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MAGNÉTISME

Le magnétisme est l’un des phénomènes qui a le plus frappé l’imagination de l’homme, au point que ce mot désigne aujourd’hui des réalités très diverses: il s’agit d’abord d’une science fort ancienne et néanmoins toujours d’actualité dont le champ d’application ne cesse de s’étendre; ensuite, par extension, on parlera du magnétisme d’une personne attrayante et capable de dynamiser son entourage; enfin, ce mot recouvre diverses pratiques parapsychologiques qui ne sont pas soumises à l’expérimentation scientifique et dont les acteurs sont appelés magnétiseurs, tandis que le terme de magnéticien est réservé aux scientifiques.

Seuls les aspects scientifiques et techniques du magnétisme de la matière condensée seront abordés dans cet article. En ce qui concerne le magnétisme terrestre et planétaire, on se reportera aux articles GÉOMAGNÉTISME et MAGNÉTOSPHÈRES.

Thalès de Milet savait déjà, il y a plus de 2 500 ans, que la magnétite, ou pierre d’aimant, attire le fer et Pline l’Ancien savait aussi qu’elle peut, par influence, communiquer cette propriété attractive à un morceau de fer. On dit alors que celui-ci est aimanté.

L’application des aimants à la navigation, sous la forme de boussoles ou de compas, est sensiblement plus tardive: elle date des XI^e et XII^e siècles de notre ère. Peter Peregrinus (Pierre Le Pèlerin de Maricourt), dans son Epistola... de Magnete – achevé probablement en 1269 – et, surtout, William Gilbert (1544-1603), dans son De Magnete... – publié en 1600 –, traitent de ces applications et développent ainsi les premières théories du magnétisme. Il faut cependant attendre Charles Augustin Coulomb (1736-1806) et sa célèbre série de sept mémoires (1785-1791) pour connaître les lois d’action des charges magnétiques en fonction de la distance, et Denis Poisson (1781-1840) pour amorcer la théorie des champs magnétiques.

Au cours du XIX^e siècle, les connaissances sur les propriétés magnétiques de la matière se précisent progressivement, notamment avec la théorie de l’électromagnétisme établie par James Clerk Maxwell (1831-1879), mais c’est Pierre Curie qui, pour la première fois (1895), distingue clairement paramagnétisme et diamagnétisme, et met en évidence le passage du ferromagnétisme au paramagnétisme par élévation de température. Paul Langevin édifie ensuite en 1905 la théorie atomique du diamagnétisme et du paramagnétisme, suivi par Pierre Weiss, qui élabore en 1906 la théorie du ferromagnétisme. Parallèlement, avec l’essor de l’électrotechnique, les applications du magnétisme commencent à se développer.

Une seconde génération de physiciens complète l’œuvre de ces pionniers: parmi eux, John Hasbrouck Van Vleck établit, en 1932, la théorie quantique définitive du diamagnétisme et du paramagnétisme; en 1928, Werner Heisenberg découvre dans les échanges électroniques interatomiques l’origine des interactions ferromagnétiques; cette même année, Paul Adrien Maurice Dirac calcule le moment magnétique associé au moment cinétique intrinsèque de l’électron, le spin; Felix Bloch, en 1930, décrit la structure des parois séparant les domaines élémentaires; Louis Néel établit et explique les notions d’antiferromagnétisme (1932) et de ferrimagnétisme (1947).

Depuis lors, le champ des recherches s’est encore considérablement élargi; aux études classiques sur matériaux massifs et cristallisés sont venus se greffer des travaux sur poudres, couches minces voire couches mono-atomiques, systèmes désordonnés, matériaux amorphes, molécules organiques, bactéries même. Parallèlement, les techniques expérimentales ont progressé de façon spectaculaire avec l’apparition de la diffraction des neutrons, de la résonance magnétique, de l’effet Mössbauer, des électro-aimants à supraconducteurs et des magnétomètres ultrasensibles à effet Josephson (qualifiés par l’acronyme «squid»: superconducting quantum interference device ), qui ont ouvert la voie au biomagnétisme. Plusieurs milliers de publications par an témoignent de l’importance des recherches sur le magnétisme, et chaque année apporte sa moisson de composés nouveaux toujours plus performants qui viennent élargir la panoplie déjà variée des matériaux magnétiques pour applications industrielles.

Dans cet exposé des propriétés magnétiques de la matière, il conviendra de distinguer le diamagnétisme , attribuable au faible moment induit dans tous les atomes par le champ magnétique, du paramagnétisme , qui est dû à l’action du champ sur les moments magnétiques permanents de certains atomes et qui tend à les aligner dans sa propre direction malgré l’agitation thermique. Quand les actions mutuelles entre moments atomiques sont suffisamment intenses pour coopérer à cet alignement, on est en présence du ferromagnétisme , caractérisé par l’existence d’une aimantation spontanée en l’absence de champ extérieur et par des phénomènes d’hystérésis. Une théorie phénoménologique peut être développée en postulant l’existence d’un champ magnétique fictif, le champ moléculaire, représentatif des interactions entre les moments atomiques.

L’existence de champs moléculaires locaux, caractéristiques de chacun des différents sites cristallins, permet d’interpréter l’antiferromagnétisme , le ferrimagnétisme et toutes les structures plus complexes, triangulaires, hélicoïdales et même désordonnées (verres de spin). Tenant ensuite compte d’une manière formelle des différents termes (énergies magnétostatique, magnétocristalline, magnétoélastique et énergie d’échange) susceptibles d’entrer dans l’expression de l’énergie d’un corps ferromagnétique, on examinera les différents mécanismes qui entrent en jeu au cours du processus d’aimantation macroscopique (aimantation technique) d’un corps ferromagnétique.

À la lumière de la théorie atomique moderne, on pourra ensuite donner une interprétation plus fondamentale des propriétés magnétiques de la matière: origine microscopique des moments atomiques, magnétisme des électrons de conduction, nature des interactions magnétiques. Puis, une présentation rapide des principaux outils du magnétisme permettra d’introduire la diffraction neutronique et la résonance magnétique. Enfin, il serait difficile de clore cet article sans évoquer, même brièvement, les applications industrielles du magnétisme, qui sont l’enjeu d’une ardente compétition internationale.

1. Moment magnétique: diamagnétisme et paramagnétisme

Une aiguille de boussole s’oriente toujours à peu près selon le méridien du lieu: l’extrémité qui pointe vers le nord est appelée pôle Nord et l’autre pôle Sud. On dit qu’une telle aiguille constitue un dipôle magnétique, ou encore qu’elle est porteuse d’un moment magnétique, et l’on attribue son orientation à l’existence d’un champ magnétique terrestre. Or un fil conducteur parcouru par un courant électrique fait dévier une boussole située à proximité: le courant électrique crée donc un champ magnétique で. En particulier, une spire de surface S parcourue par un courant I constitue, quand on l’observe d’assez loin, un dipôle magnétique dont le moment est proportionnel à l’intensité de ce courant: m = SI. L’existence du magnétisme apparaît ainsi étroitement liée au déplacement de charges électriques.

À l’échelle atomique, il en va de même: tout électron possède d’abord un moment magnétique associé à son moment cinétique intrinsèque, le spin; en outre, le mouvement d’un électron sur son orbite atomique peut créer un courant électrique, donc un moment magnétique orbital; la combinaison des moments magnétiques individuels de chaque électron d’un atome – ou d’un ion – peut conduire à l’apparition d’un moment magnétique atomique. Signalons que les noyaux atomiques peuvent également présenter un moment magnétique, le moment nucléaire, mais ce dernier est de l’ordre du dix-millième du précédent.

Notion de susceptibilité magnétique

De même que l’application d’une contrainte mécanique peut déformer un objet élastique, l’application d’un champ magnétique で modifie les propriétés électromagnétiques de l’espace qui lui est soumis. On dit qu’il apparaît une induction magnétique ち.

Dans le vide, cette induction est proportionnelle au champ (face="EU Arrow" ち = 猪⁰ で), et le coefficient de proportionnalité, 猪⁰, vaut 4 神 憐 10^-7 dans le système international d’unités (S. I.), c’est-à-dire quand l’induction est exprimée en tesla (T) et le champ magnétique en ampère par mètre (A . m^-1). Les unités C.G.S. sont encore parfois employées dans les ouvrages et revues scientifiques: l’induction est alors exprimée en gauss (Gs) et le champ magnétique en œrsted (Oe). Un tesla vaut 10⁴ gauss et un ampère par mètre vaut (4 神/1 000) œrsted (cf. systèmes d’UNITÉS).

Lorsqu’un échantillon de volume V d’une substance matérielle se trouve soumis à un champ magnétique, l’induction magnétique dans ce volume devient:

où ぬ est appellée aimantation de la substance; le moment magnétique de cet échantillon est défini alors par le produit ぬ . V. Ces différentes grandeurs sont introduites de manière plus détaillée dans l’article ÉLECTRICITÉ - B. Électromagnétisme.

La formule (1) est valable en tout point de l’espace, aussi bien à l’intérieur qu’à l’extérieur de la matière (dans ce dernier cas ぬ est nul). Le champ で est la somme du champ créé par les courants électriques réels et du champ dipolaire créé par les moments magnétiques. À l’intérieur de la matière aimantée, ce dernier champ s’oppose à l’aimantation et porte le nom de champ démagnétisant.

À l’échelle atomique, cette aimantation possède une double origine.

En premier lieu, et d’une manière tout à fait générale, que la substance contienne ou non des atomes porteurs de moment magnétique permanent, le champ magnétique perturbe le mouvement des électrons et fait apparaître une aimantation induite ぬ qui tend à s’opposer à l’action de ce champ perturbateur: c’est ce que l’on appelle le diamagnétisme ^{[cf. DIAMAGNÉTISME]} et l’on montre que ぬ est proportionnelle à で dans toute la gamme des champs magnétiques accessibles à l’expérience à ce jour; on écrit:

La susceptibilité diamagnétique 﨑^d est négative, très faible et de l’ordre de 漣 10^-5; elle est pratiquement indépendante de la température, aux corrections de dilatation thermique près. Une exception, toutefois: certains matériaux présentent une susceptibilité importante: 﨑 = 漣 1; ce sont les supraconducteurs ^{[cf. SUPRACONDUCTIVITÉ]}.

En second lieu, lorsqu’il existe déjà dans la substance des porteurs de moment magnétique permanent, d’autres effets magnétiques se superposent au diamagnétisme; le cas le plus simple est celui où l’on peut considérer les différents moments élémentaires comme n’interagissant pas entre eux, mais seulement avec le champ magnétique appliqué; il s’agit alors du paramagnétisme: les moments magnétiques élémentaires orientés au hasard en raison de l’agitation thermique tendent à s’aligner le long du champ, créant ainsi une aimantation qui vient, cette fois, renforcer l’action du champ appliqué. L’équation (2) décrit encore cet effet, mais avec une susceptibilité paramagnétique 﨑^p positive.

Dans certaines substances, par exemple dans les métaux alcalins et alcalino-terreux, 﨑^p est faible, du même ordre de grandeur que 﨑^d, et également indépendante de la température: c’est le paramagnétisme lié aux électrons de conduction, dont la théorie a été établie par Wolfgang Pauli.

Pour les autres substances paramagnétiques, on observe une susceptibilité plus élevée qui varie en raison inverse de la température; afin d’interpréter ces résultats, Paul Langevin a postulé que, pour chaque porteur élémentaire de moment magnétique ゆ, l’énergie magnétique 漣 猪⁰ ゆで qui tend à aligner le moment ゆ dans la direction et le sens de で entre en compétition avec l’énergie k T (k est la constante de Boltzmann, T la température absolue) d’agitation thermique, qui tend à rétablir le désordre. Il a montré alors que l’aimantation M d’un ensemble de N porteurs (par unité de volume) était donnée par:

Généralement, sauf aux températures très basses, x est très petit et un développement en série donne la loi de Curie:

C est appelée constante de Curie.

