La théorie cinétique du magnétisme et les magnétons

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La théorie cinétique du magnétisme et les magnétons
1911

« La physique depuis vingt ans »

LA THEORIE CINETIQUE DU MAGNETISME ET LES MAGNETONS

  • Rapport présenté au Congrès Solvay en 1911.

I.

La théorie cinétique du para et du ferromagnétisme permet de calculer, à partir des données expérimentales, les moments magnétiques moléculaires. Le cas le plus simple est celui des substances paramagnétiques diluées : gaz paramagnétiques comme l’oxygène ou solutions étendues de sels paramagnétiques. Pour ces substances, l’expérience donne une susceptibilité ki inversement proportionnelle à la température absolue. Au lieu de la susceptibilité, ou coefficient d’aimantation par unité de volume, il nous sera commode de faire intervenir le coefficient d’aimantation moléculaire ki(m), coefficient de proportionnalité au champ magnétisant H du moment magnétique I pris sous l’action de ce champ par une molécule-gramme de la substance considérée. Sa loi de variation avec la température donne

ki(m) = C(m)/T,

C(m) étant la constante de Curie rapportée par une molécule-gramme. La théorie suppose que chaque molécule possède, à cause des courants particulaires dont elle est le siège, un moment magnétique mu que nous supposerons assez grand, quand il n’est pas nul (auquel cas la substance est diamagnétique), pour qu’on puisse négliger ses variations sous l’influence du champ H, variations qui correspondraient d’ailleurs à un diamagnétisme superposé au paramagnétisme résultant de l’existence du moment moléculaire mu. Si toutes les molécules d’une molécule-gramme, en nombre égal à la constante d’Avogadro M, étaient orientées parallèlement les unes aux autres, il en résulterait pour la molécule-gramme un moment magnétique :

(1) I(0) = mu*M,

correspondant à la saturation absolue. L’agitation thermique s’oppose à ce parallélisme. Dans le cas des substances diluées où les actions rectrices mutuelles des aimants moléculaires sont négligeables, il n’y a, en l’absence de champ extérieur, aucune orientation privilégiée et le moment magnétique résultant I est nul. En présence d’un champ extérieur H, il y a prédominance de l’orientation pour laquelle l’axe magnétique de la molécule est parallèle à ce champ extérieur, mais on conçoit que cette prédominance puisse être d’autant moins marquée que l’agitation thermique est plus intense. Si nous admettons qu’on puisse appliquer à ce cas les résultats généraux de la mécanique statistique, nous pouvons calculer le moment magnétique résultant I pour une molécule-gramme. Si l’axe magnétique d’une molécule de moment mu, fait l’angle alpha avec la direction du champ extérieur H, l’énergie potentielle relative de la molécule et du champ est —mu*H*cos(alpha) et la loi de répartition de Boltzmann montre que le nombre des molécules dont les axes magnétiques ont des directions comprises dans un angle solide d(omega) autour d’une direction caractérisée par l’angle alpha est

dM = C*exp((mu*H*cos(alpha))/(k*T))*d(omega) = C*exp((I(0)*H*cos(alpha))/(R*T))*d(omega).

La constante C relative à une molécule-gramme est déterminée par la condition que le nombre total des molécules soit égal à M, c’est à dire en posant :

(2) a = (I(0)*H)/(R*T)

(3) M = 2*Pi*C*sum(0…Pi)(exp(a*cos(alpha))*sin(alpha)*d(alpha) = 2*Pi*C*sum(-1…1)(exp(a*x)*dx)

La contribution d’une molécule de direction a au moment magnétique résultant I est mu*cos(alpha), d’où

(4) I = 2*Pi*C*mu*sum(0…Pi)(exp(a*cos(alpha))*cos(alpha)*sin(alpha)*d(alpha) = 2*Pi*C*mu*sum(-1…1)(x*exp(a*x)*dx)

Par comparaison de (3) et (4), en tenant compte de (1), il vient

(5) I/I(0) = (sum(-1…+1)(x*exp(a*x)*dx))/(sum(-1…+1)(exp(a*x)*dx)) = (ch(a))/(sh(a)) — 1/a

