PHÉNOMÈNES MAGNÉTIQUES

Blafiiéttsme et dlamagnétlsme des corps* — On sait, depuis Fa—

raday, que tous les corps^de la nature sont sensibles aux actions magnétiques. Les uns sont paramagnétiques ( ou, pour abréger le langage, magnétiques), comme le fer doux, et sont attirés par les aimants ; les autres, comme le bismuth, sont diamagnétiquet^ et repotuséê par les aimants. Sauf le sens de Tac* tion, les lois du diamagnétisme sont identiques à celles du paramagnétisme.

Sous l'influence d*un pôle d'aimant» un coq» quelconque est soumis à Faction de deux forces de setis contraire, appliqués en des points différents. Ces deux forces se décomposent en un couple et une force. Celte force est attractive , si le corps est magnétique; elle est répulsive, si le corps est diamagnétique. Si le pôle P (fig. 162) est suffisamment éloigné du corps pour qa*on le puisse considérer comme placé à Tinfini, les deux forces exercées aux points A et A^ sont parallèles et dirigées suivant la direction OP qui unit à P un point 0 du corps : elles sont égales et de signe contraire ; le couple subsiste donc seul, et la force, attractive ou répulsive, disparait. Le pôle d'aimant n'exerce plus sur le corps qu'une action directrice. La terre joue le. rôle d'un pôle d'aimant situé à l'infini. On peut aussi exercer sur un corps une action soaaiblement identique à oélte d'un pôle situé à l!iafinUtti le plaçant entre dan pôles d'anoant, du nom contraire, d'égale M^èRtité, et situés à égale distance da oorpo

CMAP. XIV. — PHÉKOMÈNES HAGRÉTIQDES. 587

Les forces exercées par chacun des deux pôles se détruisent comme ^ales et de sens contraire, il ne resté plus que les couples qui s'âjoatent comme égaux et de même sens.

Les phénomènes magnétiques sont particulaireSy en ce seniB qu'une particule du corps, quelque petite qu'elle soit, est susceptible de prendre deux pôles, comme le corps tout entier.

On représente les particularités diverses du phénomène, en disant que le pôle d'aimant décompose le fluide magnétique, supposé à Tétat neutre, de la particule, attire le fluide de nom contraire si le coips est magnétique, le fluide de même nom si le corps est diamagnétique. Avec un certain état de décomposition des deux fluides, les résultantes des actions du pôle d'aimant sur chacun des deux fluides sont appliquées en deux points qui sont les pôles de la particule. Si Ton considère le corps tout entier, les forces positives donnent une répultante appliquée en un certain point A ; les forces négatives donnent une résultante égale appliquée en un certain point A^. Les deux points A et A^ sont les pôles du corps. La position de ces pôles change avec Torientation du corps par rapport au pôle d*aimant P.

Si le corps est filiforme, c'est-à-dire si les particules sont alignées suivant une même droite, les pôles A et A| sont toujours situés sur cette droite.

Lorsque le corps filiformeest magnétique, il est clair que, pour être en équilibre en présence du pôle P, il faut que la direction A A| soit dirigée suivant OP, le pôle de nom contraire, sollicité par une force attractive, étant dirigé vers P. On dit alors avec Faraday, que l'aiguille se place dans la direction axiale.

Si Taiguille est diamagnétique, le pôle tourné vers P est repoussé, la direction axiale n*est donc plus une position d'équilibre. L'aiguille est en équilibre, lorsque sa direction est perpendiculaire à OP, puisqu*alors les actions exercées par P sur chacune des particules se détruisent. Le corps est dit alors prendre la position e'qualoriale.

Théorie ée l*tediiictioB ma|^étlqiie.' Ellipsoïde d'indvctloa. —

Si le corps, toujours supposé isotrope, a une .forme quelconque, il est clair qu*il prendra, en présence d'un pôle 4*dimÀnt, une orientation délermiiiée par la position de ce pôle, parla forme et la nature magnétique du corps, par le mode suivant lequel le corps est forcé de se mouvoir. Nous allons chercher à déterminer cette orientation. . Supposons on corps quelconque soumis à l'influence d*un pôle d'aimant situé à rinflni» de telle sorte qu'en tous les peints de TespfK^e Faction exercée par ce pôle soit égale et parallèle; leeorpê est dit

placé dans un champ magnétique uniforme ^ Sur chacune des particules du corps, rinduction de Taimant, jointe à celle des particules environnantes, développe une certaine distiîbution du magnétisme» telle que deux pôles de nom contraire se produisent en deux points séparés par la distance 2/.

