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Les chiffres relevés sur notre tableau II mis en courbes (fig. 47) montrent que, conformément aux études de Mann [50], Benedicks [69} et Schuddemagen [110}, le facteur déma-
.gnétisant n’est sensiblement constant qu'entre 35 — 300 et 9 — 800, au-dessous de 3 — 300, ce coefficient croît légère-
ment avec à.
En outre, ce coefficient tend vers zéro lorsque 5 atteint la saturation. Mais la décroissance de ce coefficient n’est pas toujours bien régulière. Après avoir commencé par diminuer pour des valeurs de 3 voisines de 800, il augmente parfois, et passe par un maximum avant de s’annuler définitivement.
Les anomalies de N, ont une allure assez analogue à celles de N, ; mais celles de N, s’en écartent notablement. Avant de s’annuler, ce coefficient présente un maximum notablement plus accentué que celui des deux premiers.
Nous signalons les irrégularités des coefficients apparents N, et N, sans y insister parce que l'introduction de ces coefficients est un peu artificielle, et que nous ne ferons intervenir dans ce qui suivra que leurs valeurs relevées dans la région où ils restent sensiblement constants.
Quant aux valeurs de N; il ÿ a lieu de remarquer qu’elles ont été relevées sur des cylindres et non sur des ellipsoïdes ; mais on peut se rendre compte facilement que la plus grande partie des fluctuations de ce facteur (et particulièrement celles qui ont été notées dans la zone des faibles intensités d’aimantation) sont dues au phénomène d’hystérésis et disparaîtraient si le champ démagnétisant était déterminé d’après les courbes anhystérétiques.
Nous avons également-cherché si on ne pourrait trouver un mode de représentation plus parlant, mettant bien en évidence l'influence de ce champ démagnétisant. Etant donnée l'allure générale des courbes 9' de la figure 46, il semble qu'il devrait suffire de multiplier les abscisses de chacune d'elles par un facteur approprié, pour les faire se superposer. C’est ce que nous avons cherché à réaliser figure 48.
‘geo = w ‘onbrapurho neoreq & 4N {Go = w
“onbupury£o neoueq L ,N 1 = ‘onbiipurgéo neouteq 9 ON Ge = ‘onbrapurj#o neoxreq € ,N {01 —w onbrap -ury£o neoueq ÿ ,N ‘02 = w “onbiipursho neoreq € ON 09 = w ‘onbrupuryéo nroueq & QN * © = 1 ‘neeuuvy 1 0N ‘(09A19S8U09 919 & S9[[9U99 S9JU9IIJIP SIP
gnyeuuomaodoud ej steur {soqinos sapjuowoiquoous | o11npor anod s2n1999 939 100 2[[2499,p SIuow9Sueo xn9q — ‘out8ruo,] «ed juessed ay1o1p out oun e ojeppeied J10s sulour ne n07 NO 2PIOULO9 S9qAn09 sap aUSI[N094 onued ej onb 99 e aigtaeut 2p uoj[nueyo9 enbego anod 991821 919 e sdureyo s2p 2[19499/7) ‘Suo[|Nuey929,p sod£y sxoatp anod 3£ duego np uonouoy uo ,ç auosedde uonejuewue,p 9y1Suaul,| 9p uOreteA — ‘8ÿ ‘SU
On voit tout d’abord que, pour les courbes correspondant à Le hec in are Me So des barreaux pour lesquels m — F est égal ou inférieur à 20,
il n’y a aucune hésitation sur le choix du coefficient à adopter. En effet, ces courbes présentent une longue partie rectiligne pour les intensités d’aimantation comprises entre o et 1.000, le coefficient doit être évidemment choisi, de manière à faire coïncider ces régions rectilignes. Pour le barreau ayant m — Go et pour l’anneau m — œ, les choses ne sont pas aussi simples. La courbe 3 = f{%) ne débute pas en effet comme les autres par une longue partie rectiligne. Pour les champs très faibles, on a tout d’abord une partie qui s’incurve progressivement vers le haut pour se raccorder avec une seconde portion, rectiligne avant de prendre une courbure en sens inverse de la première.