Les moments magnétiques moléculaires, déterminés par comparaison de cette théorie avec l’expérience, sont tels que 10 atteint rarement la valeur 3 X 10^(4), de sorte qu’à la température ordinaire la quantité a est au plus de l’ordre 10^(-6) H, et comme les champs que nous savons produire ne dépassent pas 50 000 gauss, a reste toujours petit par rapport à l’unité lorsque le champ extérieur II agit seul sur les molécules pour tendre à les orienter, comme c’est le cas pour les substances diluées. Le second membre de (5) développé en série suivant les puissances croissantes de a donne pour premiers termes

(ch(a))/(sh(a)) — 1/a = a/3 — (a^3)/45 +…

et l’on peut, quand a est petit devant l’unité, remplacer la relation (5) par a

I/I(0) = a/3

ou

I = [(I(0, 2))/(3*R*T)]*H

C’est la loi du paramagnétisme avec un coefficient d’aimantation moléculaire

Ki(m) = [(I(0, 2))/(3*R*T)]

conforme à la loi de Curie, et une constante de Curie

C(m) = [(I(0, 2))/(3*R)]

Cette relation permet de calculer le moment moléculaire saturé I(0) à partir de la constante de Curie, obtenue expérimentalement par la relation

(6) I(0) = sqrt(3*R*C(m))

J’ai appliqué cette formule à l’oxygène pour lequel Curie avait montré qu’il suit, à l’état gazeux, la loi de variation du coefficient d’aimantation en raison inverse de la température absolue. On obtient ainsi pour I(0), c’est à dire pour le moment magnétique que prendrait une molécule-gramme si tous les aimants élémentaires étaient orientés parallèlement, un nombre de même ordre que les aimantations obtenues expérimentalement pour le fer saturé. La même formule a été utilisée par M. WEISS, pour calculer les moments magnétiques moléculaires d’un grand nombre de sels, à partir du coefficient d’aimantation de leur solution étendue, qui varie avec la température conformément à la loi de Curie. Ce procédé lui a fourni la plus grande partie des données expérimentales sur lesquelles s’appuie son hypothèse des magnétons.

II.

Les autres données correspondent au cas des substances ferromagnétiques, et sont déduites de la théorie du champ moléculaire. Cette théorie fait intervenir les actions mutuelles entre molécules que j’avais laissées de côté dans les raisonnements qui précèdent. M. WEISS admet que l’action directrice exercée sur une molécule, par la substance aimantée qui l’entoure, équivaut à la Superposition au champ magnétique de Maxwell H, d’un champ moléculaire proportionnel à l’intensité d’aimantation de la substance, avec un coefficient N dépendant de la nature de celle-ci. Il semble en effet assez naturel d’admettre que l’action directrice exercée par les molécules sur l’une d’entre elles soit déterminée par le degré de parallélisme réalisé. L’ordre de grandeur du coefficient N, déduit par M. WEISS de sa théorie, et la variation de ce coefficient, dans le cas des alliages, avec leur composition, ne paraissent pas compatibles avec l’hypothèse que les actions mutuels d’orientation soient d’origine magnétique. Elles sont probablement de même nature que les actions directrices qui maintiennent une molécule d’un cristal orientée dans son réseau. L’hypothèse du champ moléculaire conserve le résultat exprimé par l’équation (5) à condition d’y donner à la quantité a la valeur

(7) a = [(I(0))/(R*T)](H+N*I)

L’introduction du terme NI permet à a de prendre des valeurs beaucoup plus grandes, pour le même champ H, qu’en l’absence d’actions mutuelles, et, par conséquent, au second membre de l’équation (5), de s’approcher de la valeur I, qui correspond aux grandes valeurs de a, c’est à dire à I de s’approcher de l(0) qui correspond à la saturation absolue. La forme que prend maintenant l’équation (5) est telle que l’aimantation I, prise par la substance, figure à la fois dans les deux membres. Le moyen le plus simple, pour obtenir la solution de cette équation pour I, est d’employer la méthode graphique suivante : Les relations (5) et (7) fournissent deux équations entre les inconnues a et (I/I(0)) et leur solution est fournie par l’intersection des courbes qui leur correspondent dans le système de coordonnées a et (I/I(0)). La courbe qui correspond à l’équation (5) part de l’origine, avec une tangente de coefficient angulaire à 1/3, et tend vers l’asymptote (I/I(0)) = 1, pour a = infini. L’équation (7) représente une droite et peut être mise sous la forme

a = a(0) + [(N*I(0, 2))/(R*T)]*[I/I(0)]