Dans ce type de paramagnétisme, l’équation (3) montre que, lorsque le rapport H/T devient important, c’est-à-dire aux basses températures et/ou sous champ magnétique assez intense, la loi linéaire (2) n’est plus vérifiée car on assiste à une saturation de l’aimantation quand tous les moments magnétiques sont alignés par le champ.

Enfin, lorsque les interactions entre les moments magnétiques entrent en jeu, elles ont pour effet de modifier la variation thermique de la susceptibilité; à haute température, on a encore un comportement paramagnétique avec une susceptibilité régie par une loi proche de la loi de Curie. Mais, à plus basse température, lorsque l’énergie d’agitation thermique devient comparable à l’énergie associée aux interactions, la susceptibilité s’écarte de cette loi. Pour toutes ces substances, il existe une température critique à laquelle le comportement paramagnétique s’efface devant un comportement collectif des moments: au passage de cette température, on peut observer des anomalies plus ou moins marquées des propriétés physiques, par exemple de la chaleur spécifique, de la dilatation thermique, de la résistivité électrique, etc.; et, au-dessous de cette température critique, un ordre magnétique apparaît qui fera l’objet des deux chapitres suivants.

Quelques ordres de grandeur

Avant de passer à l’étude du ferromagnétisme, il est bon de situer l’échelle des champs magnétiques accessibles à l’expérience en cette fin du XX^e siècle. Les magnétomètres les plus sensibles (squids) détectent le nanoampère par mètre (10^-9 A . m^-1); c’est l’ordre de grandeur des champs magnétiques détectés à proximité du cerveau; l’intensité du champ magnétique terrestre est de l’ordre de 55 ampères par mètre; enfin, les champs magnétiques statiques les plus intenses réalisés au début des années quatre-vingt-dix atteignaient 25 mégaampères par mètre (25 . 10⁶ A . m^-1) dans un diamètre utile de 50 millimètres (bobine hybride du laboratoire franco-allemand S.N.C.I.-M.P.I. de Grenoble, fig. 1), tandis que par une technique d’implosion il est possible d’obtenir des champs magnétiques transitoires encore beaucoup plus intenses; ainsi la gamme des champs magnétiques accessibles à l’expérience s’étend-elle sur dix-sept ordres de grandeur.

2. Le ferromagnétisme

Dans certaines substances (Fe, Co, Ni, SmCo⁵, TbFe², Nd²Fe¹⁴B, Fe³⁴ ou magnétite, Fe⁵Gd³¹², par exemple), l’aimantation sous champ magnétique faible peut prendre des valeurs importantes, de l’ordre de 10⁵ à 10⁶ ampères par mètre, plusieurs milliers de fois plus grandes que celles des corps diamagnétiques ou paramagnétiques. De plus, cette aimantation est une fonction très compliquée du champ magnétique appliqué, de la température et aussi de l’histoire magnétique de l’échantillon, c’est-à-dire des champs magnétiques antérieurs successifs qui ont agi sur lui. C’est ce qu’on appelle le ferromagnétisme .

L’hystérésis

Lorsqu’un corps ferromagnétique à l’état vierge , c’est-à-dire qui n’a jamais été aimanté, est soumis à un champ magnétique croissant, son aimantation M commence par croître, selon la courbe de première aimantation (AB, fig. 2). Dans la région initiale, l’aimantation obéit à une loi parabolique: M = a H + b H², où a est la susceptibilité initiale, qui décrit une variation réversible de l’aimantation, tandis que le terme b H² est associé à une variation irréversible . Lorsque le champ prend des valeurs élevées, M tend vers une limite M^s appelée aimantation à saturation .

Lorsqu’on fait décroître ensuite le champ jusqu’à une valeur négative très élevée, l’aimantation décrit la courbe C jusqu’à la valeur limite 漣 M^s. Puis, en faisant croître à nouveau le champ, elle décrit la courbe D, symétrique de C par rapport à l’origine 0. On obtient un cycle d’hystérésis . L’aire du cycle mesure l’énergie à dépenser pour le décrire, énergie qui est dissipée sous forme de chaleur dans l’échantillon.

Le cycle est caractérisé par les valeurs + M^r, 漣 M^r de l’aimantation rémanente que conserve le corps dans un champ nul et par les valeurs 漣 H^c, + H^c du champ, dit coercitif , qu’il faut appliquer pour annuler l’aimantation. À la température ambiante, M^s est voisin de 1,71 MA . m^-1 pour le fer et de 0,48 MA . m^-1 pour le nickel. L’aimantation rémanente M^r vaut généralement entre 0,5 M^s et 0,8 M^s. Quant au champ coercitif H^c, il est extraordinairement variable, de quelques dixièmes d’ampère par mètre pour du fer très pur jusqu’à plusieurs centaines de milliers d’ampères par mètre pour certains alliages (PtCo, SmCo⁵, Nd²Fe¹⁴B).

On s’intéresse aussi quelquefois à la susceptibilité maximale 﨑^m, égale au maximum de M/H, ou à la susceptibilité différentielle 﨑^d = d M/d H. Dans les applications à l’électrotechnique, c’est plutôt l’induction B = 猪⁰(H + M) qui est la quantité intéressante, ainsi que la perméabilité relative 猪^r = 1 + 﨑 = B/ 猪⁰H. La perméabilité relative maximale 猪^rm = 1 + 﨑^m est de l’ordre de 10 000 pour le fer doux et peut être encore beaucoup plus élevée dans certains alliages cristallisés tels que les permalloys (alliages à base de fer et de nickel) ou certains matériaux amorphes (verres métalliques à base de cobalt, de fer, de silicium et de bore, par exemple; cf. état VITREUX). On qualifie de doux un matériau qui présente une très forte perméabilité sous champ faible et une très faible hystérésis, tandis qu’un matériau dur se caractérise par un champ coercitif élevé.

Le cycle d’hystérésis décrit plus haut est un cycle limite , car ses deux extrémités correspondent à des champs très élevés, mais on peut décrire aussi des cycles partiels . Si l’on s’arrête par exemple en E (fig. 2) et si l’on fait croître le champ, l’aimantation décrit la courbe F. En particulier, lorsqu’on soumet l’échantillon à un champ alternatif lentement décroissant jusqu’à zéro à partir d’une valeur initiale grande par rapport à H^c, l’aimantation décrit une série de cycles partiels de dimensions décroissantes qui s’emboîtent les uns à l’intérieur des autres pour aboutir à une aimantation nulle dans un champ nul. L’échantillon a été désaimanté : son aimantation rémanente est nulle (fig. 3).

Effet de la température

Les propriétés des corps ferromagnétiques dépendent beaucoup de la température. Généralement, l’aimantation à saturation prend à la température T = 0 K une valeur maximale M^s0, correspondant au parallélisme des moments élémentaires, décroît régulièrement à mesure que la température s’élève et s’annule à une certaine température ^C, appelée point de Curie ferromagnétique , ou simplement point de Curie. Pour le fer, ^C est égal à 770 ⁰C et, pour l’aimant Nd²Fe¹⁴B, à 319 ⁰C.

Le champ coercitif varie aussi beaucoup avec la température: généralement, il décroît à mesure que la température s’élève, pour s’annuler au point de Curie. Quant à la susceptibilité ou à la perméabilité maximales, elles augmentent en général lorsque la température s’élève, passent par un maximum un peu au-dessous du point de Curie ^C, puis décroissent.

Au-dessus de leur point de Curie, les corps ferromagnétiques se comportent comme des corps paramagnétiques. Leur susceptibilité obéit à une loi de Curie-Weiss:

avec une valeur de ^p généralement un peu plus élevée que ^C: par exemple, pour le nickel, ^p est égal à 380 ⁰C, et ^C à 358 ⁰C.

Interprétation phénoménologique du ferromagnétisme

L’existence d’une aimantation spontanée, même en l’absence de champ magnétique appliqué, conduisit Pierre Weiss à supposer qu’il existait des interactions entre porteurs élémentaires de moment et qu’elles équivalaient à un champ magnétique fictif で^m, appelé champ moléculaire , proportionnel à l’aimantation で^m = n ぬ qui vient s’ajouter au champ appliqué.

Le coefficient de champ moléculaire, n , est indépendant de l’aimantation et de la température. Dans l’expression de x donnée dans la relation (3), il faut alors remplacer H par H + n M et on retrouve la loi de Curie-Weiss (5), avec ^p = n C. Si n est positif, la susceptibilité magnétique M/H définie d’après la relation (5) devient infinie pour T = ^p. Au-dessous de cette température, la substance s’aimante spontanément sous l’action de son propre champ moléculaire, en l’absence de champ extérieur; soit M^s cette aimantation spontanée . À T = 0 K, cette aimantation spontanée M^s0 correspond au parallélisme de tous les porteurs élémentaires: M^s0 = Nm . Ensuite, M^s décroît régulièrement à mesure que la température s’élève et s’annule à une température ^C précisément égale à ^p dans ce modèle.

En identifiant l’aimantation spontanée à l’aimantation à saturation, on interprète grossièrement les principales propriétés des corps ferromagnétiques. Les champs moléculaires représentatifs des interactions sont, dans le cas du fer et du nickel, de l’ordre de quelques 10⁸ ampères par mètre. Des modèles plus élaborés que le modèle du champ moléculaire ont été proposés par la suite pour rendre compte de la différence observée expérimentalement entre ^C et ^p.

3. Interactions et structures magnétiques

Énergie d’échange

Dans la plupart des substances magnétiques, il existe des interactions entre porteurs élémentaires. L’interprétation quantique de ces interactions par Werner Heisenberg, en 1928, a montré qu’elles agissaient à courte distance et possédaient un caractère local. En règle générale, ces interactions favorisent soit le parallélisme soit l’antiparallélisme des moments. C’est ce type d’interaction que l’on appelle interaction d’échange et qui est à l’origine du ferromagnétisme (cf. Interprétation phénoménologique du ferromagnétisme ). L’énergie de cette interaction, ou énergie d’échange entre les porteurs i et j , s’écrit:

Dans la majorité des cas, on peut considérer que la résultante de ces interactions agissant sur un atome est équivalente à un champ magnétique fictif appelé champ moléculaire . Pour une substance ferromagnétique, c’est-à-dire pour laquelle l’intégrale d’échange J^ij est positive, on a vu que ce champ est proportionnel à l’aimantation: で^m = n ぬ, où n est le coefficient de champ moléculaire, indépendant de l’aimantation et de la température.

Énergie magnétocristalline

Les interactions d’échange, dont le caractère est essentiellement isotrope, se bornent à assurer l’orientation mutuelle (parallélisme ou antiparallélisme) des moments élémentaires dans une direction quelconque du matériau. En fait, il est bien connu que les cristaux présentent des propriétés physiques anisotropes (cf. CRISTAUX - Cristallographie), et c’est le cas en magnétisme. Ainsi, il est plus facile d’aimanter un cristal de fer dont la symétrie est cubique selon un axe quaternaire (arête du cube) que suivant un axe ternaire (diagonale du cube). En d’autres termes, l’aimantation spontanée M^s est couplée au réseau cristallin. Il faut donc introduire une énergie magnétocristalline de densité E^c, donnée en première approximation par E^c = K 塚² dans le cas d’une substance de symétrie hexagonale comme le cobalt, où 塚 est le cosinus de l’angle de ぬ^s avec l’axe sénaire ぼ (perpendiculaire à la base hexagonale). Dans les substances de symétrie cubique, on trouve:

où 見, 廓 et 塚 désignent les cosinus directeurs de ぬ^s par rapport aux axes quaternaires.

À la température ambiante, pour le cobalt, K est égal à 漣 5 憐 10⁵ joules par mètre cube; pour le nickel, K est égal à 漣 4 憐 10³ joules par mètre cube et, pour le fer, à 4,5 憐 10⁴ joules par mètre cube. Dans les composés de terres rares (lanthanides), l’anisotropie est généralement beaucoup plus élevée: par exemple, dans SmCo⁵, K = 漣 2 憐 10⁷ joules par mètre cube.

