Utilisateur:Gab duran/Brouillon

Un aimant en alnico, alliage de fer, avec son préservateur. Le ferromagnétisme est la théorie qui explique comment certains matériaux deviennent des aimants.

Le ferromagnétisme est le mécanisme fondamental par lequel certains matériaux (comme le fer) forment des aimants permanents, ou sont attirés par des aimants. On distingue en physique différents types de magnétismes. Le ferromagnétisme (qui inclut le ferrimagnétisme) se trouve être celui à l’origine des champs les plus importants : c’est celui qui crée des forces suffisamment importantes pour être senties et qui est responsable du phénomène bien connu de magnétisme dans les aimants de la vie quotidienne. La matière répond faiblement aux champs magnétiques selon trois autres types de magnétismes : le paramagnétisme, le diamagnétisme et l’antiferromagnétisme, mais les forces mises en jeu sont le plus souvent très faibles au point qu’elles ne peuvent être détectées que par des instruments de laboratoire particulièrement sensibles.

Le ferromagnétisme désigne la capacité de certains corps de s'aimanter sous l'effet d'un champ magnétique extérieur et de garder une partie de cette aimantation. Ces corps sont soit de type ferromagnétique soit de type ferrimagnétique, de même que les matériaux qui se trouvent attirés par eux de façon significative. Ils se distinguent des paramagnétiques qui ne conservent pas leur aimantation à champ nul. Seules quelques substances se trouvent être ferromagnétiques. Les plus communes sont le fer, le nickel, le cobalt et la plupart de leurs alliages, certaines terres rares, et quelques minéraux naturels.

Il existe deux sous-catégories, à savoir les ferromagnétiques durs (que l'on appelle aimants permanents) et les ferromagnétiques doux. Ces matériaux se rencontrent dans l'industrie comme dans la vie quotidienne.

Le ferromagnétisme se trouve être très important pour l’industrie et les nouvelles technologies car il est à la base de nombreux appareils électriques et électrochimiques comme les électroaimants, les générateurs, les transformateurs et les mémoires magnétiques (cassettes et disques durs …).

Définitions

Aimantation

Aimantation spontanée (M en bleu) d'un échantillon magnétique. Il se forme une induction magnétique (B en rouge) similaire à celle d'un solénoïde. Le champ magnétique est représenté en vert.

Un matériau magnétique est caractérisé par la présence de moments magnétiques. L'existence de ces moments est due au mouvement des électrons, dits de valence, dans les atomes. Ce sont de grandeurs vectorielles, qui ont donc une direction et qui ont pour unité des $A.m^{-2}$.

Lorsqu'on considère la globalité du matériau, on peut définir une nouvelle grandeur: l'aimantation. Il s'agit de la somme de tous les vecteurs moment magnétiques:

$${\vec {M}}={\frac {1}{V}}\sum _{i}{\vec {m}}_{i}$$

L'aimantation se mesure en $A.m^{-1}$.

Si le matériau est soumis à un champ magnétique externe, les moments magnétiques vont interagir avec celui-ci. Ils peuvent, par exemple, s'aligner suivant le champ induit. Si cet alignement reste une fois le champ magnétique

Aimantation spontanée

Dans le cas des matériaux ferromagnétiques, il existe une aimantation naturelle, sans besoin d'appliquer un champ magnétique extérieur sur le matériau: c'est l'aimantation spontanée. Cette aimantation existe grâce à l'alignement des moments magnétiques dans le matériau: un ordre magnétique apparaît.

Cette propriété permet l'existence d'aimants permanents.

Histoire

Historiquement le terme ferromagnétisme était utilisé pour tous matériaux exhibant des propriétés d’aimantation, c’est-à-dire un moment magnétique net en l’absence de champ magnétique externe: on appelle ceci l'aimantation spontanée.

Parmi les premières recherches sur le ferromagnétisme se trouvent les travaux pionniers d’Aleksandr Stoletov sur la détermination de la perméabilité magnétique des matériaux ferromagnétiques, connue sous le nom de courbe de Stoletov.

Ferromagnétisme et autres ordres magnétiques

Il existe différents types d'ordre magnétique sous champ magnétique extérieur nul. Outre le ferromagnétisme, il en existe d'autres types, qu'il faut bien distinguer:

• Un matériau est ferromagnétique si tous ses moments magnétiques contribuent positivement à son aimantation. Ces moments sont alignés et ont une même direction.

