HAL Id: jpa-00205385
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Submitted on 1 Jan 1929
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Quelques aspects du problème du magnétisme
Walther Gerlach
To cite this version:
Walther Gerlach. Quelques aspects du problème du magnétisme. J. Phys. Radium, 1929, 10 (8),
pp.273-282. �10.1051/jphysrad:01929001008027300�. �jpa-00205385�
I.E
JOURNAL
DE
PHYSIQUE
ET
LE RADIUM
QUELQUES
ASPECTS DUPROBLÈME
DUMAGNÉTISME
Par WALTHER
GERLACH,
Professeur à la Faculté des Sciences de
Tübingen (1).
SÉRIE VI.
ToME
X. AOUT 1929N° 8
C’est pour
moi,
à la fois unappréciable
honneur et unegrande
joie
que de traiter desproblèmes
dumagnétisme,
dans
le paysqui
a vu sedévelopper
avecAmpère
lapremière
théorie
atomistique
duferromagnétisme
et avec Curie,Langevin,
Weiss et la notion dumagnéton
et lapremière
théorie duparamagnétisme.
L’étude du
magnétisme qui
avait autrefois pourobjet
à peuprès
unique
la réalisation de machines deplus
enplus
importantes,
est devenueprogressivement,
depuis
le début de cesiècle,
unprécieux
moyend’investigation
de la structure de l’atome etmême,
pouvons-’
nous dire
aujourd’hui,
de celle du noyau de l’atome et de l’électron.On
peut
distinguer
trois stades dans cette évolution : enpremier
lieul’époque
de l’étudeexpérimentale
des}Jlténornènes
magnétiques,
c’est-à-direl’époque
où se sont forméesnos connaissances relatives aux réactions des corps vis-à-vis des forces
magnétiques.
Le second stade seraitmarqué
par les tentativesd’Ampère
et de Weber pour mettre enévidence un
rapport
entre l’aimantation des corps et le momentpris
par unsolénoïde,
ens’appuyant
surl’hypothèse
des courants moléculaires à l’intérieur des corpsferroma-gnétiques, hypothèse qui
se trouve maintenantsingulièrement
renforcéedepuis
les travaux deRichardson,
Einstein et de Haas. Enfin la troisièmeépoque
de cette évolutioncorres-pondrait
à lagénéralisation
de cette mêmehypothèse
à tous les corps, pareut
parBohr,
grâce
à l’introduction de cette théorie dumagnéton
qui joue
un rôle d’une sigrande
importance
dans la théorie desquanta
sous sa forme laplus
récente.Tandis que Pierre Weiss cherchait à déterminer le
magnéton,
laquantité
élémentaireou l’unité de moment
magnétique,
par des mesuresexpérimentales
de l’aimantation moyenne, de la même manière queStoney
et Helmholtz avaient calculé lacharge
de ,l’électron par les
expériences
surl’électrolyse,
Otto Stern etmoi-même,
nous cherchions à réaliser une mesure directe du momentmagnétique
d’un seulatome,
analogue
à lamesure de Millikan sur la
quantité
élémentaire d’électricité.1. Les moments
atomiques
et laquantification spatiale. -
Jetraiterai,
enpremier
lieu,
des mesures directes du moment d’un atome libre. Leprincipe
de cesexpériences
repose sur les recherches de M.Dunoyer
relatives aux rayonsatomiques :
c’est-à-dire aux atomes
qui
sedéplacent rectilignement
dans un vide extréine avec la vitessed’agitation thermique.
C’est cetteingénieuse
idée de L.Dunoyer
qui
apermis
devérifier la théorie
cinétique
des gaz, d’étudier l’émission de la lumièrespectrale
d’unatome
indépendamment
de l’effetDoppler (direction
d’observationperpendiculaire
à la direction du mouvement duprojectile
atomique),
lespropriétés
magnétiques
etélec-triques
des atomes et des molécules et enfin de vérifier la théorie des ondes matérielles de L. deBroglie.