En chacun de ces points se trouve accumulée une certaine quantité m de fluide. La quantité m est la même, mais Tespécedu fluide est opposée pour les deux pôles. L'action exercée par la force magnétique F sur h particule est un couple dont le moment est F : 2/m. cos u, si u est Tangle compris entre les directionsde F et de /. Si nous portons sur la direction du bras de levier du couple, une longueur !2/x qui représentera, à une échelle conventionnelle, le produit 2/m, le moment du couple sera âpiF. La quantité |x est le moment magnétique de la particule. On peut encore la désigner sous le nom d'intensité de la magnétisation^ car il est évident qu*elle sert de mesure à la magnétisation de la particule. Nous adopterons cette dernière dénomination pour ne pas introduire de confusion entre le moment magnétique et le moment du couple directeur.

On admet comme démontré par Texpérience que Tintensité fx de la magnétisation varie d*une particule à une autre, mais que, pour toutes les paKicules situées dans un champ magnétique uniforme, elle a la même direction. On admet en outre que, pour une particule donnée, dans un corps donné, elle est proportionnelle à la force magnétique F qui agit dans le champ. Elle varie d ailleurs avec la direction de F.

Le couple directeur total qui agit sur le corps a pour moment la somme des moments de chacun des couples parliculaires dont les plans sont tous parallèles entre eux. Les bras de ces couples étant aussi tous parallèles et la force F étant pour chacun d*eux égale et parallèle, le couple total a pour force F et pour bras de levier une longueur égale à 2£^=2L, dont la direction est parallèle à celle de tous les bras des couples particulaires de levier. La longueur 2L représente en grandeur et en direction ce quenousappellerons/*{>tten«i7e(2eiama9neïtsa^tonducorps. . Celle quantité varie proportionnellement à F. Si donc par le point 0 (fig. i62), nous menons une longueur OB égale et parallèle à F, et si OA représente L en grandeur et en direction, nous avons entre OAet OB la relation bien connue qui existe entre la force élastique et le dépir cément, etc. La théorie développée dans le chapitre I nous montre alors

i. W. ThomsoB. On the theory of magnetie Induction in cryêtalline and non cry9talline êuhêtances. PML Uag. (4) 1, 177 (1851).

GHAP. IIV. — PHÉNOMÈNES MAGNÉTIQUES. 529

que lorsque le point B décrit une sphère, c'est-à-dire lorsqu'on tourne le ;corps dans le champ magnétique de manière à lui faire prendre toute les orientations possibles par rapport à F, le point A décrit un ellipsoïde, que nous appellerons re//tj[>«ot(/e d* induction.

Si le corps est sphérique, il est clair que lorsque nous le supposerons en outre isotrope, l'action magnétique étant la même dans toutes les directions, Tellipsoîde d*induction sera une sphère. Mais si le corps est cristallisé, Taction magnétisante pourra s'exercer d*une façon différente suivant des directions cristallographiques différentes, et la surface d*induction sera en général un ellipsoïde dont la grandeur < et la direction des axes seront déterminées, pour chaque corps de forme sphérique, par les orientations des axes cristallographiques et les propriétés particulières de la substance.

Cet ellipsoïde sera soumis aux conditions générales de symétrie bien connues. Il est une sphère dans le cas d*un corps isotrope ou cubique; un ellipsoïde de révolution pour les cristaux uniaxes; un ellipsoïde à trois axes inégaux pour les autres systèmes. Dans les cristaux rhombiques, les axes de Tellipsoïde coïncident avec les axes de symétrie binaire; dans les cristaux clinorhombiques, un axe de Tellipsoîde coïncide avec un axe de symétrie, les deux autres occupent dans le plan de symétrie une position que la cristallographie ne suffit plus à déterminer; dans les cristaux anorthiques, la cristallographie ne détermine plus Torientation d'aucun des trois axes.

La théorie mathématique du magnétisme est due à Poisson ^ Cet illustre savant a envisagé seulement le cas des solides isotropes, mais il avait nettement indiqué Tapplicalion possible de ses formules générales au cas des substances cristallisées, en réclamant des expériences qui manquaient encore au moment où il écrivait.

Cet appel à Texpérimentation ne trouva pas d'écho. Les particularités de Tinduction magnétique des cristaux ne furent découvertes et publiées qu'en 1847 par Piùcker *. A la suite de ce premier mémoire parurent successivement sur le même sujet un assez grand nombre de travaux qui eurent pour auteur Piùcher lui-même *, Plûcker et Béer *, Knoblauch et Tyndall \

i. Jféfm.rf«r/fw^., 1821-22.