  

  Ordre ferromagnétique

• Si une partie des moments magnétiques est alignée dans le sens opposé (ou anti-alignés), il se forme une aimantation résultante nette. Ce matériau est dit ferrimagnétique.

  

  Ordre ferrimagnétique. Les moments de sens opposés ne se compensent pas, donnant naissance à une aimantation.

• Si les moments alignés et anti-alignés se compensent complètement, ce qui résulte en une aimantation nette nulle, alors on dit que le matériau est antiferromagnétique.

Températures de Curie et de Néel

Ces phénomènes d’alignement sont sensibles à la température, car l'agitation thermique peut altérer l'état des moments magnétiques. On parle particulièrement de températures seuils, au dessus desquelles l'ordre magnétique disparaît:

• Dans le cas des ferromagnétiques et ferrimagnétiques, on parle de température de Curie,
• en ce qui concerne les antiferromagnétismes, on parle de température de Néel .

Aimantation en fonction de la température.

Au delà de ces températures, l'ordre magnétique ne peut apparaître que sous champ magnétique externe: le matériau devient paramagnétique.

Le ferromagnétisme à l'échelle macroscopique

Lorsqu'on considère un matériau ferromagnétique en absence d'un champ magnétique externe, on peut s'intéresser à des grandeurs caractéristiques du matériau: la susceptibilité et la perméabilité magnétique. De même, on peut s'intéresser aux champs formés à l'intérieur et à l'extérieur du matériau.

Le matériau crée à l'extérieur un champ magnétique de fuite ${\vec {H}}_{fuite}$ (en $A.m^{-1}$) qui peut être vu aussi comme une induction magnétique par la relation ${\vec {B}}=\mu {\vec {H}}$.

À l'intérieur du matériau, un champ démagnétisant ${\vec {H}}_{d}$ est créé.

Le champ démagnétisant sans champs magnétique externe

La matière aimantée crée un champ interne appelé champ démagnétisant noté ${\vec {H}}_{d}$, en $A.m^{-1}$. Son expression générale est :

${\vec {H}}_{d}=-[N].{\vec {M}}$ , où $[N]$ est le tenseur de champ démagnétisant, et ${\vec {M}}$ l'aimantation.

L'expression de $[N]$ dépend des dimensions du matériau: certaines formes du matériau permettront d'obtenir de faibles champs démagnétisants.

Par exemple, dans le cas d'un long fil aimanté selon sa longueur, on peut obtenir ${\vec {H}}_{d}=-0,04{\vec {M}}.$

L'existence de ce champ démagnétisant permet de mieux appréhender le comportement du matériau ferromagnétique avec les champs magnétiques externes.

Exemples de valeurs du facteur démagnétisant

Forme	Sens de l'aimantation	$N$
Long fil	Parallèle à l'axe	0
	Perpendiculaire à l'axe	1/2
Sphere	Toutes	1/3
Couche mince	Parallèle au plan	0
	Perpendiculaire au plan	1

Le tenseur de champ démagnétisant s'écrit typiquement sous la forme d'une matrice 3x3, dont la trace est unitaire : $N_{x}+N_{y}+N_{z}=1$.

Le champ démagnétisant a une influence sur des mesures, notamment de la susceptibilité et de la température de Curie

Application d'un champ magnétique externe

L'application d'un champ magnétique externe vient accompagné d'une réponse de la part du matériau. Cette réponse est caractérisée par deux grandeurs: la susceptibilité et la perméabilité magnétique.

Aimantation et susceptibilité magnétique

L'aimantation du matériau a une réponse comme suit:

Exemple d'aimantation pour un paramagnétique. Ici, la susceptibilité est obtenue à partir de la pente de la courbe.

$${\vec {M}}=\chi .{\vec {H}}_{ext}$$

où $\chi$est la susceptibilité, grandeur sans unité. Cette grandeur traduit la capacité d’un matériau à s’aimanter sous l’effet d’une excitation magnétique extérieure.

Dans le cas général, la susceptibilité peut s'écrire :

$$\left.\chi _{m}={\frac {\partial M_{m,H}}{\partial H}}\right|_{H=0}$$

C'est à dire, sa valeur est donnée par la pente de la courbe de l'aimantation en fonction du champ magnétique appliqué, pour ${\vec {H}}=0$(cf courbe ci-contre).

