CHAPITRE XIV

PHÉNOMÈNES MAGNÉTiaUES

IHacnétlsine et dlamagnétlsiDe d«s corps. — Oll sait^ depuîs Faraday, que tous les corps de la nature sont sensibles aux actions magnétiques. Les uns sont paramagnétiques ( ou, pour abréger le /angaje, magnétiques)^ comme le fer doux, et sont attirés par les aimants; les

autres, comme le bismuth, sont diamagnâiqtta, et repoussés par les aimants. $auf le sens de Taetion, les lois du diamagnétisme sont identiques à celles du paramagnétisme.

Sous rinfluence d'un pôle d'aimant, un cor}» quelconque est soumis à l'action de deux forces de sens contraire, appliqués en des points difTèrents. Ces deux forces se décomposent eu 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 qu'on le puisse considérer comme placé à Tinfîni, les deux forces exercées aux points A et A| sont parallèles et dirigées suivant la direction OP qui unit à P un poiatO 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 direclrice. La terre joue le rôle d'un pôle d'aimant situé à l'infini. On peut aussi exercer sur un corps une action sensiblement identique à celle d'un pôle situé à l'infini, en le plaçant entre deux pôles d'aii2»/?A du nom contraire, d'égale intensité, et situés à égale distance du corps

Fig. 162.

GUÂP. XIY. ^ PHÉNOSIÈNES^ MAGNÉTIQUES. 527

s forces exercées par chacun des deux pâles se détruisent comme aies et de sens contraire, il ne reste plus que les couples qui s*autent comme égaux et de même sens.

Lies phénomènes magnétiques sont particulaires, en ce sens qu'une articule du corps, quelque petite qu'elle soit, est susceptible de prendre eux pôles, comme le corps tout entier.

On représente les particularités diverses du phénomène, en disant que

e pôle d'aimant décompose le fluide magnétique, supposé à Tétat neutre,

le la particule, attire le fluide de nom contraire si le corps est magné-

tique* 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 résultante appliquée

en un certain point A; ]es forces négatives donnent une résultante égale

appliquée en un certain point Â|. Les deux points A et A^ sont les pôles

du corps. La position de ces pôles change avec rorientation 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 filiforme est 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 l'aiguille est diamagnétique, le pôle tourné vers P est repoussé, .la direclion 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 équatoriale.

Théorie de l'Induetlom mairiiéilqiie. Ellipsoïde d'indue! Ion. —

Si le corps, toujours supposé isotrope, a une forme quelconque, il est clair qu'il prendra, en présence d'un pôle d'aimant, une orientation déterminée 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 dètei*miner cette orientation.

Supposons un corps quelconque soumis à l'influence d'un pôle d'aimant situé à l'infini, de telle sorte qu'en tous les points de Tespace l'action exercée par ce pôle soit égale et parallèle ; le corps est dit

m DEUXIÈME PARTIE. — CRISTALLOGRAPHIE PHYSIQCE.

placé dans un champ magnétique utdfomie ^ Sur chacune dei p». ticules du corps, l'induction de Taimant, jointe à celle des particob environnantes, développe une certaine distribution du magnétisatti tellQ que deux pôles de nom contraire se produisent en deux points séparés par la distance il.

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 sor la particule est un couple dont le moment est F : 2/m. cas u , si u est Fai^e compris entre les directionsde F et de /. Si nous portons sur ladirectioo 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 M. La quantité |UL est \e 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 decoofosion entre le moment magnétique et le moment du couple directeur.

On admet comme démontré par Texpérience que Tintensité fi de la magnétisation varie d'une particule à une autre, mais que, pour touiâs les particules situées dans un champ magnétique uniforme, elle a la même direction. On admet en outre que, pour une particule donaée, 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 particulaires 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 é^)^ à 2S^ = 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 quenousappelIerons/*m(e7m^e(2e /a Tiui^e^ûa^ûmducorps-

Cette quantité varie proportionnellement à F. Si donc par le point 0 (Gg. 162), nous menons une longueur OB égale et parallèle à F, etsiOi représente L en grandeur et en direction, nous avons entre OAetOB la relation bien connue qui existe entre la force élastique et le déplacement, etc. La théorie développée dans le chapitre 1 nous montre alors

1. W. Thomson. Onthe iheory of magnetic Induction in çrystalline andnoHcrjfitalline subslancea, Phil. Mag, (4) 1, 177 (1851).

GHAP. XlV. — PHÉNOMÈNES WAGNÉTIQUES. 529

que lorsque le point B décrit une sphère, c*e8t-à-dire lorsqu'on tourne le [corps dans le champ magnétique de manière à lut faire prendre toute les orientations possibles par rapport à F, le point A décrit un ellipsoïde, que nous appellerons re//t;)sof(fe d'induction.

Si le corps est sphérique, il est clair que lorsque nous le supposerons en outre isotrope, l'action magnétique étant la m^me dans toutes les directions, l'ellipsoïde d*induction sera une sphère. xMais si le corps est cristallisé, l'action 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; uu 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 lellipsoîde 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 anorlhiques, 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 l'application 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 l'expérimentation ne trouva pas d'écho. Les particularités de l'induction magnétique des cristaux ne furent découvertes et publiées qu'en 1847 par Plùcker'. A la suite de ce premier mémoire parurent successivement sur le même sujet un assez grand nombre de travaux qui eurent pour auteur Plûcher lui-même ', Plûcker et Béer ^, Knoblauch et Tyndall '^.