V : le volume de la molécule gramme

BR : la constante moléculaire des gaz parfaits.

Si on remarque que l’expression entre paranthèse s'annule avec a qui est proportionnel à %, et qu’elle tend vers 1 quand a augmente indéfiniment, on voit que la valeur maxima vers laquelle tend alors l'intensité d’aimantation :

e} . 2 dt , correspond à la saturation. (4)

La courbe d’aimantation d’un gaz paramagnétique à température constante donnée figure 13, représente les variations

de Re fonction de a, c'est-à-dire en fonction de J€. En

effet :

Au début, l'accroissement de l’aimantation est sensible-

ment proportionnel à a (la susceptibilité x = 2 — Ce).

M. Langevin montre même que les champs qui seraient néces-

Fig. 13. — Courbe d’aimantation d’un gaz paramagnétique à température constante {LANGEvIN|.

saires pour constater les écarts de proportionnalité sont hors de proportion avec ceux que nous savons produire.

M. P. Weiss [83] a étendu au ferro-magnétisme, la théorie cinétique élaborée par Langevin pour les corps paramagnétiques, par l'introduction du champ moléculaire.

Au-dessous d’une certaine température, l’état stable de l'édifice moléculaire abandonné à lui-même n’est pas celui qui correspond à une aimantation nulle, comme il pourrait sembler à première vue. Cet état stable au contraire a une valeur finie de l’aimantation, que l’on pourrait appeler

aimantation spontanée, et qui est fonction de la température T.

Cette intensité d’aimantation est le résultat des actions mutuelles que les molécules exercent les unes sur les autres,

ces actions pouvant être assimilées à celle d’un champ uniforme KS, proportionnel à l'intensité d’aimantation 5 et auquel Weiss a donné le nom de champ moléculaire.

En effet, en l'absence du champ extérieur (champ moléculaire K agissant seul) l'équation (3) devient :

de coK .

CR TE D) A L'RURT d ou = TK (8)

Elle définit une droite représentée par OA (fig. 13). L’intensité d’aimantation devant satisfaire à (3) et à (8) les points d’intersection de la courbe et de la droite donneront les valeurs de à acceptables. On voit que, le point À, correspond seul à un état stable, qui définit la valeur de $ pour un champ extérieur nul. |

La grandeur du champ moléculaire exclut l'idée naturelle a priori que ces actions mutuelles soient dues à des phénomènes magnétiques ou électrostatiques, si on entend par là qu’elles obéissent à la loi de Coulomb sans dégénérer aux distances moléculaires.

Le rôle du champ extérieur serait non de provoquer l’aimantation, mais d'orienter l’aimantation spontanée. Pour un champ extérieur suffisamment fort l’aimantation sera parallèle dans toute l’étendue de la masse. On aura ainsi atteint la saturation qui définit précisément la valeur de l’aimantation spontanée à la température considérée.

Quand la température s’élève, le coefficient angulaire de la droite OA augmente proportionnellement à T'et par conséquent l'intensité d’aimantation diminue. Elle s’annule pour la température 0. pour laquelle la droite est tangente à la courbe au point O. 0. serait la température absolue de perte du ferro-magnétisme spontané.

On démontre facilement que cette loi de variation de l’intensité d’aimantation avec la température doit être la même pour tous les corps, si on l’exprime par les états correspon-

AS sh à) !

dants caractérisés par les valeurs de THE Elle est repré- (9 Vmn

sentée par la courbe de la figure 14.

Les points marqués sur cette figure, qui correspondent aux valeurs expérimentales obtenues avec un échantillon de magnétite, montrent un accord très satisfaisant avec la courbe théorique.

Il est juste de noter aussi que, pour le fer, l'accord serait un peu moins bon.

En 1910, M. Maurain ! 105] publia un article très important sur la variation avec la température des propriétés magnéti-

LE 100 290 40 400 se 7 9

0 vs 1%. Fig. 15. — Variation de l’intensité d’aimantation en Fig. 14. — Loi de variation de fonction de la température l’intensité d’aimantation en (0) pour diverses valeurs du fonction de la température champ (JC). Acier à 0,866

[Weiss]. . o/o de carbone [MaAuRaAIN |.

ques de quelques aciers dans des champs inférieurs à 50 Gauss.