Si bien la susceptibilité des paramagnétiques est faible ($1,65.10^{-6}$ pour l'aluminium), pour les ferromagnétiques elle atteint des valeurs entre 50 et 10 000. Dans ce cas-ci, cette grandeur n'a pas de valeur fixe, car dépendante du champ magnétique appliqué. Pour étudier la susceptibilité d'un ferromagnétique, il faut s'intéresser à son cycle d'hystérésis.

Mesure de la susceptibilité

Comme il a été présenté précédemment, une forte aimantation implique un fort champ démagnétisant: ${\vec {H}}_{d}=-[N].{\vec {M}}$, ce qui est le cas pour les ferromagnétiques, qui ont une forte susceptibilité.

En présence de champ magnétique externe, on peut obtenir :

$${\vec {M}}={\frac {\chi }{1+[N]\chi }}{\vec {H}}{appl}=\chi _{ext}{\vec {H}}{appl}$$

où $\chi _{ext}$est nommé susceptibilité extrinsèque.

• Pour de faibles valeurs de $\chi$ (diamagnétiques, paramagnétiques), la mesure est donc correcte car $\chi \sim \chi _{ext}$.
• Pour de fortes valeurs de $\chi$, dans le cas des ferromagnétiques, on peut simplifier par : $\chi _{ext}={\frac {1}{[N]}}$.

$[N]$ étant le tenseur de démagnétisation introduit précédemment. Ce résultat permet de conclure que la mesure de la susceptibilité extrinsèque dépend uniquement de la forme de l'échantillon. Une mesure correcte peut être effectuée en minimisant $[N]$. D'après le tableau, on conclut que de bonnes mesures de la susceptibilité peuvent être effectuées avec des échantillons sous forme de fil, de couche mince, ou de tore, où $[N]=0$ .

Induction et perméabilité magnétique

L'induction magnétique ${\vec {B}}$ créée dans le matériau s'écrit:

$${\vec {B}}=\mu {\vec {H}}$$

où $\mu$ est la perméabilité magnétique du matériau, en $H.m^{-1}$.

Lien entre susceptibilité et perméabilité

Dans le matériau, ces grandeurs sont liées par $\mu =\mu _{0}.(1+\chi )$, où $\mu _{0}$est la perméabilité du vide, qui vaut $\mu _{0}=4\pi .10^{-7}NA^{-2}$.

La grandeur $\mu _{r}=\chi +1$appelée perméabilité relative est introduite.

De façon générale on peut écrire ${\vec {B}}=\mu _{0}.({\vec {H}}+{\vec {M}})$. Dans le matériau, on peut donc écrire ${\vec {B}}=\mu _{0}.(1+\chi ){\vec {H}}$. Ces expressions nous permettent de déterminer l'expression de l'induction magnétique créée à l'intérieur et à l'extérieur du matériau.

• à l'extérieur du matériau, en absence d'aimantation, le champ magnétique s'écrit:

$${\vec {H}}_{ext}={\vec {H}}_{fuite}+{\vec {H}}_{app}$$

d'où

$${\vec {B}}_{ext}=\mu _{0}.({\vec {H}}_{fuite}+{\vec {H}}_{app})$$

• à l'intérieur du matériau, il existe un champ démagnétisant :
  $${\vec {B}}_{int}=\mu _{0}.({\vec {H}}_{d}+{\vec {H}}_{app})$$

Ces relations sont fondamentales pour la mesure de la susceptibilité d'un ferromagnétique.

La susceptibilité des ferromagnétiques

La susceptibilité $\chi$ des ferromagnétiques est positive et très grande: sa valeur se situe entre 50 et 10 000. Elle n'est pas constante, car la réponse d'un ferromagnétique envers un champ magnétique n'est pas linéaire: l'application et la suppression du champ résulte dans une modification de l'aimantation du matériau (cf cycle d'hystérésis).

Ainsi, on peut se demander pour les méthodes de mesure de la susceptibilité chez les ferromagnétiques.

Ferromagnétisme à l'échelle microscopique

Le théorème de Bohr-van Leeuwen, découvert dans les années 1910, démontrait que les théories de physique classique sont incapables d’intégrer et d’expliquer le magnétisme, y compris le ferromagnétisme. Le magnétisme est à présent compris comme un phénomène purement quantique. Le ferromagnétisme est dû à deux effets de mécanique quantique : la théorie de spin et le principe d’exclusion de Pauli.