L’origine de cette énergie est complexe. Approximativement, si d’un côté le moment de spin de l’électron peut tourner librement, en revanche son moment orbital, qui est associé à des nuages électroniques de forme plus ou moins dissymétrique, ne peut pas s’orienter librement dans les champs électriques locaux créés par la matière.

Les moments individuels tendent à s’orienter suivant les directions correspondant à un minimum de E^c: ce sont les directions de facile aimantation . Pour le cobalt à température ambiante, elles correspondent à 塚 = 1, soit aux deux sens de l’axe sénaire; elles correspondent, pour le fer, aux deux sens de chacun des trois axes quaternaires (K est positif) et, pour le nickel, aux deux sens de chacun des quatre axes ternaires (K est négatif). Dans les substances amorphes telles que les verres métalliques, bien qu’il existe une anisotropie locale, on n’observe aucune anisotropie macroscopique.

Énergie dipolaire. Champ démagnétisant

Il existe également une interaction magnétique directe entre porteurs individuels, appelée interaction dipolaire, qui correspond à l’interaction existant entre deux aiguilles de boussole: il s’agit de l’effet produit sur chaque aiguille par le champ magnétique créé par l’autre. Cette interaction est anisotrope et beaucoup plus faible que les interactions d’échange; en revanche, elle peut agir à longue distance (elle varie en 1/d³); en l’absence de ces dernières, elle conduirait à des températures d’ordre magnétique inférieures à 1 K. En raison de cette interaction, un corps aimanté crée, autour de lui et à l’intérieur de la matière, un champ H^d, auquel correspond une densité d’énergie dipolaire, ou magnétostatique , égale à (1/2) 猪⁰H^d2, qui peut atteindre des valeurs considérables, de l’ordre de 10⁶ joules par mètre cube. On peut décrire ce champ magnétique à l’aide de charges magnétiques fictives convenablement réparties.

Tout se passe comme si des charges superficielles étaient réparties à la surface du corps avec une densité égale à la composante normale Mⁿ de l’aimantation: le champ qu’elles créent dans la matière est le champ démagnétisant . C’est ainsi qu’un disque plat aimanté perpendiculairement à son plan crée un champ démagnétisant で^d = 漣 ぬ, où ぬ est son aimantation; dans une sphère d’aimantation uniforme, で^d = 漣 (face="EU Arrow" ぬ/3), tandis que, dans une aiguille infiniment longue aimantée selon son axe, le champ démagnétisant est nul.

Le champ démagnétisant s’oppose à l’action du champ magnétique extérieur appliqué au cours du processus d’aimantation. Il est donc plus facile d’aimanter une aiguille selon son axe qu’une sphère, par exemple. Mais les effets du champ démagnétisant deviennent désastreux pour les aimants permanents, qui présentent une forte aimantation rémanente et un faible champ coercitif: il suffit alors que l’intensité du champ démagnétisant (proportionnelle à M^r) soit supérieure à celle du champ coercitif pour qu’il soit impossible de conserver un moment permanent. C’est pourquoi les aimants anciens présentaient des formes allongées ou même en fer à cheval afin de minimiser cet effet. Ce n’est qu’avec l’apparition des aimants modernes à forte coercitivité que l’on a pu réaliser des aimants permanents de géométrie plane.

Les autres charges sont des charges en volume de densité volumique égale à 漣 div ぬ. Elles créent des champs de dispersion . Pour diminuer l’énergie correspondante, la répartition intérieure de l’aimantation tend à satisfaire à la condition: div ぬ = 0.

Énergie magnétoélastique. Magnétostriction

L’expérience montre qu’un cristal soumis à des contraintes mécaniques voit se développer une nouvelle énergie d’anisotropie, induite par la contrainte, et qui peut entrer en compétition avec l’énergie magnétocristalline : il s’agit de l’énergie magnétoélastique, dont la valeur dépend de l’orientation de l’aimantation, des composantes de la contrainte et de coefficients caractéristiques du matériau, les coefficients de magnétostriction . Ces coefficients interviennent également dans la description de la magnétostriction, cette légère déformation qui accompagne toute modification de l’aimantation. Par exemple, dans un corps de symétrie cubique, la variation relative de longueur 嗀 face=F9796 l/ face=F9796 l dans la direction 見 , 廓 , 塚 est donnée par:

où 見, 廓 et 塚 ont été définis précédemment.

Les constantes de magnétostriction varient beaucoup selon les substances, allant de quelques 10^-3 pour les terres rares jusqu’à quelques 10^-8 dans certains alliages amorphes. À température ambiante, par exemple,¹¹¹ = + 2,4 憐 10^-3 pour TbFe²; pour le fer,¹⁰⁰ = + 21 憐 10^-6 et¹¹¹ = 漣 22 憐 10^-6; pour un ruban amorphe Co⁷¹Mn⁹B²⁰, la magnétostriction est pratiquement nulle (inférieure à 10^-8). La magnétostriction varie avec la température, et parfois aussi avec les traitements thermiques subis (dans le cas des alliages).

La magnétostriction joue un rôle fâcheux dans l’aimantation des substances douces polycristallines car, dans le processus d’aimantation macroscopique, la modification de l’aimantation spontanée des domaines déforme les cristaux élémentaires, fait apparaître des tensions internes et consomme de l’énergie: l’aimantation devient plus difficile. En revanche, elle est mise à profit dans différentes applications que nous verrons plus loin ^{[cf. MAGNÉTOSTRICTION]}.

Antiferromagnétisme

On a vu que le ferromagnétisme se caractérisait par des intégrales d’échange positives. Dans certaines substances telles que NiO, MnO, Cr²³, ErGa², etc., l’intégrale d’échange J^ij entre premiers voisins est négative et favorise l’antiparallélisme des moments. Il en résulte une structure, appelée antiferromagnétique , pouvant être considérée comme deux structures ferromagnétiques entrelacées à aimantations spontanées égales et opposées: on dit qu’il existe deux sous-réseaux (fig. 4 b). Les aimantations de chaque sous-réseau sont parallèles à une certaine direction, dite direction d’antiferromagnétisme, et se compensent exactement à toute température: macroscopiquement, la substance semble rester toujours paramagnétique.

L’aimantation spontanée de chacun des sous-réseaux s’annule à une température ^N, appelée température de Néel, à laquelle la susceptibilité est maximale. Aux températures inférieures à ^N, la susceptibilité croît avec la température; aux températures supérieures à ^N, elle obéit à une loi de Curie-Weiss du type (5), où ^p est négative.

La direction d’antiferromagnétisme est une des directions d’énergie minimale (un des axes quaternaires, par exemple, pour un cristal MnO, de structure cubique).

Au-dessous de ^N, et en particulier à basse température, l’aimantation croît faiblement et linéairement avec le champ. Cependant, lorsque le champ appliqué devient suffisamment grand, il peut surmonter l’interaction d’échange négative entre les sous-réseaux d’aimantation opposée. Une transition a lieu qui correspond à l’apparition d’une forte aimantation selon le champ. Ce comportement, qui porte le nom de métamagnétisme , est illustré sur la figure 5 pour le cas d’un matériau antiferromagnétique à forte anisotropie uniaxiale lorsque le champ est appliqué selon la direction de facile aimantation. En fait, tous les matériaux antiferromagnétiques ne présentent pas de comportement métamagnétique car les interactions antiferromagnétiques peuvent être trop élevées pour que les champs actuellement disponibles puissent les surmonter. Par ailleurs, un certain nombre de matériaux antiferromagnétiques présentent plusieurs transitions métamagnétiques: le renversement des moments dans la direction du champ a lieu en plusieurs étapes correspondant à chaque fois au retournement d’une partie seulement des moments opposés au champ appliqué.

Ferrimagnétisme

Lorsque les atomes magnétiques, qui peuvent être de nature différente, sont situés sur des sites cristallographiques distincts, ils sont soumis à des champs moléculaires différents. On est ainsi conduit à diviser le réseau cristallin en sous-réseaux A, B, C, ..., d’aimantation partielle ぬ^A, ぬ^B, ぬ^C, ..., correspondant chacun à des sites identiques et soumis à des champs moléculaires で^A, で^B, で^C, ...; avec deux sous-réseaux, on obtient par exemple:

Lorsque n ^AB est négatif et que n ^AA et n ^BB sont positifs, ou négatifs mais faibles en module devant n ^AB, ces interactions négatives entre les deux sous-réseaux leur communiquent des aimantations spontanées ぬ^As et ぬ^Bs , orientées en sens inverse l’une de l’autre (fig. 4c). Quand la température s’élève, M^As et M^Bs décroissent régulièrement, depuis la valeur correspondant au parallélisme des porteurs de leurs sous-réseaux respectifs, jusqu’à zéro au point de Curie ^C. Macroscopiquement, seule la différence M^s = |M^As 漣 M^Bs | est observable, de sorte que de faibles différences entre les variations thermiques individuelles de M^As et de M^Bs peuvent conduire à des formes assez extraordinaires dans les variations thermiques de M^s , comme celle qui est représentée sur la figure 6, et illustre le comportement du grenat de gadolinium: à une certaine température, dite température de compensation , l’aimantation s’annule pour croître à nouveau. Il s’agit en réalité d’une température à laquelle l’aimantation des ions Gd est égale et opposée à celle des ions Fe; à cette température, l’aimantation rémanente change de signe, ce qui montre que l’aimantation spontanée change aussi de signe. Cette propriété est mise à profit dans les disques magnéto-optiques, une des plus récentes applications du magnétisme (cf. Enregistrement magnétique ).

Aux températures supérieures à ^C, de telles substances sont paramagnétiques, avec:

L’inverse 1/ 﨑 de la susceptibilité varie ainsi avec la température suivant une loi hyperbolique et s’annule pour une température un

peu supérieure à ^C. Les coefficients 靖, 﨑⁰ et ^C sont des fonctions de n ^AA, n ^AB et n ^BB.

Le comportement que l’on vient de décrire caractérise le ferrimagnétisme : il s’agit en somme de substances assez paradoxales puisque leur ferromagnétisme apparent provient principalement d’interactions négatives (antiferromagnétisme).

Le premier exemple de ferrimagnétisme est celui des spinelles Fe²³ . MO, où M est un métal bivalent comme Ni, Co, Mn, etc., et celui de la magnétite Fe³⁴ en particulier. Depuis longtemps, l’attention avait été attirée par la faiblesse de leur aimantation à saturation, par rapport aux valeurs théoriques maximales, et par l’allure hyperbolique de la variation thermique de 1/ 﨑 ^{[cf. SPINELLES]}. Dans le réseau cristallin des spinelles, les cations occupent deux catégories de sites: les sites tétraédriques (sous-réseau A) entourés de quatre anions ^2- et occupés par un ion Fe³⁺, et les sites octaédriques (sous-réseau B) entourés de six anions ^2- occupés par l’autre ion Fe³⁺ et par l’ion M²⁺. De très fortes interactions négatives orientent les moments magnétiques des ions situés en A en sens inverse des ions situés en B: le moment à saturation, par molécule, est donc égal à celui de l’ion M²⁺, car les moments des ions ferriques (Fe³⁺) se compensent.

Un autre exemple important de ferrimagnétisme est celui des ferrites grenats du type Fe⁵³¹², où T est un ion trivalent de terre rare, cristallisant dans le même système cubique que les pierres précieuses du même nom. Les ions magnétiques s’y partagent alors en trois sous-réseaux.

Structures complexes

Dans le cas du ferromagnétisme, du ferrimagnétisme et de l’antiferromagnétisme, l’orientation des moments atomiques à T = 0 K est schématiquement représentée sur la figure 4. Ces prévisions de la théorie du champ moléculaire ont été entièrement confirmées par les déterminations de structure par diffraction de neutrons, dès 1949.