Nous avons simplement cherché pour ces courbes le coefficient par lequel on devait multiplier leurs abscisses, pour que la partie rectiligne (qui n’est, si on le veut, qu'un point d’inflexion très allongé) soit parallèle aux régions rectilignes des autres courbes.
Le prolongement de cette partie droite pour les deux courbes envisagées ne passe pas par l'origine et coupe au contraire l’axe des champs J en un point dont la valeur est assez voisine de celle de la force coercitive (voir fig. 48). Si on voulait arriver à la superposition des parties rectilignes, il faudrait en outre opérer un déplacement d’origine sur l'axe des champs, d’une quantité sensiblement égale à celle du champ coercitif ({).
La partie rectiligne étant terminée, toutes les courbes se séparent pour se rejoindre de nouveau à la saturation.
(*) Nous obtiendrions ainsi un résultat analogue à celui auquel était arrivé Benevicks [69] en calculant le champ démagnétisant non pas d’après les courbes, lieu des sommets des cycles d’hystérésis, mais au moyen des branches inférieures des cycles d’'hystérésis et en plaçant l’originé au point de rencontre de ces courbes, qui a précisément une abscisse égale au champ coercitif.
Ce mode de représentation montre bien qu'il n'existe pas à proprement parler d'état correspondant pour les différents cylindres ; mais il laisse entrevoir une forme limite vers
laquelle semblent tendre ces courbes lorsque le rapport m=—
devient très petit. Cette forme limite débuterait par une partie sensiblement rectiligne, passant par l’origine, puis s'infléchirait pour atteindre asymptotiquement une, valeur limite des ordonnées (saturation). Cette forme est bien analogue à celle qui a été trouvée par Langevin pour les paramagnétiques.
Le calcul de la susceptibilité apparente à dans la partie rectiligne de chaque courbe (région dans laquelle elle est maximum) et qui, de plus, se confond pour les cylindres courts avec la susceptibilité initiale apparente, donne les résultats
ci-après :
No de l'échantillon A RE D apparente maxima
1 Ca 300
2 6o SA7
# 10 HS
Portons ces susceptibilités en ordonnées, et les valeurs de m en abscisses. En reliant les points ainsi déterminés, nous obtenons une courbe représentée figure 49 (*). On remar-
(1) Dans les régions où nous n'avions pas assez de résultats pour tracer correctement cette courbe, nous nous sommes guidé sur les résultats de pu Bois [44], Maxx [50] et ScnunDEMAGEN [rio].
Fig. 49. — Valeurs de la susceptibilité apparente maxima = pour des
cylindres d’acier doux de 20 m/m de diamètre et de longeur différente,
en fonction de »m = D:
que immédiatement que cette courbe a l'allure d'une courbe de perméabilité et que la susceptibilité tend vers zéro quand m tend aussi vers zéro. Il sera donc toujours possible de trouver une valeur de m (et par conséquent une forme d'échantillon) pour laquelle cette susceptibilité initiale apparente sera aussi faible que l’on voudra, surtout si l’on tient compte de cette remarque de Schuddemagen, que pour une même valeur de m le champ démagnétisant est d'autant plus grand que le diamètre du cylindre est plus petit.
Nous voici donc en présence de deux faits importants :
1° Les courbes 5’ — f(3€) relevées sur des cylindres ferromagnétiques prennent l'allure des courbes correspondantes
, io L relevées sur des paramagnétiques, lorsque le rapport m=+
devient suffisamment petit.
20 La susceptibilité initiale apparente d'un cylindre ferromagnétique à champ démagnétisant notable est d'autant plus faible que 7 est plus petit. Elle tend vers zéro, en même temps que m. Il est donc toujours possible de trouver une valeur de 77 pour laquelle la susceptibilité apparente du
o I < cp: ; s cylindre sera de l’ordre de sr ou même —+, c'est-à-dire de
l’ordre de grandeur des susceptibilités paramagnétiques. Ces deux propositions montrent une analogie possible entre les propriétés des cylindres courts et celles des paramagnétiques. I nous a donc paru intéressant de poursuivre dans cette voie, et c’est pourquoi nous avons entrepris les expériences que nous allons rapporter maintenant.
