CHAPITRE I. — MAGNÉTISME

bililé du flux magnétique et c'est ainsi qu'on a été amené à

parler de résistance magnétique. On a, en effet, 9 =: — -=1 —-,

H étant considéré comme une force magnétomotrice et

«^ = — ^ étant envisagé comme une résistance, inverse de la

section. Les corps magnétiques possèdent une résistance moindre que celle de Tair, prise pour unité, tandis que les diamagnétiques ont une résistance supérieure.

Le défaut de fixité de |jl entraîne évidemment celle de <R; aussi l'analogie qu'on a voulu établir entre le circuit magnétique et le circuit électrique pèche-t-elle par la base; ces considérations sont néanmoins assez utiles, car elles nous permettent d'envisager les barreaux aimantés comme des conducteurs suivant lesquels se propagent les lignes de force, avec une facilité d'autant plus grande que leur perméabilité est plus considérable ou le circuit qu'ils forment moins résistant (*). Les flux de force se dérivent dans les différents chemins qui leur sont ouverts; ils prennent leur densité maximum dans les parties qui présentent la résistance minimum. Nous reviendrons sur ce fait en abordant le calcul des machines dynamos.

Il nous reste à étudier la constitution des aimants.

En rompant un barreau aimanté en plusieurs fragments, on obtient autant d'aimants, qui tous présentent deux pôles de même intensité et de noms contraires : on ne peut jamais obtenir un pôle unique. Cette expérience nous montre que le magnétisme est moléculaire : un barreau est donc constitué par des aimants infiniment petits, ayant des pôles de masse + dm et — dm et une longueur dL Ces éléments, tous identiques entre eux, peuvent être rangés en files continues, parallèles à l'axe du barreau, se touchant par leurs pôles de noms contraires : ce système s'appelle un filet solénoïdaL Chaque filet est neutre dans toute sa longueur et il n'a de

{*) C'est dans ce sens qu'il faut entendre cette loi de Faraday qu'une ligne de force traversant une substance magnétique est plus courte qu'une ligne de force de même longueur traversant l'air.

lO LIVRE I. — DEFINITIONS ET FORMULES.

magnélismc libre qu'à ses extrémités; raction du filet se réduit à celle des masses extrêmes. Un barreau peut donc être considéré comme un paquet de filets solénoïdaux parallèles : c'est la distribution solénoïdale. Mais il y a aussi une distribution lamellaire^ car on peut supposer que Ton a formé un barreau en empilant des lames infiniment minces, recouvertes sur leurs deux faces de quantités égales de magnétisme nord et sud : ces lames sont appelées des feuillets; nous arrivons encore à ne trouver de magnétisme que sur les faces terminales du barreau (*).

Les feuillets jouent un grand rôle en électromagnétisme et ii importe de se familiariser avec cette notion.

On appelle /?Mma/ice d'un feuillet le produit de son épaisseur infiniment petite £ par la densité superficielle du magnétisme sur ses faces a; nous noterons la puissance par le symbole § :

Gauss a démontré que le potentiel d'un feuillet en un point donné est égal au produit de la puissance de ce feuillet par l'angle w sous lequel on voit de ce point le contour terminal du feuillet :

Cl).

Cet angle solide w est découpé dans l'espace par une droite

passant toujours par le point et glissant le long du contour

du feuillet; si l'on décrit, du point comme centre, une sphère

du rayon r, le cône décrit par la droite délimitera sur la

g sphère une surface S, qui donnera la valeur de w, car w = -^ •

Si le feuillet forme une surface fermée, w est nul pour un point extérieur et il est égal à 4^: pour un point intérieur; d'où il résulte que le potentiel d'un feuillet fermé est nul sur un point extérieur et égal à 1\tzS sur un point intérieur; mais l'action magnétique du feuillet fermé est nulle, aussi bien à l'intérieur qu'à l'extérieur.

(*) Gomme la somme totale des masses magnétiques d'un aimant est nulle, le flux total qui émane d'un barreau est nul lui-même.