Nous n’insisterons pas ici sur une partie pourtant fort inté-

ressante de travail : l'étude de l’aimantation anhystérétique. Les trois échantillons A, B et C, étudiés tous les trois sous

forme d’anneaux avaient les compositions suivantes en 0/0 : À, fer de Suède assez pur :

C = 0,046 — Mn = 0,12 — Si — 0,006 B, acier martin :

C = 0,180 — Mn = 1,040 — Si — 0,223

C, acier au creuset :

C = 0,866 — Mn = 0,25 — Si — 0,2

Les résultats obtenus sur le fer de Suède A, sont tout à fait analogues à ceux précédemment publiés par Morris (fig. 11).

Le minimum signalé par cet auteur s’y retrouve également très marqué, mais M. Maurain a constaté de plus que tandis qu'il se produit à 550° dans les courbes de chauffage, il se retrouve à 500° dans celles de refroidissement.

Cette anomalie a complètement disparu dans les courbes de l'acier B et dans celles de l’acier C que nous reproduisons fig. 15. On y trouve en revanche d’une manière très marquée, l'influence de la transformation magnétique de la cémentite aux environs de 200. Enfin la dépression de 5502 se retrouve avec une intensité particulièrement forte dans un anneau formé de 50 spires de fil de clavecin qui s’est trouvé accidentellement cémenté par les produits organiques qui se dégageaient à haute température de la toile d'amiante dont on l'avait entouré pour assurer l'isolement des enroulements inducteurs et induits. Mais là encore on n’a pu découvrir l'explication de cette anomalie.

Depuis 1910 les études magnéto-thermiques se sont développées à tel point qu'il devient difficile d’en donner une vue même très succincte sans s’exposer à des longueurs. Nous

voulons cependant signaler l'importance de tout premier ordre prise dans ce développement par deux grandes écoles.

Celle de P. Weiss et de ses élèves d'une part, dont les études étaient surtout orientées vers la détermination des constantes susceptibles de jeter un peu plus de lumière sur la théorie du magnétisme et d’étayer le plus solidement possible la théorie du Champ moléculaire et celle du Magnéton.

D'autre part, Kotaro Honda et ses disciples, à l'Université de Tohoku, qui se sont surtout orientés vers l’étude de la constitution intime des alliages par l’analyse magnéto-thermique.

Parmi les études expérimentales de l’école de P. Weiss on doit citer :

La calorimétrie des substances ferromagnétiques ; la détermination des susceptibilités initiales ; l'étude de la loi d’approche à la saturation en vue de déterminer l’intensité d’aimantation à saturation en valeur absolue ; la détermination des constantes de Curie dans les régions paramagnétiques, etc., etc.

Parmi celles de l'Ecole Japonaise, nous ne retiendrons que quelques points qui se rapportent plus particulièrement au

x x x 1Ô 1000 |-x10 600 |x16 Nickel Gobalt Fer

oo

100 S00 oo 2,00

Et £ 300° Soc 700° go” 11007 1190 1209 100 14n0° 8bo° Rio 859 940 960 loco’ À

Fig. 16. — Variation de la susceptibilité spécifique du Nickel [Honpa] ; du cobalt [Honpa] et du fer [Honna et TaxaGi) en fonction de la température.

sujet que nous traitons. Il a été montré nettement que des deux inflexions notées par Curie sur les courbes de susceptibilité magnétique du fer (fig. 10) la première qui est progressive et du même genre que celles qui caractérisent la disparition du magnétisme dans le nickel et le cobalt (point A,) est brusquement interrompue dans son évolution par la seconde qui correspond au point A, et est d’une nature nettement différente (fig. 16).

Cette transformation A, comme du reste la transformation A,, ne sont nullement influencées par l'intensité du

champ magnétique dans lequel l'échantillon se trouve placé.

Quant à la transformation progressive qui caractérise le point A,, elle est nettement retardée sous l'influence des champs intenses, comme les courbes de Curie (fig. 9) le montrent nettement. |