Origine du magnétisme

L’une des propriétés fondamentales d’un électron (à part le fait qu’il porte une charge) est qu’il possède un moment dipolaire magnétique i.e. il se comporte comme un petit aimant. Ce moment dipolaire vient d’une propriété plus fondamentale de l’électron et qui dit qu’il possède un spin quantique. De par sa nature quantique le spin ne peut se trouver que dans deux états « up » ou « down » selon l’orientation du champ magnétique. Le spin des électrons dans les atomes est la source principale de ferromagnétisme, bien qu’il y ait aussi une contribution du moment angulaire orbital de l’électron par rapport au noyau. Quand les dipôles magnétiques s’alignent dans un morceau de matière, leurs champs magnétiques individuels s’ajoutent pour créer un champ bien plus grand et perceptible à l’échelle macroscopique.

Cependant il est nécessaire que les atomes mis en jeu aient leur couche électronique partiellement remplie. En effet les atomes ayant leurs couches électroniques entièrement remplies ont un moment dipolaire total de zéro car tous les électrons existent en paires de spin opposés et le moment magnétique de chaque électron se retrouve compensé par le moment du second électron de la paire. A contrario un moment magnétique net (et donc du ferromagnétisme) peut apparaitre dans les matériaux dont les atomes possèdent des couches électroniques partiellement remplies (i.e. dont les électrons ont des spins non appariés). De plus à cause de la règle de Hund les premiers électrons d’une couche ont tendance à avoir le même spin, ce qui tend à augmenter le moment dipolaire total.

Ces dipôles non appariés ont tendance à s’aligner parallèlement au champ magnétique externe qu’on leur impose selon un effet que l’on appelle paramagnétisme. Le ferromagnétisme implique un phénomène supplémentaire : dans quelques substances les dipôles ont tendance à s’aligner spontanément en donnant lieu à une aimantation spontanée du milieu même alors qu’il n’y a pas eu de champ appliqué.

Il existe donc à l'échelle microscopique un ordre expliquant le ferromagnétisme. Pour le comprendre avec précision, il est nécessaire d'étudier l'interaction d'échange d'Heisenberg.

Interaction d’échange d'Heisenberg

L'interaction d’échange d'Heisenberg est une interaction couplant deux spins consécutifs formant l’angle $\theta _{ij}$:

$$W_{i,j}=-A_{i,j}{\vec {S_{i}}}.{\vec {S_{j}}}$$

où $A_{i,j}$ est appelée l’intégrale d’échange, dont l'unité est le $J.m^{-1}$. Par exemple, $A=2.10^{-11}J.m^{-1}$ pour le Fer.

Cette interaction décroit très rapidement avec la distance. Elle met donc en jeu très majoritairement les premiers voisins.

• Pour $A_{i,j}>0$, l’interaction d’échange tend à aligner les moments parallèlement entre eux. Il existe donc un moment magnétique macroscopique. L’ordre est dit ferromagnétique.

• Pour $A_{i,j}<0$, les premiers voisins s’alignent anti-parallèlement. Il n’y a donc pas de moment macroscopique résultant, sauf si les deux spins n'ont pas la même amplitude. L’ordre est dit antiferromagnétique.

Théorie du champ moléculaire

Pierre Weiss proposa l'idée de l'existence d'un champ moléculaire, proportionnel à l'aimantation du matériau ferromagnétique. Cette théorie permet d'obtenir une expression de l'aimantation en fonction de la température.

Le champ magnétique total subi par le matériau comprend le champ appliqué et le champ moléculaire:

$${\vec {H}}_{tot}={\vec {H}}_{appl}+{\vec {H}}_{m}={\vec {H}}_{appl}+N_{W}{\vec {M}}$$

Le champ moléculaire ${\vec {H}}_{m}$, proportionnel à l'aimantation peut s'écrire $N_{W}{\vec {M}}$où $N_{W}$est la constante de Weiss. L'aimantation des ferromagnétiques dépend de même de la température: au dessus du seuil de la température de Curie, l'ordre ferromagnétique n'existe plus.

Champ moléculaire pour $T<Tc$

Quand le matériau est à 0 kelvin (zéro absolu), l'aimantation peut s'écrire comme suit :

$$M(T=0)=M_{S}=Ng\mu _{B}J$$

où $M_{S}$est l'aimantation à saturation.