Cette technique expérimentale, présentée plus loin (chap. 6. Les techniques d’étude du magnétisme ), a mis en évidence l’existence de nombreux autres types de structures plus complexes qui, à la différence des précédentes, sont souvent non colinéaires . Certaines ont pour origine l’anisotropie magnétocristalline qui divise les atomes magnétiques en différents sous-réseaux de directions de facile aimantation différentes. Une telle situation est rencontrée dans les composés où les atomes magnétiques occupent des sites cristallographiques de basse symétrie ou lorsque les atomes magnétiques sont de nature différente. Ce type de structure est fréquemment observé dans les composés à base de terres rares, où l’anisotropie magnétocristalline est beaucoup plus grande que dans les métaux de transition de la série du fer.

Les autres structures non colinéaires résultent de la frustration des interactions d’échange: l’arrangement des moments les uns par rapport aux autres ne parvient pas à satisfaire totalement ces interactions.

Par exemple, si l’on considère trois moments magnétiques disposés aux sommets d’un triangle équilatéral et couplés par une interaction antiferromagnétique, il est impossible de les disposer antiparallèlement deux à deux: si l’arrangement est colinéaire, deux des moments sont nécessairement parallèles et leur interaction n’est pas satisfaite. Afin de minimiser cette frustration, le système préfère un arrangement non colinéaire, comme l’arrangement triangulaire illustré sur la figure 7a et rencontré dans certains composés hexagonaux.

Dans la catégorie des systèmes frustrés, il convient de signaler un cas particulièrement intéressant, que l’on rencontre assez souvent dans les corps de symétrie hexagonale, l’hélimagnétisme. Les moments des atomes d’un même plan perpendiculaire à l’axe sénaire sont parallèles entre eux et situés dans ce plan; en passant d’un plan au suivant, ils tournent dans le même sens d’un angle donné, de manière à décrire un hélicoïde (fig. 7b). Cette disposition résulte de la compétition entre des interactions positives et négatives entre plans premiers et seconds voisins, respectivement. La période spatiale de la structure magnétique, c’est-à-dire celle de l’hélice, n’est en général pas un multiple entier de la période du réseau cristallin: on dit que ce type de structure est incommensurable . On rencontre l’hélimagnétisme dans un certain nombre de terres rares métalliques, comme le dysprosium.

Parmi les structures incommensurables, il convient aussi de mentionner le cas très particulier des structures modulées sinusoïdalement en amplitude , qui résultent de la compétition entre interactions positive et négative entre premiers et seconds voisins dans des composés où la forte anisotropie uniaxiale fixe les moments dans une direction donnée. Tous les moments sont parallèles mais d’un site à l’autre l’amplitude des moments est modulée sinusoïdalement. Ce type de structure (fig. 7c) est observé dans le chrome et dans certaines terres rares métalliques telles que le thulium.

Une dernière classe de systèmes magnétiques frustrés mérite encore d’être citée; il s’agit des verres de spin observés dans des systèmes cristallographiquement désordonnés (atomes de nature différente distribués statistiquement sur un même réseau cristallin, ou matériaux amorphes). La frustration d’interactions de signe et d’amplitude différents due au désordre conduit à des arrangements magnétiques complexes à basse température qui ne peuvent être déterminés par diffraction de neutrons en raison de leur caractère non périodique, mais qui suscitent un grand intérêt en raison du caractère particulier de la transition entre l’état paramagnétique et l’état magnétiquement figé, et des phénomènes de relaxation qui lui sont associés.

Il existe ainsi une très grande variété de comportements magnétiques, dont l’interprétation a nécessité la création de modèles mathématiques qui ont pu être ensuite utilisés dans de nombreux autres domaines de la science: c’est ainsi que l’étude de l’hystérésis en élasticité a pu profiter de l’apport du magnétisme, ou que les théories des cristaux liquides et des réseaux de neurones doivent beaucoup aux modèles du champ moléculaire et des verres de spin, respectivement. Mais c’est probablement dans le domaine de la thermodynamique que l’apport du magnétisme s’est révélé le plus fécond, en permettant une analyse très poussée des phénomènes critiques associés à tout changement de phase: cet aspect est traité en détail dans l’article transitions de PHASE.

4. Mécanismes de l’aimantation technique

Pour minimiser l’énergie magnétostatique et compte tenu de l’énergie magnétocristalline, un monocristal de fer (structure cubique) à l’état vierge ou désaimanté se subdivise en un nombre très grand de domaines élémentaires, dits domaines de Weiss , appartenant à six catégories différentes, chaque catégorie ou phase correspondant à une des six directions de facile aimantation (axes quaternaires du cube). Le processus d’aimantation d’un tel échantillon met en jeu trois mécanismes.

Le premier, celui des déplacements de parois , correspond au déplacement des frontières séparant deux domaines élémentaires, de manière à augmenter le volume du domaine dont la composante de l’aimantation dans la direction du champ appliqué est la plus grande. Comme l’énergie à dépenser pour produire ce déplacement est inférieure à celles qui sont mises en jeu dans les deux autres processus, ce mécanisme joue un rôle prépondérant dans la région initiale de la courbe d’aimantation.

Le deuxième mécanisme correspond, à l’intérieur d’un domaine, à une rotation de l’aimantation spontanée, qui s’écarte de la direction de facile aimantation pour se rapprocher de la direction du champ appliqué. Il faut pour cela surmonter l’énergie magnétocristalline; ce mécanisme ne prend donc de l’importance que dans les champs moyens ou forts, dans la région terminale de la courbe d’aimantation.

Enfin, un dernier mécanisme correspond à une augmentation de la grandeur de l’aimantation spontanée M^s sous l’action du champ appliqué. Cette augmentation est souvent très faible ou négligeable, en particulier quand le champ appliqué est faible par rapport au champ moléculaire.

La figure 8 illustre bien ces mécanismes: selon l’axe quaternaire [100], seuls interviennent en champ faible des déplacements de parois ; au contraire, selon l’axe ternaire [111], au déplacement des parois s’ajoute, pour des champs plus élevés, une rotation des moments, qui s’éloignent peu à peu des directions quaternaires pour s’aligner selon [111], en luttant contre l’énergie d’anisotropie magnétocristalline: ce processus met en jeu une dépense en énergie bien supérieure.

Dans un matériau polycristallin, constitué d’un très grand nombre de cristallites élémentaires, ou grains, le matériau apparaît isotrope en moyenne, chaque grain étant orienté au hasard. La courbe de première aimantation est alors intermédiaire entre les courbes relatives aux directions de facile et de difficile aimantation.

Pour des structures cristallographiques différentes, les courbes d’aimantation présentent des allures variées selon l’orientation relative du champ appliqué et de la direction de facile aimantation.

Les parois

Bon nombre d’applications importantes des matériaux doux (machines tournantes, alternateurs, mémoires à bulles, etc.) ne mettent en jeu que les déplacements de parois.

Ces parois ne sont pas des surfaces géométriques séparant deux domaines d’aimantation spontanée ぬ^s1 et ぬ^s2, mais des sortes de murs d’épaisseur finie, à l’intérieur desquels l’aimantation spontanée tourne progressivement de ぬ^s1 à ぬ^s2. Le supplément d’énergie d’échange lié à la désorientation relative des moments peut se calculer en sommant l’équation (6) sur toutes les paires de porteurs. Pour une substance de symétrie cubique, ce supplément d’énergie est donné par la formule de Landau- Lifshitz :

où 見, 廓 et 塚 ont été déjà définis; n est le coefficient de champ moléculaire et d est la distance séparant deux atomes proches voisins. Ce supplément d’énergie est d’autant plus petit que la transition est plus progressive, c’est-à-dire que l’épaisseur est plus grande. Au contraire, comme il existe à l’intérieur du mur des régions dans lesquelles l’aimantation spontanée n’est pas dirigée suivant une direction de facile aimantation, la paroi est caractérisée par une augmentation d’énergie magnétocristalline, proportionnelle à son épaisseur. Il existe une certaine épaisseur e pour laquelle l’énergie totale est minimale: selon les valeurs relatives des énergies d’échange et d’anisotropie magnétocristalline, cette épaisseur peut varier de quelques dixièmes de nanomètre pour les parois très étroites observées dans certaines substances fortement anisotropes (par exemple Dy³Al²) à plusieurs dizaines de nanomètres pour du fer doux, et même à quelques micromètres dans des matériaux doux tels que certains alliages Fe-Si.

Parmi les nombreuses façons de mettre en évidence les domaines élémentaires et leurs parois, la plus ancienne et la plus simple consiste à laisser déposer sur la surface de l’échantillon une suspension de grains ferromagnétiques très fins: les grains viennent se déposer à l’intersection des parois avec la surface, attirés par les gradients de champs magnétiques locaux qui y règnent. Les figures 9 et 10 illustrent la variété de formes et d’orientations des parois que l’on peut observer: leur géométrie parfois compliquée a pour origine la minimisation de l’énergie totale de l’échantillon. En particulier, pour ne pas porter de pôles magnétiques, elles s’orientent de façon telle que les composantes de ぬ^s1 et ぬ^s2 normales à la paroi soient égales. Assez souvent, elles prennent une forme plane (fig. 9).

Création de parois et obstacles à leur déplacement

Dans un échantillon pur, sans défaut et dont l’anisotropie est faible, l’énergie d’une paroi ne dépend pas de sa position: la paroi est facile à déplacer. Il n’en est plus de même dans un milieu contenant par exemple des cavités ou des inclusions non magnétiques ou dans un milieu perturbé par des tensions internes irrégulières. L’énergie du système dépend alors de la position de la paroi: il s’agit d’une sorte de fonction aléatoire avec une série de maximums et de minimums. En l’absence de champ, la paroi occupe l’un des minimums. L’action d’un champ で, équivalent à l’action d’une pression P:

pousse la paroi et la déplace d’abord réversiblement si P est faible. Si P a une valeur suffisante, la paroi saute irréversiblement du minimum occupé initialement à un autre minimum situé plus loin. Tel est, en principe, le mécanisme de l’hystérésis des substances massives.

Ainsi, pour obtenir aussi peu d’hystérésis que possible, c’est-à-dire pour que le champ coercitif soit petit, il faut que la substance ne soit pas affectée de tensions internes et ne contienne pas de cavités ou d’inclusions non magnétiques. Au surplus, pour que l’effet de cavités ou de tensions résiduelles soit faible, il est bon que la constante d’anisotropie K soit faible ainsi que les constantes de magnétostriction. Ces brèves indications montrent la voie à suivre pour obtenir des substances magnétiques douces, faciles à aimanter.

Dans les substances magnétiques dures constituant les aimants, on souhaite au contraire bloquer l’aimantation de manière aussi efficace que possible. Les meilleurs aimants sont ceux qui possèdent une anisotropie uniaxe importante. Quand un tel matériau a été aimanté à saturation dans la direction de facile aimantation, il faut, pour le désaimanter, créer un domaine de direction opposée associé à une paroi à 180⁰. En théorie, le champ coercitif devrait être égal au champ nécessaire pour faire tourner un moment et vaincre l’anisotropie (champ d’anisotropie). En réalité, le champ coercitif n’atteint que le dixième environ du champ d’anisotropie en raison de la présence inévitable de défauts favorisant la nucléation de domaines opposés. Pour obtenir de bons aimants, on cherche alors à réduire l’effet de la nucléation et à s’opposer à la propagation des parois, une fois celles-ci créées.

Grains ferromagnétiques très fins

Quand toutes les dimensions d’un cristallite, ou grain fin , sont inférieures à une valeur critique, caractéristique du matériau, ce grain reste monodomaine car la création d’une paroi serait trop coûteuse en énergie. Un tel grain fin de volume v se comporte donc comme un aimant permanent de moment magnétique vM^s. Ce moment tend à s’orienter suivant certaines directions privilégiées du grain (par exemple la direction de plus grand allongement du grain, si le champ démagnétisant est prépondérant) et il faut dépenser de l’énergie pour faire sauter le moment d’une direction privilégiée à l’autre: c’est là le mécanisme le plus simple de l’hystérésis ferromagnétique.