L’abscisse à l’origine c/o est la valeur de a qui correspond au champ extérieur H et, comme on l’a remarqué plus haut, reste toujours très petite par rapport à l’unité, pour les champs réalisables, de sorte que la droite passe toujours très près de l’origine, à l’échelle de la figure.

Le coefficient angulaire de cette droite (R*T)/(N*I(0, 2)) est proportionnel à la température absolue, de sorte que le point d’intersection A qui fournit la valeur cherchée de (I/I(0)) correspond à une saturation d’autant plus complète que la température est plus basse. Au voisinage du zéro absolu, la saturation I(0) doit être sensiblement réalisée, et c’est de mesures faites dans ces conditions que MM. KAMERLINGH-ONNES ET WEISS ont déduit les moments magnétiques moléculaires du fer, du nickel et du cobalt. Supposons que le champ magnétisant H varie à température constante, et celle-ci assez basse pour que le coefficient angulaire (R*T)/(N*I(0, 2)) soit notablement inférieur à 1/3.

La droite se déplace alors parallèlement à elle-même et très peu, d’après la remarque précédente ; l’intensité d’alimentation I change également très peu. Elle correspond à la saturation pour la température considérée. Il résulte d’ailleurs de la manière dont se coupent la droite et la courbe que l’état ainsi réalisé est stable. Quand le champ magnétisant est nul, un second point d’intersection se trouve à l’origine, et il est facile de voir qu’il correspond à un état instable, dans le cas supposé où la droite OA est au dessous de la tangente à l’origine. La substance doit ainsi s’aimanter spontanément en l’absence de champ extérieur, et sous la seule action mutuelle de ses molécules. Ceci est compatible avec les faits expérimentaux puisque les substances ferromagnétiques sont constituées par l’agglomération d’un grand nombre de cristaux. Chacun de ceux-ci s’aimantera spontanément dans une direction déterminée à la fois par l’orientation de son réseau cristallin et par les accidents de sa forme extérieure. Cette direction d’aimantation variera d’un cristal à l’autre, et si les cristaux sont suffisamment petits, l’aimantation moyenne sera nulle, sauf pour des substances comme la magnétite dans lesquelles les plages de réseau uniforme peuvent être d’étendue beaucoup plus grande que dans le cas des métaux. La nécessité d’un champ magnétisant, pour obtenir expérimentalement la saturation, correspond à la nécessité de rendre parallèles les aimantations des divers cristaux. Cette existence d’une aimantation spontanée de la substance est la caractéristique la plus précise de la propriété ferromagnétique. Elle exige que la droite OA soit au-dessous de la tangente à l’origine, c’est à dire qu’on ait

(R*T)/(N*I(0, 2)) < 1/3.

La température Thêta définie par (N*I(0, 2))/(3*R) correspond à la disparition du ferromagnétisme quand la température croit. C’est le point de transformation observé par CURIE. Au dessus de cette température, en l’absence de champ magnétisant, la droite ne rencontre plus la courbe qu’à l’origine, et de telle manière que l’état correspondant est stable. La substance ne s’aimantera pas spontanément. Sous l’action d’un champ magnétisant, il est facile de voir sur la figure que l’aimantation prise est telle que le champ moléculaire N*I est de même ordre que H, a sera donc toujours très petit, et l’on peut utiliser la relation (5) sous la forme

(I/I(0)) = a/3

d’où, par combinaison avec (7),

I/I(0) = [(I(0))/(3*R*T)]*(H + NI)

ou

I*[T — (N*I(0, 2))/(3*R)] = [(I(0, 2))/(3*R)]*H

d’où, en désignant toujours par C(m) la constante de Curie (I(0, 2))/(3*R) :

I*(T — Thêta) = (C(m))*H.