Pour des températures entre 0 et la température de Curie, l'aimantation peut s'écrire:

$$M(T)=Ng\mu _{B}JB_{J}(y)=M_{S}.B_{J}(y)$$

où $B_{J}(y)$est la fonction de Brillouin, et $y={\frac {g\mu _{o}\mu _{B}J_{T}H_{tot}}{kT}}$.

En reprenant l'expression de ${\vec {H}}_{tot}$pour ${\vec {H}}_{app}=0$(on s'intéresse à l'aimantation spontanée), on obtient :

$$H_{tot}=H_{m}=N_{W}M$$

autrement :

$$H_{tot}(T)=N_{W}M(T)$$

d'où:

$$M(T)=M_{s}.B_{J}\left({\frac {g\mu _{0}\mu _{B}J_{T}}{kT}}N_{W}M(T)\right)$$

Il est récurrent d'introduire les grandeurs suivantes:

• aimantation spontanée réduite $m_{sp}={\frac {M(T)}{M_{S}}}$,

Un résultat connu de la fonction de Brillouin est le suivant :

$$B_{J}(y)={\frac {J+1}{3J}}+...$$

Il est donc possible de simplifier l'expression de ${M_{S}}$, avec $m_{sp}$:

$$m_{sp}(T)=B_{J}\left({\frac {g\mu _{0}\mu _{B}J_{T}}{kT}}N_{W}.m_{sp}(T)\right)$$

Cette équation peut être résolue graphiquement, à partir des équations :

• $m_{sp}=B_{J}(x)$
• $x={\frac {g\mu _{0}\mu _{B}J_{T}}{kT}}N_{W}.m_{sp}=>m_{sp}={\frac {kTx}{g\mu _{0}\mu _{B}J_{T}N_{W}}}$

Lorsque ces deux fonctions sont tracées, la valeur de $m_{sp}$est obtenue à leur croisement:

Résolution graphique de l'aimantation spontanée réduite. Lorsque les deux courbes tracées se croisent, on obtient alors la valeur cherchée. Pour des températures en dessous de celle de Curie, il n'y a plus de résolution graphique.

x est inversement proportionnel à T: à basse température (donc à hautes valeurs de x), l'aimantation spontanée augmente.

La température de Curie (Tc) est la température pour laquelle apparaît ou disparaît $m_{sp}$ . Elle correspond au moment où la pente $B_{J}$ à l’origine vaut ${\frac {NkT}{\mu _{0}\alpha M_{s}^{2}}}$. Sachant que $B_{J}(x)={\frac {J_{T}+1}{3J_{T}}}x$ lorsque x tend vers 0, $T_{c}$ vérifie : ${\frac {J_{T}+1}{3J_{T}}}={\frac {NkT}{\mu _{0}\alpha M_{s}^{2}}}$ soit $T_{c}={\frac {J_{T}+1}{3J_{T}}}\times {\frac {\mu _{0}\alpha M_{s}^{2}}{NkT}}$ .donne une mesure de l’importance des interactions d’échange.

En utilisant la même théorie, on peut calculer l’évolution de $M_{sp}$ avec $H_{appl}$. Si l’on réussit à obtenir que l'approximation de ce champ est de faible intensité, il est alors possible de montrer que la susceptibilité $\chi$ s'écrit $\chi ={\frac {C}{T-T_{c}}}$ avec $C$la constante de Curie. Traditionnellement, pour représenter les propriétés magnétiques d’un matériau ferromagnétique, les courbes $M_{s}(T)$ et ${\frac {1}{\chi }}(T)$ sont tracées sur un même graphe.

Évolution de l'aimantation à saturation ( gauche) et de la susceptibilité (à droite) en fonction de la température.

Anisotropie magnétique

Bien que l’interaction d’échange conserve l’alignement des spins, elle ne les aligne pas particulièrement dans une direction spécifique. Sans anisotropie magnétique, les spins d’un aimant changent de direction aléatoirement en réponse aux fluctuations thermiques et l’aimant est qualifié de superparamagnétique.