Cependant, pour des grains encore plus fins, de quelques nanomètres de diamètre, la hauteur des barrières de potentiel qui séparent deux orientations privilégiées devient comparable à l’énergie k T d’agitation thermique. Par une sorte de mouvement brownien, le moment magnétique peut sauter spontanément d’une orientation privilégiée à l’autre: tout se passe comme si l’on était en présence de grosses molécules de moment 猪 = vM^s. Un ensemble de ces grains obéit à la loi de Curie avec des porteurs de moment 猪: c’est ce qu’on appelle le superparamagnétisme .

Stabilité dans le temps

Quand on modifie la valeur du champ appliqué à une substance ferromagnétique, l’aimantation peut présenter des variations compliquées avec le temps: d’abord, elle semble se stabiliser à une valeur M⁰, très rapidement pour les isolants, ou avec un léger retard en présence de courants de Foucault dans les composés métalliques.

Mais on observe bien souvent, ensuite, une dérive plus ou moins lente vers une nouvelle valeur d’équilibre M size=1^秊: c’est le phénomène du traînage magnétique . Celui-ci peut provenir de mécanismes très divers tels que la migration des atomes (traînage de diffusion), le retournement de moments magnétiques en situation métastable sous l’influence de l’agitation thermique (traînage de fluctuation thermique), ou encore la diffusion électronique.

La cinétique de ces phénomènes dépend étroitement de la température ; ainsi il est possible, en appliquant un champ magnétique sur un échantillon de ferrite contenant des atomes de cobalt, d’induire à haute température par diffusion atomique un ordre directionnel que l’on peut stabiliser en retournant assez vite à la température ambiante, où la migration des ions n’est plus possible: on observe alors une anisotropie magnétique induite qui traduit le réarrangement atomique.

Comportement en champ alternatif

Nous n’avons considéré jusqu’à présent que les mécanismes d’aimantation par application d’un champ magnétique statique.

Lorsqu’une substance magnétique est soumise à un champ polarisant statique H⁰ et à un champ alternatif superposé 嗀h = h ⁰ sin 諸t , la susceptibilité différentielle

sera fonction de la pulsation 諸: on observera une variation d’aimantation à la même fréquence que 嗀h , mais déphasée par rapport à celle-ci et généralement atténuée. Atténuation et déphasage sont des fonctions de la fréquence et varient beaucoup selon le matériau considéré.

L’atténuation traduit une dissipation d’énergie. Dans les métaux, bons conducteurs de l’électricité, les pertes d’énergie proviennent essentiellement des courants de Foucault et augmentent avec la fréquence: pour les applications à l’électrotechnique, à la fréquence du secteur, on minimisera ces pertes en remplaçant les circuits massifs par des empilements de tôles fines. En revanche, les ferrites, spinelles et, surtout, grenats sont de bons isolants électriques et ne présentent pas ce type de pertes. Ils peuvent donc être utilisés à des fréquences beaucoup plus élevées: leur champ d’application s’étend maintenant des radiofréquences jusqu’aux fréquences des ondes lumineuses (magnétooptique).

5. Aspects théoriques

Les modèles qui ont été développés dans les chapitres précédents étaient essentiellement phénoménologiques. Il importe maintenant de préciser la nature et l’origine des moments magnétiques atomiques, du champ moléculaire et de l’anisotropie magnétocristalline.

Le moment magnétique atomique ou ionique

La mécanique quantique nous apprend que, le plus souvent, le moment cinétique total d’un atome ou d’un ion libre est la somme vectorielle 領 ど du moment cinétique orbital 領 に des électrons, provenant de leur mouvement autour du noyau, et de leur moment cinétique de spin 領 ひ, provenant de leur rotation sur eux-mêmes: h = 2 神 領 est la constante de Planck tandis que ど, に et ひ sont caractérisés par les nombres quantiques J, L et S. Le moment magnétique orbital est un vecteur:

où 漣 |e | et m sont respectivement la charge électrique et la masse de l’électron; on appelle magnéton de Bohr le moment magnétique élémentaire, d’une valeur 猪^B = 0,927 26 . 10^-23 ampère . mètre carré; le moment magnétique de spin est lui aussi proportionnel au moment cinétique de spin mais le facteur de proportionnalité est double. C’est ainsi que le moment magnétique total de l’ion est un vecteur 漣 (face="EU Arrow" に + 2 ひ) 猪^B; c’est la somme d’une composante perpendiculaire à ど qui tourne à haute fréquence autour de ど et ne joue généralement qu’un rôle négligeable, et d’une composante 漣 g ど 猪^B, parallèle à J, qui est le moment apparent de l’ion; g est le facteur de Landé donné par:

quand les ions ne sont pas trop lourds. Le rapport du moment magnétique total au moment cinétique total est alors égal à 漣 g |e |/2m .

Par conséquent, à toute variation macroscopique d’aimantation est associée une variation macroscopique du moment cinétique et inversement. On observe ainsi une série de phénomènes, connus sous le nom d’effets gyromagnétiques ou magnétomécaniques , qui permettent notamment de mesurer directement le facteur g . L’équation (3), établie par Paul Langevin dans l’hypothèse d’une statistique classique, a été revue par Léon Brillouin, pour tenir compte de la quantification du moment magnétique. Ce n’est que pour les plus faibles valeurs de J qu’apparaissent des différences significatives par rapport à la théorie classique.

Le magnétisme du corps solide

Pour qu’un matériau présente une aimantation notable, il doit comporter au moins un type d’élément ayant une couche électronique à la fois incomplète (autrement son moment cinétique serait nul) et profonde: en effet, les électrons périphériques participent à la cohésion du solide, leurs orbites en sont notablement perturbées et, par voie de conséquence, leurs propriétés magnétiques sont généralement très affaiblies, en comparaison de celles de l’ion libre.

Le magnétisme le plus marqué et le mieux compris est celui des terres rares, ou lanthanides, dont les électrons «magnétiques» sont ceux de la couche profonde 4f , écrantée par d’autres couches complètes extérieures, 5s et 5p . Les effets de l’environnement, sans bouleverser totalement les propriétés magnétiques, agissent comme une perturbation. Le moment magnétique à saturation reste égal à celui de l’ion libre (g J 猪^B) et l’on rend compte d’une manière satisfaisante des constantes de Curie des composés à base de terres rares en remplaçant dans la formule (4) m ² par g ²J(J + 1) 猪^2B, valeur quantique du carré du moment.

Vient ensuite la famille du fer, dont les électrons responsables du magnétisme sont ceux de la couche 3d , recouverte par seulement un ou deux électrons 4s ; moins bien protégés de l’extérieur que les électrons 4f , ces électrons 3d ressentent plus fortement l’influence des champs électriques créés par les ions voisins, et leurs orbites ne sont plus libres de s’orienter au hasard: le moment magnétique orbital est alors plus ou moins bloqué . À la limite, quand le blocage est total, le moment magnétique à saturation se réduit au moment de spin 2S 猪^B (le facteur g vaut alors 2).

Magnétisme localisé et itinérant

La description précédente supposait que les électrons responsables du magnétisme étaient bien localisés: c’est effectivement le cas dans les sels ou les oxydes des métaux 3d (famille du fer) ou 4f (lanthanides).

Dans les métaux, il peut arriver que les moments ne soient plus étroitement localisés sur les atomes. Le magnétisme provient d’électrons itinérants susceptibles de sauter d’un atome à l’autre; il est plus ou moins délocalisé.

Dans le cas des électrons de conduction, la délocalisation est très importante et conduit à des conséquences intéressantes. Ces électrons se comportent à peu près comme des électrons libres.

Leurs niveaux d’énergie sont quantifiés et très proches les uns des autres. À T = 0 K, ces niveaux sont remplis jusqu’à une certaine énergie E^F, dite énergie de Fermi, qui, pour un électron libre par atome, est de l’ordre de quelques électronvolts, équivalente à une énergie d’agitation thermique de quelques dizaines de milliers de degrés: cette répartition n’est donc pas modifiée par une élévation de température de quelques centaines de degrés. Cette bande se partage en deux demi-bandes, correspondant, l’une aux électrons de spin positif, l’autre à ceux de spin négatif. Dans un champ magnétique H et afin qu’il y ait équilibre, l’une doit être remplie jusqu’au niveau E^F 漣 猪⁰ 猪^BH et l’autre jusqu’au niveau E^F + 猪⁰ 猪^BH. On obtient ainsi une aimantation résultante, avec une susceptibilité:

positive, pratiquement indépendante de la température et du champ magnétique: c’est le paramagnétisme de Pauli . Le paramagnétisme des métaux alcalins et alcalino-terreux s’explique de cette manière.

Dans les métaux de la famille du lanthane, la contribution des électrons de conduction au magnétisme est faible; elle se manifeste par une très légère polarisation conduisant à un moment magnétique à saturation très peu différent de la valeur théorique g 猪^BJ, caractéristique des électrons 4f , dont le caractère localisé n’est pas altéré par l’état métallique.

La situation est beaucoup plus complexe dans les métaux de la famille du fer. Ainsi, pour le fer, le cobalt et le nickel, les effets magnétomécaniques montrent que g est voisin de 2: le moment orbital est presque complètement bloqué et on s’attend à observer des valeurs du moment à saturation voisines de 2S 猪^B, c’est-à-dire multiples du magnéton de Bohr, tandis que l’expérience donne les valeurs fractionnaires 2,2 猪^B, 1,75 猪^B, 0,6 猪^B. En fait, les électrons 3d , qui contribuent de manière prépondérante au magnétisme, participent à la conduction. Le niveau 3d est élargi par les interactions et forme une bande étroite qui chevauche la bande 4s , beaucoup plus large. C’est ainsi que les dix électrons 3d du nickel, au lieu de remplir complètement la bande 3d , se partagent: 9,4 vont en 3d et 0,6 en 4s . Cette dernière bande, très large, analogue à celle des électrons libres, ne participe pratiquement pas au magnétisme et il manque finalement 0,6 électron à la bande 3d , ce qui est à l’origine du moment fractionnaire du nickel.

Interactions magnétiques

L’interprétation des diverses sortes de magnétisme repose sur l’existence, entre porteurs de moment, d’interactions dont la nature, longtemps obscure, a pu être éclaircie à l’aide de la mécanique quantique. Lorsque les orbitales sur lesquelles évoluent deux électrons ont une partie – même faible – commune, le principe d’exclusion de Pauli conduit à une différence d’énergie électrostatique selon que les moments magnétiques de spin de ces électrons sont parallèles ou antiparallèles. C’est là l’origine de la plupart des interactions magnétiques. Ces interactions, dites interactions d’échange en raison de la possibilité pour les deux électrons d’échanger leur orbite, conduisent dans les trois cas décrits ci-dessous à l’énergie d’échange de la formule 6 entre les moments magnétiques de deux atomes magnétiques.

Dans les composés intermétalliques des métaux de transition de la série du fer, il s’agit d’interactions d’échange directes . Le couplage résulte dans ce cas de l’empiètement des fonctions d’ondes (ou orbitales) des électrons appartenant à des atomes voisins: il décroît donc rapidement, exponentiellement avec la distance entre atomes proches voisins. C’est l’interaction magnétique la plus forte rencontrée; elle est responsable du ferromagnétisme des matériaux utilisés dans la plupart des applications. Sa variation avec la distance est illustrée par la courbe de Slater-Néel (fig. 11): lorsqu’elle est positive, on observe le ferromagnétisme comme dans le cas du fer, du cobalt et du nickel. Le manganèse à l’état de métal pur est antiferromagnétique mais dans certains alliages tels que Cu²MnAl, par exemple, où seuls les atomes de manganèse portent un moment magnétique, le ferromagnétisme apparaît car la distance entre atomes magnétiques est alors plus grande que dans le manganèse pur.

