LA C

l’angle 7 vec l’axe sénaire. On a, en représentant par W le travail d’aiman-

tation, K K W>x e L ) / h ( et comme W,= Ki+ Ko, on trouve, tous calculs faits, Ki—8,9-rotere/cm?,

K5— 2,7 rotrere/Cm?:

On peut, en partant de l'énergie libre, trouver, pour une direction perpendiculaire à l'axe sénaire, le champ nécessaire à la saturation à T — 2900 K, et comparer ce résultat à l’expérience. En l’absence d’un champ extérieur l’aimantation spontanée a la direction de l’axe sénaire. Si nous faisons agir un champ parallèle au plan (0001), la direction de l’aimantation spontanée sera celle pour laquelle l’énergie libre

Fr —H cosc

est minimum, en supposant, ce qui est pratiquement le cas, l'énergie de tension nulle; H 4 cos x étant l’énergie due au champ et > angle du champ avec le vecteur aimantation.

D'où, d’après l'expression de F,

Pl Sin? (+ — à) + K: sint(g — a) -- HA cos x. ; a Puisque + — 90°, et en posant cos = ; = 6 :

EF = K; 02 + K° wo! — Ho

l’énergie devant être minimum :

et, comme à la saturation © — 1 :

Hs. — PTS RAS

Hs. 7% 47 000 Oe,

valeur approchée, comme F%, par défaut.

A T — 290°K, nous avons vu que des champs de l’ordre de 5o 000 Oe étaient nécessaires pour obtenir la saturation suivant un axe perpendiculaire à l’axe sénaire. En tenant compte des difficultés de mesures et des erreurs provenant de l’extrapolation, ce résultat est pleinement satisfaisant.

Comparaison avec l'énergie magnétocristalline du cobalt. — A la température ordinaire, nous avons trouvé pour Mn Bi :

Kinbi= 1,16.107 erg/cm?.

Ilest intéressant de comparer cette valeur à celle du cobalt qui cristallise, lui aussi, dans le système hexagonal et qui présentait la plus forte anisotropie jusqu'ici mesurée :

Kco= 5.105 erg/cm?,

Kunæ: est donc environ deux fois plus grand que K4,.

Quand la température s'élève, K:, décroît et devient négatif pour des températures supérieures à 300° C. Le cobalt présente donc le même phénomène d'’interversion que Mn Bi, et, comme nous le verrons plus loin, que Mn? Sb.

Les travaux théoriques sur l'énergie magnétocristalline ont été effectués par Bloch et Gentile [14], Van Vleck [15], Mahajani [16], R. Becker [17], Akulov [18], Mc Keehan [19], Powell [20].

Mais les hypothèses envisagées par ces différents auteurs ne permettent pas de calculer l'énergie des cristaux. Comme il n’y a pas encore de théorie satisfaisante, nous devons demander à l’expérience toutes les données quantitatives nécessaires.

19. Lois d'approche. — «. En fonction de la température (). — En raison des phénomènes magnétocristallins, des champs très importants doivent être utilisés pour obtenir la saturation.

Pour un champ intérieur de 18 4oo Oe, les courbes & — f(T) de la figure 17, correspondant aux Tableaux IV et V, et relatives à un axe sénaire et à direction pendiculaire sont différentes, mais présentent

(:) Les températures mesurées à l’aide d’un couple composé des alliages BTE-CTE des aciéries d’Imphy sont connues à + 0e, r, et les températures d’ébullition de l’hydrogène et de l’azote liquides sont données à + 09,1, Compte tenu des variations de pression. Mais, par suite du temps nécessaire à légalisation des températures du bain et du corps à étudier, j'admettrai sur la température du corps une erreur possible de —- 09,2, sauf pour les bains d'hydrogène et d’azote liquides dans lesquels la température est connue à + o,r,

Toutes mes mesures de températures sont faites avec ces approximations,

toutes deux une concavité tournée vers l’axe des T. Une loi en T° aurait donné une courbure encore plus accentuée.

Les deux courbes se rapprochent lorsque les champs intérieurs deviennent de plus en plus grands; pour un champ infini, elles sont con-

fondues. Dans ce cas, la courbure dans la représentation en T2? est très atténuée, mais existe néanmoins. On trouve, par extrapolation,

De0— 72,04.