Comme dans le cas du paramagnétisme précédemment étudié, on doit avoir proportionnalité de l’aimantation au champ, le coefficient moléculaire correspondant Ki(m), étant donné par (C(m))/(T-Thêta). Au lieu de varier en raison inverse de la température absolue comme en l’absence d’actions mutuelles, il varie en raison inverse de l’excès de cette température sur celle du point de transformation, et n’existe que si cet excès est positif. La détermination expérimentale de Ki(m) permet de calculer la constante de Curie C(m) = Ki(m)*(T — Thêta) et d’en déduire le moment moléculaire I(0) = sqrt(3*R*C(m)). Cette méthode a été appliquée par M. WEISS et ses élèves à un grand nombre de substances, en particulier à la magnétite, aux métaux ferromagnétiques et à leurs alliages.

III.

Le cas de la magnétite traité par cette méthode est un des premiers qui ait mis M. WEISS sur la voie de son hypothèse des magnétons. Les déterminations de la constante de CURIE, faites pour la magnétite au dessus de son point de transformation, conduisent à des valeurs constantes dans des intervalles déterminés de température, mais brusquement variables quand on passe d’un de ces intervalles à un autre, montrant qu’au passage la substance subit un changement d’état qui modifie son moment magnétique moléculaire. Les valeurs prises successivement par cette quantité sont entre elles comme les nombres entiers 4, 5, 6, 8 et 10 (exactement, 4, 4, 88, 6, 05, 7, 96 et et 10, 06). Le moment moléculaire de la magnétite augmente avec la température, mais de manière discontinue et par multiples entiers d’une même quantité. Une relation simple du même genre existe entre les moments magnétiques moléculaires du fer et du nickel, déduits, comme nous l’avons vu, de l’aimantation à saturation au voisinage du zéro absolu. Les nombres obtenus, 12 410 pour le fer et 3 381 pour le nickel, sont entre eux exactement comme 11 et 3, c’est à dire multiples entiers d’un magnéton-gramme égal à 1 123, 5. L’application de la formule (6) à un grand nombre de sels paramagnétiques a été rendue possible par les déterminations de M. PASCAL sur les solutions.de ces sels. Le coefficient d’aimantation de la substance dissoute est obtenu par l’additivité des propriétés magnétiques de cette substance et du dissolvant, diamagnétique dans le cas de l’eau. Les valeurs absolues sont obtenues en admettant pour l’eau la susceptibilité diamagnétique — 0, 75 X 10^(-6) qui représente les moyennes des valeurs obtenues jusqu’ici par les divers expérimentateurs. Les résultats calculés, en admettant pour le magnéton la valeur 1123, 5 sont représentés sur le tableau. Ils mettent en évidence une régularité certaine dans la distribution des coefficients d’aimantation moléculaire.

Des mesures plus récentes de Mlle FEYTIS sur des sels solides ont fourni des concordances du même ordre que les précédentes. Enfin, l’étude des métaux ferromagnétiques au dessus du point de CURIE, par application de la formule

I(0) = sqrt(3*R*Ki(m)*(T — Thêta))