Dans les isolants, souvent antiferromagnétiques ou ferrimagnétiques , les fortes interactions négatives qui y jouent un rôle essentiel sont du type indirect, ou de superéchange . Dans ces composés où l’on est en présence de chaînes de trois atomes proches voisins du type Fe³⁺ 漣^2- 漣Fe³⁺, ce sont les électrons extérieurs de l’atome d’oxygène non magnétique qui, en raison de l’empiètement de leurs orbitales avec les atomes de fer voisins, couplent les deux ions de fer extérieurs; l’oxygène joue ainsi le rôle de relais. Il est possible que de telles interactions se produisent à des distances encore plus grandes, avec deux atomes d’oxygène intermédiaires du type schématique Fe 漣O 漣O 漣Fe.

Dans les composés intermétalliques à base de terres rares , comme le gadolinium, un troisième type d’interaction apparaît, les interactions d’échange indirectes . Ce sont les électrons de conduction qui servent d’intermédiaires entre deux atomes magnétiques, conduisant à une interaction d’encore plus longue portée que la précédente. Le moment des atomes de gadolinium polarise les électrons de conduction, qui peuvent contribuer pour une petite part à l’aimantation à saturation. Cette interaction est plus faible que les précédentes et conduit toujours à des températures d’ordre inférieures à la température ambiante.

6. Les techniques d’étude du magnétisme

Sans être exhaustif, ce chapitre présente les principales techniques utilisées pour étudier les propriétés magnétiques de la matière.

Mesures magnétiques

La méthode de base pour étudier les propriétés magnétiques macroscopiques d’un composé consiste à mesurer sa réponse magnétique (son aimantation) lorsqu’il est soumis à un champ magnétique dans des conditions données de température et de pression.

Dans la méthode dite d’extraction axiale , l’échantillon soumis à un champ homogène est déplacé entre deux bobinages de détection. La variation de flux alors induite dans ces bobines produit une force électromotrice dont la variation intégrée pendant tout le déplacement est proportionnelle au moment magnétique de l’échantillon.

Dans le magnétomètre développé par Simon Foner (1959), l’échantillon est soumis à un mouvement vibratoire à l’aide d’un dispositif analogue à celui d’un haut-parleur. Le signal alternatif, induit dans deux bobines placées de part et d’autre de l’échantillon, est amplifié et comparé au signal produit par un aimant de référence. Il en résulte un signal de sortie proportionnel au moment magnétique du matériau étudié.

Lorsqu’un échantillon magnétique est placé dans un champ magnétique inhomogène, il est soumis à une force proportionnelle à son moment magnétique. Les différentes techniques utilisant ce principe diffèrent par la méthode de mesure de cette force (balances de torsion ou de translation, etc.).

Ces mesures sont le plus souvent réalisées dans des champs statiques produits par des électro-aimants (jusqu’à 2 MA/m) ou, plus fréquemment, dans des bobines supraconductrices (H 諒 12 MA/m) ou résistives (H 麗 25 MA/m). Des expériences peuvent être également réalisées dans des champs supérieurs produits de manière transitoire.

Il est possible de mesurer des moments magnétiques extrêmement faibles (10^-9 . Am²) avec un type de magnétomètre mettant à profit les propriétés supraconductrices de certains matériaux: il s’agit des squids , ou dispositifs supraconducteurs à interférences quantiques (fig. 12).

Par ce type de mesure, il est possible de déterminer les propriétés magnétiques macroscopiques des matériaux (ferromagnétique, antiferromagnétique, paramagnétique...), leur température d’ordre, la variation thermique de leur susceptibilité, l’existence d’éventuellles transitions... Les figures 2, 3, 5, 6 et 8 illustrent le type de courbes d’aimantation obtenu.

La diffraction neutronique

En raison de la dualité onde-corpuscule, un faisceau de neutrons envoyé sur un matériau cristallin subit un phénomène de diffraction analogue à celui des rayons X (cf. OPTIQUE CRISTALLINE - Diffraction par les cristaux). Dans le cas des neutrons, l’interaction responsable de la diffraction a deux origines. D’une part, il existe une interaction de contact neutron-noyau qui donne lieu à des diagrammes de diffraction caractéristiques de la structure cristallographique. D’autre part, porteur d’un moment magnétique, le neutron interagit avec le moment magnétique atomique. Il en résulte une contribution à la diffraction caractéristique de la structure magnétique du composé. Les directions des faisceaux diffractés par l’échantillon sont directement liées à la périodicité de la structure magnétique, alors que l’analyse de leurs intensités permet de remonter à la valeur et à la direction de chaque moment magnétique individuel. Ainsi la diffraction neutronique est une des techniques de base pour l’étude du magnétisme de la matière condensée. Son aspect microscopique complète efficacement les mesures magnétiques décrites au paragraphe précédent et qui ne permettent qu’une approche macroscopique. Parmi les premiers résultats, il faut citer la vérification expérimentale, en 1949, de la structure antiferromagnétique de MnO, qui avait été prévue dès 1932 par Louis Néel. De même, les structures hélimagnétiques prédites par A. Yoshimori et Jacques Villain ont été observées par diffraction sur le composé MnAu². Par la suite, de nombreuses autres structures magnétiques de périodicité incommensurable avec celle de la structure cristallographique ont été découvertes, telles que la structure modulée sinusoïdalement en amplitude du chrome (fig. 7 c) et le large éventail des structures magnétiques des métaux de terres rares.

En utilisant la diffraction de neutrons polarisés , c’est-à-dire dont on sélectionne une direction du moment magnétique, sur des monocristaux dont les moments sont parallèles, il est possible d’établir une véritable carte de la densité magnétique en chaque point de la matière. On peut alors remonter aux orbitales des électrons responsables du magnétisme.

En plus de la diffusion élastique donnant lieu au phénomène de diffraction, la diffusion inélastique des neutrons est utilisée pour une approche énergétique du magnétisme: elle fournit une évaluation des excitations magnétiques individuelles ou collectives (ondes de spin ), ces dernières permettant la détermination des interactions d’échange entre les moments magnétiques individuels.

La diffusion des neutrons est devenue un outil indispensable à la recherche moderne en magnétisme, ce qui a justifié la construction de plusieurs réacteurs nucléaires expérimentaux à travers le monde; le réacteur à haut flux de Grenoble (institut Laue-Langevin), par exemple, est le fruit d’une collaboration internationale à l’échelle européenne.

Résonance magnétique

À l’image du gyroscope, un moment magnétique ゆ peut effectuer un mouvement de précession autour d’un champ magnétique statique で⁰ avec une vitesse angulaire:

indépendante de l’orientation de ゆ par rapport à で⁰. En mesurant la susceptibilité magnétique dans une direction perpendiculaire au champ で⁰, à l’aide d’un petit champ excitateur h ⁰ sin 諸t , on peut observer un phénomène de résonance lorsque 諸 = 諸^R. で⁰ représente un champ extérieur dans le cas de la résonance paramagnétique électronique (R.P.E.), technique très utilisée pour déterminer expérimentalement le facteur g . En résonance ferromagnétique (R.F.M.), で⁰ représente le champ magnétique effectif dans la matière, c’est-à-dire le champ appliqué, corrigé du champ démagnétisant et, éventuellement, d’un champ fictif traduisant l’anisotropie magnétocristalline: dans ce cas, la mesure du champ de résonance en fonction de l’orientation permet de déterminer l’anisotropie. Enfin, lorsque c’est le moment nucléaire qui entre en précession, le champ で⁰ est alors le champ effectif sur le noyau considéré, champ qui dans un corps magnétiquement ordonné est essentiellement la somme du champ appliqué et du champ moléculaire: la résonance magnétique nucléaire (R.M.N.) fournit ainsi une mesure du champ moléculaire local, très précieuse dans le cas des structures non ferromagnétiques. Par ailleurs, la R.M.N. constitue un outil extrêmement riche en imagerie médicale, où elle est principalement utilisée pour visualiser l’hydrogène de l’eau, très abondante dans le corps humain.

7. Applications

Le magnétisme occupe depuis fort longtemps une place centrale en électrotechnique, mais le champ de ses applications s’est considérablement diversifié avec le développement de l’électronique, de l’industrie des capteurs, de l’informatique et des moyens d’enregistrement modernes, etc. Cette branche d’activités est en plein essor, ainsi qu’en témoignent les exemples qui suivent.

Enregistrement magnétique

Compte tenu de l’importance croissante de l’audiovisuel et de l’informatique, l’enregistrement est un domaine en pleine expansion. Que ce soit pour les mémoires de masse en informatique ou pour l’enregistrement audio et vidéo ^{[cf. ENREGISTREMENT]}, les supports magnétiques (bandes et disques) se prêtent remarquablement bien au stockage permanent de grandes quantités d’information en raison de leurs larges capacités (de l’ordre de 1 à 10 millions de caractères par centimètre carré), de la grande rapidité d’accès et de leur prix de revient généralement très inférieur à d’autres modes de stockage tels que ceux qui emploient les semiconducteurs. Autre avantage de l’enregistrement magnétique, il se prête aussi bien à la lecture qu’à l’écriture. Parmi les applications de ce type d’enregistrement, il convient de signaler les cartes et tickets magnétiques qui constituent une part importante et en expansion du marché. À la fin de la décennie quatre-vingt, le chiffre d’affaires mondial de l’enregistrement magnétique était supérieur à celui des aimants et tôles de transformateurs (plus de deux milliards de disquettes ont été produites en 1989).

Quel que soit le mode de stockage, l’enregistrement des données s’opère au moyen d’une tête d’écriture , sorte d’électro-aimant qui aimante localement un matériau en mouvement et situé à proximité immédiate de la tête (fig. 13 a). Il convient de distinguer l’enregistrement analogique , en usage dans les magnétophones classiques, de l’enregistrement numérique introduit par l’informatique et dont l’usage s’est étendu à l’audiovisuel: dans le second cas, les informations sont codées sous forme binaire (0 ou 1), et il suffit d’aimanter le matériau dans une direction ou dans la direction opposée. Au contraire, l’enregistrement analogique exige une mise en mémoire aussi fidèle que possible de l’intensité du signal; l’aimantation rémanente doit alors être proportionnelle à l’amplitude du champ magnétique créé par la tête d’écriture: on y parvient en superposant un champ magnétique alternatif de fréquence élevée (de l’ordre de 100 kHz) au champ magnétique basse fréquence (inférieure à 20 kHz) qui constitue l’«image» du son à enregistrer.

L’information peut ensuite être restituée par une tête de lecture , identique à la tête d’écriture, qui recueille le signal électrique induit par le défilement des zones aimantées du support magnétique devant son entrefer (fig. 13 b).

Le support magnétique est constitué de particules ferromagnétiques noyées dans un liant et déposées en couche fine et régulière sur un substrat, disque ou bande. La taille moyenne des particules est choisie de façon à en assurer une répartition homogène afin de diminuer le bruit de fond et d’augmenter la densité de stockage, tout en évitant le phénomène de superparamagnétisme (retournement spontané de l’aimantation induit par les fluctuations thermiques).

Typiquement, les particules ont une forme allongée dans le sens de l’aimantation et ont une longueur de l’ordre de 0,3 猪m. Les matériaux utilisés sont des oxydes de fer ( 塚Fe²³ pur ou dopé au cobalt) et des particules de fer métallique. L’oxyde de chrome (CrO²) est en voie d’abandon. La coercitivité des particules est ajustée, en fonction du domaine d’application visé, entre 20 et 120 kiloampères par mètre.

