод оптического резонатора (рис. Лб). В резонаторе устанавливается стационарное распределение электрического и магнитного полей световой волны в поперечном (поперечные моды) и продольном (продольные моды) направлениях по отношению к оси резонатора. Сплошными линиями на рис. 1Лб показан ход лучей нормалей к фронту волны последний дан штриховыми линиями в различных сечениях пучка. В каждой точке поверхности зеркал кривизна фронта собственных мод оптического поля в точности совпадает с кривизной поверхности зеркал. [c.10]

Ферми. При равновесном статистич. распределении электронов по разным квантовым состояниям они занимают все возможные состояния, соответствующие энергиям от минимальной (близкой к нулю) до максимальной, наз. энергией Ферми. Каждое состояние электрона изображается точкой в пространстве импульсов (т. е. в пространстве, где координатами служат компоненты импульса). Геометрич. место точек, отвечающих энергии Ферми, есть поверхность Ферми для щелочных М. она почти сферична, для поливалентных М.— имеет сложную форму, обычно состоит из нескольких частей и может быть многосвязной, сохраняя, однако, симметрию кристаллич. решётки М. Электроны проводимости, изображаемые точками, лежащими на новерхиости Ферми, изменяют свой импульс под действием внешних полей — электрического и магнитного прп этом точка, изображающая электрон, перемещается по поверхности Ферми. Движение электронов под действием магнитного поля представляется движением изображающих их точек по линиям пересечения поверхности Ферми плоскостями, перпендикулярными вектору напряжённости поля. Т. к. траектории электронов в пространстве координат подобны орбитам изображающих их точек в пространстве импульсов, движение электронов оказывается периодическим во времени и в пространстве. Частота периодич. движения электронов в магнитном ноле наз. циклотронной частотой и равняется соц= eHJт с т. о., озц определяется напряжённостью Ну магнитного поля и эффективной массой 3 электрона проводимости, к-рая может отличаться от массы свободного электрона в вакууме в несколько раз (иногда даже на два порядка). Поперечник траектории электрона — 2сру еН2, определяется импульсом электрона ру. Периодич. движение электронов в М. реализуется при большой длине (и времени) свободного пробега электронов, т. е. в чистых монокристаллах при низких темп-рах. Если в М., помещённом в магнитное поле, распространя-егся УЗ-вая волна, совпадение или кратность её временного и нространст венного периода с соответствующими периодами для траекторий электро- [c.212]

Стационарное квантовое состояние электрона в атоме или молекуле характеризуется полным набором чапырех квантовых чисел главного п, орбитального /, магнитного гп и магнитного спинового m . Каждое из них характеризует квантование энергии (п), момента импульса (/), его проекции на направление внешнего магнитного ноля (т) и проекции спина (mj. [c.450]

Пусть момент количества движения парамагнитных ионов в основном состоянии равен % /J [J- - ), где /—внутреннее квантовое число (полный момент) п — постоянная Планка, деленная на 2 . 1 отсутствие магнитного поля основной уровень является (2./4-1)-кратно вырожденным, и, слс довательно, если более высокие уровни рассматривать как neaaHH iFje, то функция распределения имеет вид [c.425]

Заключительные замечания. Хотя существует некоторое качественное представление о природе сверхпроводящего состояния, мы до сих пор не имеем строгой математической теории или даже физической картины различия между нормальным п сверхпроводящим состояниями. Сверхпроводник представляет собой упорядоченную фазу, в которой квантовые эффекты распространяются на большие расстояния в пространстве (порядка 10 см для чистых металлов). Эта большая протяженность волновых пакетов, несомненно, объясняет магнитные свойства сверхпроводников. Как и в случае других фазовых переходов второго рода, сверхпроводник, по-видимому, характеризуется некоторым параметром порядка, который обращается в нуль в точке перехода. Однако существуюпцге физические толкования параметра упорядочения неубедительны, и у нас нет никакого представления о том, как параметр упорядочения связан с реальными величинами. [c.777]

Парамагнетизм металлов. Число парамагнитных металлов составляет около 40. Опытные данные свидетельствуют о том, что для большинства металлов отсутствует 4емпера-турная зависимость восприимчивости. Если ограничиться приближением идеального газа, т. е. пренебречь энергией межэлектронного взаимодействия, то основное отличие квантовой теории от классической сведется к тому, что будет выполняться принцип Паули. В применении к газу свободных электронов это означает, что в фазовой ячейке не может быть более двух электронов с противоположными спинами. При включенном магнитном поле необходимо учитывать наличие индивидуальных спиновых состояний. [c.148]

При учете взеимодействия электронов обменное вырождение отсутствует, но свойства симметрии волновых функций сохраняются, поскольку они являются следствием тождественности частиц, которая соблюдается и при взаимодействии. Принцип Паули полная волновая функция электронов должна быть антисимметричной функцией относительно перестановки любой пары электронов. Обменная энергия взаимодействия является кулоновской энергией, возникающей благодаря квантовому эффекту обмена электронов между различными состояниями. Обменная энергия, знак которой определяется ориентировкой спинов, является величиной того же порядка, что и потенциальная энергия электрона в кулоновском поле ядра, т.е. она значительно больше энергии взаимодействия магнитных моментов электронов. [c.275]

Это явление может быть достаточно просто объяснено, учитывая, что по полумодельным представлениям электрон, находящийся в атоме в состоянии, характеризуемом квантовым числом /, создает орбитальный магнитный момент [c.331]

Будем считать, что все компоненты, на которые расщепилась в магнитном поле данная линия, разрешены. Кроме того, ограничимся пока случаями слабых полей, когда расщепление симметрично (по положению компонент и по их интенсивности) относительно первоначального положения нера щеп-ленной линии. Тогда необх.одимо из экспериментальных данных определить число компонент, состояние их поляризации и расстояния между компонентами, выраженные в виде дробной части (обычно в виде десятичной дроби) от нормального зеемановского расщепления. Кроме того, важно отметить, хотя бы качественно, распределение интенсивностей в группах тс- и о-ком-понент. По этим данным можно найти значения квантовых чисел У и множители Ланде g для обоих термов, соответствующих изучаемой линии. [c.369]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...