a donné des résultats également conformes, en général, à l’hypothèse de M. WElSS. Le nickel pur donne I(0) = 9018, qui correspond à 8, 03 magnétons, en admettant toujours pour le magnéton-gramme le nombre 1123, 5 déduit des mesures de saturation magnétique aux basses températures. Les alliages de fer et de nickel, quand on y fait décroître progressivement la teneur en fer, donnent pour I(0) la limite 10 140 qui correspond à 9, 03 magnétons. Si l’on remarque que la saturation magnétique du nickel aux basses températures correspond à 3 magnétons, que d’autre part les sels de nickel en solution ont un coefficient d’aimantation paramagnétique qui correspond à 16 magnétons, on constate une variation de l’aimantation moléculaire avec l’état physique ou chimique de la substance, comparable à celle présentée par la magnétite au dessus du point de CURIE, la variation se faisant toujours par nombre entier de magnétons. Le fer, étudié au dessus du point de CURIE, donne, comme la magnétite, trois valeurs successives pour la constante dans les intervalles de température : 774°, 828°, 920°, 1 395°. Les valeurs obtenues pour I(0), en admettant pour la particule magnétique ou molécule, la formule Fe, ne rentrent pas dans la loi générale, mais s’y conforment avec des nombres de magnétons respectivement égaux à 12, 08, 10, 04 et 19, 85 si l’on admet, comme le rendent probable les phénomènes thermiques accompagnant les changements brusques du coefficient d’aimantation, une dépolymérisation progressive de la molécule magnétique, celle-ci étant composée, respectivement, de 3 atomes, 2 atomes et 1 atome de fer, dans les trois intervalles de température indiqués. Des recherches plus étendues sont en cours d’exécution pour soumettre l’hypothèse à un contrôle expérimental qui deviendra d’autant plus rigoureux que le nombre des données utilisées sera plus grand.

Il existe une relation remarquable entre l’hypothèse des magnétons et celle des éléments d’action, sous la forme que lui a donnée M. SOMMERFELD. Supposons que le moment magnétique moléculaire soit dû à la circulation d’un électron de charge e et de masse m autour d’un centre d’attraction, agissant, par exemple, en raison inverse de la n-ième puissance de la distance. Si r est le rayon de l’orbite et oméga la vitesse angulaire de rotation, le moment magnétique équivalent est, dans le système électromagnétique,

M = (e*oméga*(r^2))/2

Si la force attractive est égale à

A/(r^(n+1))

l’énergie potentielle est de la forme

U = (-1/n)*(A/r^n)

en supposant l’origine placée à l’infini. L’égalité de la force attractive et de la force centrifuge donne

m*(oméga^2)*r = A/(r^(n+1))

D’où

U = —m*(oméga^2)*(r^2)/n

D’autre part, l’énergie cinétique a pour valeur

T = m*(oméga^2)*(r^2)/2

Nous appliquerons l’hypothèse de M. SOMMERFELD sous la forme suivante : L’action correspondant à une période tau = (2*Pi)/oméga de révolution de l’électron doit être égale à h/4, M. SOMMERFELD ayant utilisé indifféremment les deux valeurs h/4 et h/(2*Pi).

L’équation

sum(0…tau)(T-U)*dt = h/4

donne

m*(oméga^2)*(r^2)*(1/2+1/n)*((2*Pi)/oméga) = h/4,

ou

m*(oméga)*(r^2) = (h/(8*Pi))*(2*n/n+2)

Mais m*(oméga)*(r^2) est proportionnel au moment magnétique M, d’où

M = (e/m)*(h/(8*Pi))*(n/n+2),

et pour le moment magnétique d’une molécule-gramme

I(0) = (m/M*e)*(h/(8*Pi))*(n/n+2).

Si l’action pour une révolution, au lieu de correspondre à un élément d’action h, en faisait intervenir un nombre entier, I(0) serait un multiple de la quantité précédente. On obtient ainsi, par application de la théorie de M. SOMMERFELD, une connexion remarquable entre la théorie des magnétons et celle des éléments d’action. Une remarque analogue à la précédente a été indiquée par M. GANS à la Naturforscherversammlung de 1911 à Karlsruhe, en introduisant uniquement l’énergie cinétique de l’électron au lieu de l’action. La relation que nous venons d’obtenir permet de calculer le moment I(0) à partir de la constante h de M. PLANCK, quand on choisit une valeur particulière pour l’exposant n. Si l’on suppose une attraction en raison inverse du carré de la distance, c’est-à-dire n = 1, si l’on fait

h = 6, 5.10^(-27), M = 7.10^(23), (e/m) = 1, 77.10^(7)

on trouve

I(0) = 1080.

C’est là une concordance numérique remarquable avec la valeur expérimentale 1123,5 déduite par WEISS de la saturation du nickel et du fer à basse température et de l’étude des solutions paramagnétiques.