Les performances des systèmes d’enregistrement magnétique, déjà extraordinaires, devraient encore être améliorées. En effet, la recherche, très active dans ce domaine, conduira à une augmentation des capacités de stockage, à une amélioration des systèmes de lecture et d’écriture et à la généralisation de l’enregistrement numérique. De nouvelles techniques sont déjà apparues, telles que l’enregistrement vertical , les têtes de lectures magnétorésistives et l’enregistrement magnéto-optique . Alors qu’en enregistrement traditionnel, dit longitudinal , l’aimantation est parallèle au support, en enregistrement vertical l’aimantation est perpendiculaire au support. Les têtes de lecture magnétorésistives, qui utilisent la variation de la résistivité d’un matériau en fonction de son aimantation, présentent l’avantage d’être particulièrement sensibles. En fait, ces techniques devront faire leurs preuves avant de prendre le pas sur l’enregistrement traditionnel (enregistrement longitudinal et tête inductive; fig. 14), qui est solidement implanté et susceptible d’être encore amélioré.

Mais l’événement le plus spectaculaire est sans doute l’apparition du disque magnéto-optique , qui associe aux qualités remarquables des disques optiques compacts (énorme capacité d’enregistrement – 6 憐 10⁷ caractères par centimètre carré – et technologie sans contact par lecture optique) celles des disques magnétiques (possibilité d’effacement pour réécriture, longévité, faible temps d’accès). L’enregistrement est perpendiculaire et numérique (fig. 15). Le support est un film mince d’un matériau ferrimagnétique (alliage amorphe de type terbium-fer ou oxyde de type grenat de terre rare) dont le point de compensation est proche de la température ambiante: il est ainsi possible, sans champ magnétique, d’effacer et d’introduire des informations par simple échauffement local de très courte durée, au moyen d’un rayon laser qui provoque une brutale diminution du champ coercitif. La lecture de ces disques fait appel au phénomène de rotation magnéto-optique de la polarisation lumineuse (effet Kerr ou effet Faraday) d’un rayon laser: le sens de rotation, qui dépend de la direction de l’aimantation, est détecté par contraste optique. Les progrès de l’enregistrement magnéto-optique laissent entrevoir un accroissement des capacités de stockage et des temps d’accès; il s’agit là d’un marché plein d’avenir.

Matériaux durs pour aimants permanents

L’élaboration d’aimants de haute qualité fait appel à des matériaux ferromagnétiques très spécifiques, qui se caractérisent par une aimantation rémanente aussi grande que possible, une température d’ordre magnétique ^C très supérieure à la température maximale d’utilisation et un très fort champ coercitif (pour éviter la désaimantation). Les performances d’un aimant sont très étroitement liées à la forme de son cycle d’hystérésis, en particulier à sa courbe de désaimantation (quart supérieur gauche du cycle correspondant à B 礪 0 et 猪⁰H 麗 0). Les figures 16a et 16b illustrent l’avantage de disposer d’un champ coercitif élevé, en tout cas supérieur à l’aimantation à saturation: dans le cas b , il est possible de donner à l’aimant la forme d’une couche mince dont le plan est perpendiculaire à l’aimantation sans le désaimanter, tandis que, dans le cas a , la forme de l’aimant doit être suffisamment allongée dans le sens de l’aimantation pour que l’intensité du champ agissant sur l’aimant et qui, dans les applications, est généralement opposé à l’aimantation (champ appliqué + champ démagnétisant), soit inférieure à celle du champ coercitif. La courbe de désaimantation fournit aussi la valeur maximale du produit BH, qui correspond à la zone d’utilisation de l’aimant la plus intéressante énergétiquement; en effet, l’énergie transformée par l’aimant est d’autant plus grande que ce produit est élevé. On peut alors disposer d’une puissance plus élevée ou miniaturiser l’aimant, selon l’application désirée.

Les performances des principaux types d’aimants disponibles au début des années quatre-vingt-dix sont illustrées sur la figure 17; leur progression continue et spectaculaire est le fruit d’un important effort de recherche. Il convient de noter en particulier l’apparition d’aimants présentant à la fois une courbe de désaimantation proche de la courbe idéale (fig. 16b) et des inductions très importantes. Les performances remarquables des aimants modernes de type Sm²Co¹⁷ et Nd²Fe¹⁴B s’expliquent aisément: tout d’abord, leur concentration élevée en cobalt, ou en fer, est responsable de fortes interactions magnétiques qui conduisent au ferromagnétisme avec une température d’ordre très supérieur à la température ambiante; de plus, la présence de terres rares – samarium ou néodyme – induit une forte anisotropie magnétocristalline; enfin, la structure cristallographique de ces alliages présente une symétrie uniaxiale, qui favorise généralement une haute coercitivité.

Jusqu’en 1983, et en raison du prix élevé des aimants de type samarium-cobalt, les utilisateurs ont dû se contenter bien souvent d’aimants moins performants mais moins chers, les ferrites durs en particulier: c’est ce qu’illustrent les schémas de la figure 18 montrant la production d’aimants permanents en 1982, évaluée en masse de matière et en chiffre d’affaires. Depuis l’apparition, en 1983, des nouveaux aimants de type Nd²Fe¹⁴B, plus performants et moins chers que les aimants de terres rares et cobalt, on a assisté à un bouleversement notable du marché.

Les applications des aimants permanents sont extrêmement nombreuses et variées. Environ 35 p. 100 des ventes concernent les moteurs et générateurs, 25 p. 100 sont utilisés en télécommunication, traitement de l’information, instrumentation, contrôle (relais, tubes à onde progressive, détecteurs, systèmes de mesure), et 20 p. 100 dans les systèmes acoustiques tels que les haut-parleurs, microphones, écouteurs... Les 20 p. 100 restants couvrent les applications mécaniques (fermeture de portes, assemblage, suspension) ainsi que des applications spécialisées telles que le guidage de particules chargées (cyclotron, synchroton; fig. 19).

Les aciers doux

Les aciers doux sont utilisés en électrotechnique dans les circuits magnétiques de transformateurs et de moteurs, pour canaliser un flux d’induction généralement élevé et variant à basse fréquence (50-60 Hz, parfois 400 Hz); les qualités requises sont une hystérésis aussi faible que possible, une perméabilité très élevée et une forte induction.

C’est ainsi que l’on a pu, dans le passé, utiliser le fer doux pour ce type d’applications. Cependant, différents types d’alliages ont été mis au point par la suite afin d’optimiser les performances de ces circuits magnétiques . Pour les transformateurs, où l’induction magnétique est toujours orientée dans la même direction, l’emploi de tôles de fer-silicium à grains orientés s’est généralisé: en effet, la figure 8 montre bien que l’énergie mise en jeu dans l’aimantation d’une tôle monocristalline selon sa direction de facile aimantation est inférieure à celle que nécessite l’aimantation d’une tôle polycristalline. De cette constatation est venue l’idée d’orienter les grains des tôles par des traitements métallurgiques appropriés, afin d’obtenir une direction de facile aimantation commune à tous les grains. Le matériau à grains orientés présente alors une bonne perméabilité dans la direction considérée.

Une autre façon d’obtenir de fortes perméabilités est de choisir un matériau dépourvu d’anisotropie magnétocristalline et présentant de plus une magnétostriction aussi faible que possible pour s’affranchir de l’effet des contraintes mécaniques éventuelles. Les alliages ferromagnétiques dont la composition est proche de 80 p. 100 de nickel et 20 p. 100 de fer présentent une magnétostriction plutôt faible et une anisotropie magnétocristalline que l’on sait rendre nulle par des traitements thermiques appropriés. Si l’on prend soin d’éliminer toute contrainte mécanique du matériau, celui-ci peut alors présenter une perméabilité très élevée: ces alliages, appelés permalloys , sont utilisés dans des applications très spécifiques telles que moteurs électriques pour l’aéronautique, éléments sensibles de disjoncteurs différentiels, etc. Enfin, plus récemment, ont été développés des alliages amorphes ne présentant pas d’anisotropie magnétique; il est alors possible, en jouant sur la composition, de rendre nulle la magnétostriction: c’est le cas de certains verres métalliques Co-Fe-B-Si qui présentent des perméabilités extrêmement élevées. Toutefois, la géométrie de ces alliages, qui sont préparés sous forme de rubans, peut rendre plus laborieuse leur mise en œuvre dans certaines applications.

Les ferrites doux

Les ferrites doux, spinelles puis grenats, présentent une grande résistivité électrique (ce sont des oxydes) et peuvent donc être utilisés à des fréquences beaucoup plus élevées que les aciers, puisqu’il n’apparaît pas de courants de Foucault. Ils sont donc employés pour la fabrication des composants électroniques et des circuits magnétiques utilisés en radioélectricité, pour la télévision, dans les radars et les télécommunications. Actuellement, on les retrouve en optoélectronique , dans certains composants magnéto-optiques qui utilisent la rotation du plan de polarisation d’une onde électromagnétique dans la matière aimantée.

Les transducteurs magnétostrictifs

Lorsqu’un matériau présentant une forte magnétostriction est soumis à un champ magnétique alternatif, il entre en vibration et peut donc émettre une onde acoustique: c’est le principe du sonar utilisé en acoustique sous-marine. Le nickel, utilisé à cette fin durant la Seconde Guerre mondiale, a été progressivement supplanté par les céramiques piézoélectriques mais les transducteurs magnétostrictifs jouissent d’une faveur renouvelée aux basses fréquences (de l’ordre de 1 kHz) depuis l’apparition des alliages Tb^0,3Dy^0,7Fe² à magnétostriction très élevée. Inversement, l’application d’une contrainte sur un corps magnétostrictif modifie ses propriétés magnétiques: différents capteurs de force, de couple ou de position ont été développés sur ce principe ^{[cf. MAGNÉTOSTRICTION]}.

Les alliages invar

La courbe de Slater-Néel (fig. 11) montre combien l’énergie d’interaction magnétique est fonction de la distance: il y aura donc couplage entre l’énergie élastique d’un matériau ferromagnétique et son état magnétique. En particulier, dans la gamme des températures inférieures à la température de Curie, où l’aimantation peut varier notablement, on assistera à une variation concomitante du volume de l’échantillon qui, dans certains cas, pourra compenser exactement la dilatation thermique: les dimensions de l’échantillon resteront alors indépendantes de la température; il s’agit de l’effet invar , qui peut être observé notamment sur l’alliage à 36 p. 100 de nickel et 64 p. 100 de fer. Cet effet est mis à profit en mécanique de précision. Signalons aussi une application spectaculaire des alliages invar: en 1989, sont apparus sur le marché des téléviseurs équipés de tubes à masque invar. Cette innovation conduit à une amélioration importante du contraste, de la pureté des couleurs et de la résolution.

Les ferrofluides

Constitués de particules ferromagnétiques en suspension dans un liquide non magnétique, les ferrofluides offrent à la fois des propriétés physiques fascinantes et un vaste champ d’applications intéressantes (joints étanches, amortisseurs de vibrations, encre magnétique pour imprimantes rapides, inclinomètres et accéléromètres).

Le magnétoformage

Quand on soumet un tube métallique à parois très fines à une impulsion de champ magnétique intense, il se déforme sous l’action des forces magnétiques agissant sur les courants de Foucault induits et qui tendent à réduire sa section pour s’opposer à la variation de flux. Le tube peut alors épouser la forme d’une pièce préalablement placée à l’intérieur; cet effet est utilisé pour le sertissage de pièces délicates (fig. 20).

Application du magnétisme des grains fins aux sciences de la Terre

Les roches qui composent la croûte terrestre contiennent des grains ferromagnétiques, généralement noyés dans une matrice peu ou pas du tout magnétique: ces roches ont donc pu enregistrer, au cours des ères géologiques, toute l’histoire magnétique de notre planète, exactement de la même façon que sont enregistrées sur un ruban ou un disque magnétique les variations du champ magnétique d’une tête d’écriture.