Il y a plusieurs types d’anisotropie magnétique, la plus commune étant l’anisotropie magnéto-cristalline : une dépendance de l’énergie de la direction de magnétisation en fonction de l’orientation du réseau cristallin. Une autre source commune d’anisotropie est l’effet magnétorestrictif inverse, induit par une contrainte mécanique interne. Les aimants uniformes sur un domaine peuvent aussi avoir une anisotropie de forme due aux effets magnétostatiques de la forme de la particule. Alors que la température de l’aimant augmente, l’anisotropie a tendance à diminuer et il existe souvent une température seuil à partir de laquelle une transition vers le superparamagnétisme a lieu.

L’anisotropie magnéto-cristalline

Lorsque l’atome se trouve au sein d’un cristal, la présence des ions du réseau cristallin modifie les orbitales électroniques, elles subissent une levée de dégénérescence. Par exemple les orbitales 3d ne sont plus toutes équivalentes : celles dont la forme minimise l’énergie électrostatique due à la présence des ions voisins sont favorisées énergétiquement. Plus généralement, cela conduit à minimiser l'énergie lorsque le moment orbital pointe dans certaines directions du réseau cristallin par rapport à d’autres. Par suite, la présence du couplage spin-orbite conduit à favoriser énergétiquement certaines directions du moment magnétique total par rapport à d’autres.

Exemple : Pour le fer (Fe) les axes de facile aimantation sont : [001], [010] et [100].

L’anisotropie de forme

Lorsqu’un matériau subit un champ magnétique externe, il se créé en son sein un champ démagnétisant dans une direction opposée. La présence de ce champ démagnétisant rend anisotropes les propriétés magnétiques du matériau selon sa forme (les propriétés magnétiques restent isotropes dans le cas d’une sphère). On retient que l’anisotropie de forme est indépendante de l’anisotropie magnéto-cristalline et tend à favoriser l’aimantation du matériau selon ses grandes dimensions.

L’anisotropie de surface

Les atomes se trouvant à la surface du matériau ont un environnement différent de ceux se situant à l’intérieur. En effet le nombre d’atomes voisins est diminué de manière conséquente. Cela se traduit par l’apparition d’un terme d’énergie supplémentaire uniquement lié à la surface et favorisant l’orientation de l’aimantation perpendiculairement à cette dernière.

En conclusion, l’anisotropie magnétique tend à créer des axes de facile aimantation. Si un champ magnétique extérieur est appliqué selon ces axes, il sera plus facile de l’aimanter.

Anisotropie et champ coercitif

L'anisotropie magnétique peut avoir des effets indésirables sur le champ coercitif d'aimants permanents doux ou durs. Le champ coercitif est le champ magnétique à appliquer pour supprimer l'aimantation du ferromagnétique.

Dans le cas des aimants durs, ce champ est limité par l'anisotropie, selon le résultat suivant:

$$H_{C}<{\frac {2K_{u}}{\mu _{0}M_{S}}}$$

où $K_{u}$est la constante d'anisotropie en J.m^-3 , $\mu _{0}$est la constante magnétique et $M_{S}$est l'aimantation spontanée en A/m.

Dans le cas des ferromagnétiques doux , l'anisotropie est à l'origine d'un champ coercitif indésirable.

Les domaines magnétiques

Electromagnetic dynamic magnetic domain motion of grain oriented electrical silicon steel

Le paragraphe précédent semble suggérer que chaque morceau de matériau ferromagnétique devrait avoir un champ magnétique intense, étant donné que tous les spins sont alignés. Pourtant il se trouve que le fer et la plupart des autres ferro aimants sont souvent trouvés dans un état « non aimanté ». Cela s’explique par le fait que le matériau ferromagnétique est divisé en de nombreuses petites régions appelées domaines magnétiques (aussi connus sous le nom de domaines de Weiss), la paroi séparant plusieurs domaines est appelée « paroi de Bloch ». A l’intérieur de chacun de ces domaines les spins sont alignés, mais les spins de domaines différents pointent dans des directions variées et leurs champs magnétiques se compensent. L’objet n’a alors pas de champ magnétique apparent pour l’observateur.

Domaines magnétiques: dans la configuration (1), l'énergie est maximisée, alors qu'elle est diminuée dans les configurations (2), (3) et (4).

Micrographie Kerr d'une surface métallique montrant des domaines magnétiques, Les segments verts et rouges dénotent des directions de magnétisation opposées.