Deux mécanismes principaux méritent d’être cités. Les laves qui s’écoulent des volcans à une température proche de 1 600 K se solidifient rapidement, puis finissent de se refroidir en quelques heures; au passage par la température de Curie, les grains magnétiques prennent une aimantation spontanée qui s’oriente selon la direction de facile aimantation la plus proche de celle du champ magnétique terrestre local. Dans les roches sédimentaires, au contraire, les grains magnétiques libres de s’orienter sont venus se déposer au fond des océans: leur aimantation rémanente s’est alors alignée en moyenne sur le champ magnétique terrestre de l’époque.

L’étude de cette aimantation fossilisée, ou paléomagnétisme , peut alors renseigner les géologues sur l’histoire ultérieure de la roche en question: c’est ainsi, par exemple, que la dérive des continents a pu être confirmée par l’observation d’une évolution progressive de la composante verticale de l’aimantation en fonction de l’âge de la roche, puisque la composante verticale du champ terrestre varie notablement avec la latitude. On a pu relever également, au cours des âges, d’importantes variations de l’intensité et même de l’orientation du champ magnétique terrestre, qui bascule en l’espace de quelques milliers d’années, puis reste à peu près stable durant des périodes de cent à mille fois plus longues.

Toutes ces notions sont reprises en détail dans les articles GÉOMAGNÉTISME et TECTONIQUE DES PLAQUES.

L’instrumentation médicale

Deux siècles après les «expériences» malheureuses de Franz Mesmer, qui prétendait guérir toutes sortes de maladies par le magnétisme, on a assisté dans le domaine médical à un regain d’intérêt pour les techniques du magnétisme. Sur le plan chirurgical, par exemple, certaines interventions très délicates dans le cerveau ont été rendues possibles grâce au téléguidage magnétique d’un cathéter portant un petit aimant à son extrémité. Par ailleurs, la radiographie aux rayons X tend à céder la place à l’imagerie magnétique par R.M.N., que l’on préfère appeler maintenant imagerie par résonance magnétique, ou I.R.M., et qui permet d’examiner sans aucun dommage un organe ou un tissu vivant (fig. 21). Enfin, toujours dans le domaine des examens paracliniques, les magnétographies devraient détrôner dans un futur proche les électrographies des muscles, du cœur en particulier. Déjà, la détection non invasive de la thalassémie peut être réalisée à l’aide d’un squid, tandis que la magnétoencéphalographie vient seconder l’électroencéphalographie pour mieux observer et localiser les courants qui parcourent notre cerveau.

• 1720; autre sens 1666; du rad. de magnétique

1 ♦ Phys. Étude des propriétés de la matière aimantée, des champs et des phénomènes magnétiques. — Par ext. Ensemble de ces phénomènes et propriétés. ⇒ diamagnétisme, ferromagnétisme, paramagnétisme. Magnétisme permanent, temporaire, induit. Magnétisme rémanent. ⇒ hystérésis, rémanence. Magnétisme développé par un courant électrique. — Magnétisme nucléaire, dû au spin des particules du noyau. — Magnétisme terrestre : champ magnétique de la Terre (orienté dans la direction sud-nord). ⇒ géomagnétisme. Action du magnétisme terrestre sur l'aiguille de la boussole. ⇒ déclinaison.

2 ♦ (1775) Magnétisme animal, et absolt le magnétisme : fluide magnétique dont disposeraient certains individus. ⇒ biomagnétisme. Par ext. Ensemble des phénomènes (hypnose, suggestion) par lesquels se manifeste chez un sujet l'action du fluide magnétique d'un autre individu (⇒ magnétiseur). Ensemble des procédés déclenchant ces phénomènes. ⇒ hypnotisme. Pratiques de magnétisme (contemplation prolongée d'un objet brillant, imposition des mains, passes).

3 ♦ Fig. ⇒ 2. charme, envoûtement, fascination. Subir le magnétisme de qqn. ⇒ autorité, influence.

Synonymes :

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n. m.

d1./d Partie de la physique qui étudie les propriétés des aimants, des phénomènes et des champs magnétiques.

|| Ensemble de propriétés physiques dont celles de l'aimant furent les premières connues.

— Magnétisme terrestre ou géomagnétisme: champ magnétique de la Terre, dont les pôles magnétiques sont orientés sud-nord.

d2./d Magnétisme animal: fluide magnétique qu'auraient les êtres vivants.

d3./d Fig. Fascination qu'une personne exerce sur une autre.

Encycl. Certains minéraux qui contiennent de l'oxyde de fer Fe 3 O 4 ont la propriété d'attirer la limaille de fer; on les appelle aimants naturels. Il est possible d'observer le même phénomène, appelé magnétisme, avec des aimants artificiels, qui acquièrent leur aimantation au contact d'un aimant naturel ou après avoir été placés à l'intérieur d'une bobine parcourue par un courant électrique. Le magnétisme résulte d'un déplacement de charges électriques (déplacement des électrons dans l'atome ou rotation de l'électron sur lui-même). Les applications du magnétisme, et en particulier celles de l'électromagnétisme, sont considérables: boussoles et compas de navigation, prospection minière, moteurs électriques, tubes cathodiques des téléviseurs, microscope électronique, mémoires magnétiques des ordinateurs, magnétoscopes, accélérateurs de particules, etc.

⇒MAGNÉTISME, subst. masc.

A. — PHYSIQUE

1. Étude des aimants et des champs magnétiques; p. méton. ensemble des propriétés (attraction, répulsion notamment) des aimants et des champs magnétiques. Le magnétisme d'un barreau aimanté est l'intensité de la force magnétique développée en présence d'une substance qui est attirable par celle-ci (TSCHEUSCHNER, Prévis. temps, 1919, p. 6). V. aimanté ex. 2.

2. Mod. Ensemble des phénomènes produits à partir d'une substance, d'un corps soumis à un champ d'induction dû à un courant électrique (électro-magnétisme) ou un aimant orientant de manière plus ou moins sensible le mouvement des électrons des atomes, cette orientation suivant les corps étant de type différent: diamagnétisme, ferromagnétisme, paramagnétisme; p. méton. ensemble des propriétés et phénomènes qui en résultent. Le moment électrique apparaît, conformément aux lois de la relativité, par suite du mouvement de l'électron, doué de magnétisme (L. DE BROGLIE, Théorie quanta, 1959, p. 255):

• 1. Avec l'interprétation quantique du champ moléculaire par Heisenberg, contemporaine des travaux de Van Vleck sur le paramagnétisme, la théorie du magnétisme était établie sur des bases solides qui allaient permettre un nouveau développement dans les trente années suivantes.

Hist. gén. sc., t. 3, vol. 2, 1964, p. 247.

♦Magnétisme terrestre. ,,Ensemble des phénomènes magnétiques attachés au globe terrestre qui se comporte comme un dipôle aimanté dont l'axe ne coïncide pas avec celui de rotation`` (GEORGE 1970). On ne peut rechercher les causes du magnétisme terrestre sans faire appel aux lois des différents chapitres de la physique et à la constitution générale de la matière (ROTHÉ, Géophys., 1943, p. 404).

♦Magnétisme rémanent. Magnétisme, aimantation résiduelle d'un corps qui a été soumis temporairement à l'action d'un aimant, d'un corps magnétique. En second lieu le clou doit retomber sitôt que l'aimant qui le maintient soulevé cesse d'agir, il fallait à tout prix éviter les effets du magnétisme rémanent qui aurait pu laisser le clou collé au plot ne fût-ce que quelques instants (SOULIER, Gdes applic. électr., 1916, p. 153).

♦Magnétisme temporaire, induit. ,,Magnétisme qu'un corps (par exemple le fer doux) possède lorsqu'il se trouve dans un champ magnétique et qu'il perd en grande partie quand on le retire du champ`` (UV.-CHAPMAN 1956).

♦Magnétisme biologique. Étude des phénomènes magnétiques liés à la structure moléculaire des organismes vivants, ou de l'action d'un champ magnétique, sur un organisme vivant (d'apr. Méd. Biol. t. 2 1970).

B. — PHYSIOL., vieilli. Magnétisme animal ou p. ell. magnétisme. Théorie de Mesmer selon laquelle l'action et l'interaction du magnétisme des corps célestes (fluide magnétique) exercent une influence sur le comportement physiologique humain et animal. Synon. mesmérisme. Michelet n'a pas tort de souligner l'importance du magnétisme de Mesmer et de l'invention des ballons qui fortifièrent la foi dans les miracles humains, les miracles du progrès (BAINVILLE, Hist. Fr., t. 2, 1924, p. 11). Déjà Lacordaire saluait dans le magnétisme animal qui florissait en son temps, une preuve tangible de l'existence de l'âme et s'en félicitait de la chaire de Notre-Dame (AMADOU, Parapsychol., 1954, p. 316). V. magnétiser B ex. de BALZAC, Comédiens, 1846, p. 351.

— En partic.

♦Fluide magnétique qu'une personne est censée pouvoir utiliser sur une autre personne à des fins thérapeutiques ou divinatoires. Je suis catholique, je me ferai protestante, cela vous portera bonheur, puis j'ai tant de magnétisme en moi, et surtout dans mes cheveux, que ma présence dans la même chambre, suffira pour faire partir vos douleurs (BOURGES, Crépusc. dieux, 1884, p. 114).

♦Ensemble des phénomènes et pratiques liés à l'utilisation de ce fluide:

• 2. Les eaux de Vichy pour votre cher enfant me semblent bonnes, mais attendez l'effet de Frapesle. En tout cas, songez au magnétisme. Ma soeur a été guérie de la même maladie qu'a M^me Nivet, par une suite de magnétisme, par la simple action, répétée deux heures tous les jours, de ma mère. C'est un fait irrécusable. Magnétisez donc Ivan.

BALZAC, Corresp., 1833, p. 312.

— Au fig. Fascination, influence intense et inexpliquée qui s'exerce sur quelqu'un ou qui émane de quelqu'un ou de quelque chose. La longue habitude des spectacles de distraction nous a fait oublier l'idée d'un théâtre grave, qui, bousculant toutes nos représentations, nous insuffle le magnétisme ardent des images et agit finalement sur nous à l'instar d'une thérapeutique de l'âme dont le passage ne se laissera plus oublier (ARTAUD, Théâtre et son double, 1938, p. 102). Il avait pourtant toutes les femmes de la cour, non pas en bouffonnant comme Voisenon, le macaque: par un magnétisme qui portait ses belles conquêtes aux pires excès de la passion (SARTRE, Nausée, 1938, p. 27).

Prononc. et Orth.:[]. Att. ds Ac. dep. 1694. Étymol. et Hist. 1666 «sorte d'influence occulte qui règne dans le monde» (Compte rendu ds Journ. des savants, 4 janv. ds Fr. mod. t. 23, p. 221); 1724 «puissance d'attraction propre aux aimants» (Le P. CASTEL, Traité de la pesant. univ. des corps, II, 347 ds DG); 1775 magnétisme animal (Journ. de Bruxelles, 25 avril, 1, p. 477 ds PROSCHWITZ Beaumarchais, p. 340); av. 1787 «influence puissante et mystérieure» (GALIANI ds Lar. Lang. fr.). Dér. de magnétique; suff. -isme. Fréq. abs. littér.:224. Fréq. rel. littér.:XIX^e s.: a) 413, b) 404; XX^e s.: a) 318, b) 191.

magnétisme [maɲetism] n. m.

ÉTYM. 1724; 1666, autre sens; de magnétique.

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1 Partie de la physique ayant pour objet l'étude des propriétés des aimants naturels ou artificiels, des champs et des phénomènes magnétiques.

♦ Par ext. Ensemble de ces phénomènes et propriétés ⇒ Attraction. || Variétés de magnétisme ⇒ Diamagnétisme, ferromagnétisme, paramagnétisme. || Magnétisme permanent, temporaire, induit. || Magnétisme rémanent ⇒ Hystérésis, rémanence. || Rendu insensible au magnétisme. ⇒ Antimagnétique. || Sensibilité des êtres vivants au magnétisme. ⇒ Biomagnétisme.