Les matériaux ferromagnétiques se divisent spontanément en domaines magnétiques car leur interaction d’échange est une force à courte portée, c’est pourquoi sur de longues portées la tendance des dipôles à réduire leur énergies en s’orientant en des directions opposées prend le dessus. Les domaines sont séparés par de fines parois de domaines, épaisses de quelques molécules dans lesquelles la direction d’aimantation du dipôle tourne doucement d’une direction de domaine à l’autre.

Les cycles d’hystérésis

Définition

Lorsque l'on applique un champ magnétique externe sur un matériau ferromagnétique, les moments magnétiques s'orientent dans la même direction que le champ. Par la suite, même lorsque le champ est supprimé, une partie de l'alignement est conservée : le matériau s'est aimanté. En appliquant un champ magnétique opposé suffisamment intense, les moments magnétiques se renversent mais l'aimantation ne suit pas le chemin initial. Il y a un cycle d'hystérésis.

En partant d'un matériau désaimanté (H = M = 0), le tracé de la variation de M en fonction de H avec l'augmentation de l'intensité du champ, M suit la courbe dite de première aimantation.

Cette courbe augmente rapidement au début, puis se rapproche d'une asymptote appelée « saturation magnétique ». Si le champ magnétique est maintenant réduit de façon monotone, M suit une courbe différente. À champ nul, l'aimantation est décalée par rapport à l'origine d'une quantité appelée la rémanence. La diminution supplémentaire du champ conduit à la diminution progressive de l'aimantation, et passe par zéro au moment du champ coercitif. À partir de là, l’aimantation s'inverse puis arrive à un minimum obtenu pour des valeurs de champ négatives. Le tracé de toutes les valeurs de l'aimantation en fonction du champ magnétique montre une courbe d'hystérésis.

Grandeurs notables

Cycle d'hystérésis d'un matériau ferromagnétique : (1) Courbe de 1^re aimantation. Les intersections Hc et Mr sont respectivement le champ coercitif et l'aimantation rémanente.

• L’aimantation à saturation Ms correspond à l'aimantation maximale du matériau.
• L’aimantation rémanente Mr est l’aimantation sans excitation extérieure.
• Le champ coercitif est le champ pour lequel l’aimantation est nulle.

Les ferromagnétiques durs

Ces matériaux ont une aimantation rémanente et un champ coercitif élevés. Ils sont utilisés pour fabriquer les aimants permanents.

Les ferromagnétiques doux

Déplacement des murs de domaines dans du fer doux lors de l'augmentation de puissance d'un champ magnétique externe "vers le bas", observé au microscope de Kerr. Les régions pâles sont les domaines de magnétisation vers le haut, les régions sombres sont dirigées vers le bas.

Ils ont un champ coercitif très faible et une très forte susceptibilité. Le cycle est donc très étroit.

L’aire représentée à l'intérieur du cycle correspond aux pertes magnétiques lorsque le matériau effectue un cycle complet. Cette perte magnétique se traduit en émission de chaleur. Ces émissions de chaleur sont problématiques pour un grand nombre d'applications. On comprend donc que ces matériaux sont utilisés pour des applications travaillant en fréquence car leur cycle est étroit et donc les pertes sont minimisées.

Courbe de première aimantation

Les domaines magnétiques ne sont pas physiquement contraints et fixés et peuvent être modifiés par l’application d’un champ magnétique extérieur. À partir d’une aimantation nulle à champ nul, en augmentant faiblement le champ extérieur, des moments magnétiques dans certains domaines se retournent. Si un domaine est déjà aligné dans le sens du champ appliqué, les domaines voisins s’alignent progressivement. Cela revient à un déplacement de la paroi de Bloch. Ce mécanisme, réversible pour de faibles champs, devient irréversible pour des champs extérieurs moyens. Enfin, pour de fortes excitations magnétiques, il se produit une rotation des aimantations des domaines dans la direction du champ extérieur. Macroscopiquement, Ms est atteinte.

Ceci correspond à la courbe de première aimantation jusqu’à saturation.

Les domaines resteront alignés même après l’extinction du champ externe car les parois de domaine ont tendance à rester « coincées » ou « bloquées » sur des défauts du réseau cristallin. Cela est montré par l’effet Barkhausen : alors que le champ d’aimantation est changé, l’aimantation change par des centaines de petits sauts discontinus alors que les parois de domaines passent les défauts cristallins.

L’aimantation en fonction du champ externe est décrite par une courbe d’hystérésis. Bien que cet état de domaines alignés décrit précédemment ne soit pas d’énergie minimale, il est métastable et peu perdurer sur de longues périodes.

Chauffer puis refroidir (annealing) un matériau, le soumettre à des vibrations en le martelant tendent à relâcher les parois de domaine de leur position « bloqué » et les limites des domaines ont tendance à se replacer de façon à minimiser l’énergie. On a alors démagnétisé le matériau.

Origine de l’hystérésis

En faisant décroître l’excitation magnétique H, la courbe de désaimantation ne prend pas le chemin initial et passe au-dessus de la courbe d’aimantation. Ce retard à la désaimantation est dû à l’irréversibilité du déplacement des parois de Bloch.

Matériaux ferromagnétiques

Voir aussi la catégorie : materiaux ferromagnétiques

Alliages

Le ferromagnétisme n’est pas seulement une propriété de l’arrangement chimique du matériau, mais aussi de sa structure cristalline et de sa micro-structuration. Par exemple, il existe des alliages ferromagnétiques (dits alliages de Heusler) dont les composants ne sont pas eux-mêmes ferromagnétiques (mais présentent des propriétés magnétiques toutefois).

De même, il existe des alliages non ferromagnétiques, tels que l’acier inoxydable, qui sont composés presque entièrement de métaux ferromagnétiques.

Des matériaux ferromagnétiques amorphes (non cristallins) peuvent être réalisés par une trempe (refroidissement) rapide d’un alliage sous forme liquide. Ceux-ci présentent l’avantage que leurs propriétés sont presque isotopiques (non alignées selon les axes du cristal) ; cela résulte en une coercivité faible, des pertes d’hystérésis faibles, une haute permittivité et une haute résistivité électrique. Un matériau de ce type est un alliage métal de transition (80 % - souvent Fe, Co ou Ni) –métalloïde (20 % - B, C, Si, P ou Al) qui diminue le point de fusion.

Une catégorie relativement nouvelle de matériaux ferromagnétiques exceptionnellement forts sont les aimants terres-rares. Ils contiennent des éléments de la famille des lanthanides qui sont connus pour leur capacité à porter un grand moment magnétique sur leur orbitale f très localisée.

Ferro aimants à base d'actinides

Un certain nombre d’actinides (atomes de numéro atomique 89 à 103) sont des ferro aimants à température ambiante ou présentent du ferromagnétisme si refroidis. PuP est un matériau paramagnétique à symétrie cubique à température ambiante, mais il subit une modification structurelle en symétrie tétragonale et devient ferromagnétique une fois refroidi sous $T_{C}$= 125 K.

Gaz de Lithium ferromagnétique

En 2009 une équipe de physiciens du MIT a démontré que le lithium (gaz) refroidi à TLi<1K peut présenter du ferromagnétisme. L’équipe a refroidi le lithium-6 fermionique à moins de 150 milliardièmes de Kelvin au-dessus du zéro absolu en utilisant un procédé de refroidissement laser infrarouge.

Annexes

Bibliographie

• Max Brousseau, Physique du solide. Propriétés électroniques, Paris, Masson, 1992 (ISBN 2-225-83975-1).
• José-Philippe Pérez, Robert Carles et Robert Fleckinger, Électromagnétisme fondements et applications, Liège, Dunod, 2001 (ISBN 2-10-005574-7).
• José-Philippe Pérez, Robert Carles et Robert Fleckinger, Électromagnétisme Vide et milieux matériels, Paris, Masson, 1990 (ISBN 2-225-82294-8).
• François Leprince-Ringuet, « Matériaux ferromagnétiques usuels », Techniques de l'ingénieur, 1994.
• Jean-Pierre Nozière, « Ferromagnétisme », Techniques de l'ingénieur, 1998.
• Jean-Louis Porteseil, « Ferromagnétisme », Techniques de l'ingénieur, 1989.
• (en) Soshin Chikazumi, Physics of ferromagnetism, Oxford : Oxford University Press, 2009 (ISBN 9780199564811), p.118

Articles connexes

• Matériau ferromagnétique dur
• Matériau ferromagnétique doux
• Magnétisme
• Diamagnétisme
• Pôle magnétique

Liens externes

• Simulation de dipôles électriques et magnétiques, de volumes diélectriques et ferromagnétiques. Université Paris XI