@. (1) Conférence faite le Il mai 1929 à la Société française dru Physique.
LE JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM. - SÉRIE
VI. -
T. X. - I~° 8. - AOÛT ~9~~. 18.
Un atome d’un
type
semblable à celui de l’atomed’hydrogène,
tel que lesodium,
lepotassium, l’argent,
lecuivre,
l’or, possède
d’après
la théorieprimitive
de Bolr un momentmagnétique
b q degrandeur P-B
g N -1. ~ .~,
provenant
de la circulation de l’électron sur2x
GJmc 1sa
trajectoire.
D’autrepart,
selon la théorie de Goudsmit etUhlenbeck,
l’électronpossède
lui-même un momentmagnétique
d’une unité de Bohr.D’après
lesrègles
de laspectros-copie,
le momenttotal j
de l’atome est donné par les deux moments de l’électron s et de latrajectoire 1, qui
secomposentet
s’orientent dans lechamp
de telle manière que le momenttotal devienne un
magnéton
de Bohr(fig. 1).
Sous l’action d’unchamp magnétique
on observe l’effet Zeemanet,
d’après
Sommerfeld etDebye, l’apparition
de ces raies
séparées
correspond
à une orientation desatomes dans
quelques
directionsprivilégiées
parrapport
aux
lignes
de force duchamp.
Dans le casparticulier
des atomes
précédents,
on a pour le momentmagné-tique ’
rra = ~j . g . ~.$ = ~ u,~
c’est-à-dire(d’après
lafigure 1),
seulement deuxpositions possibles
pour les atomes : l’uneparallèle,
l’autreantiparallèle
à la direc-tion duchamp.
Dans unchainp
d’unenon-homogénité
assez
grande,
les deux sortes d’atomes seront déviées dans deux directionsopposées.
Onpeut
observer ceteffet en mettant un rayon de
Dunoyer
assez fin entre lespièces polaires
d’un électroaimant : un tel rayonatomique
se trouveséparé
en deuxparties.
Les
figures
2 a,b,
représentent
les détails de l’instal-lation del’appareil.
La
figure
3 est lareproduction
dequelques
micro-photographies
desdépôts
d’atomes obtenusaprès
le parcours dans lechamp magnétique. L’argent
et le cuivreportent
un seulmagnéton
de Bohr tandis que leplomb
et l’étain ont un moment nul.D’autre
part
on observe dans certains cas desphéno-mènes de Zeeman
plus compliqués,
dontl’interprétation
conduit à admettre l’existence d’atomespossédant
plus
d’unmagnéton.
Nous avons ainsi examiné le cas dubismuth,
du
nickel,
du fer et du cobalt. Enfait,
on1.
1.observe
plusieurs
composantes
dans le rayonatomique
à;Fl .
1.la sortie du
champ inagnétique.
Mais la discussion deces
expériences
est très délicate. Le rayonatomique
con-tient
toujours
des molécules de toutes les vitessespossibles ;
les atomes lents sont déviés beau-coupplus
fortement que les atomesrapides.
On obtient donc unspectre
de vitesse et unélargissement
du rayon dévié.Quand
on a affaire à des atomes de moments1,
2,
3,
en
chaque
point
de laplaque
réceptrice
on recueillera des atomeslents,
avec un momentfaible et des atomes
rapides
de moment élevé. C’estpourquoi
on ne doit pas s’attendre à une résolution dudépôt
des atomes enplusieurs lignes,
mêmequand
on a des atomes demoments clifférents.
Pour le bismuth on trouve sensiblement un
et]trois
magnétons.
Onne’voit
laséparation
que d’un seul côté : celaprovient
de ladissymétrie
duchamp
non]homogène .
Dans le casdu cobalt on a trouvé pour le moment
maximum!:
6 N.B.Pour le -fer nous avions annoncé
primitivement
un moment nul. Mais ce n’est pasexact. On a, en
effet,
un sigrand
nombre de moments~différents
que lepouvoir
de résolution del’appareil
ne suffisait pas pourséparer.
Je ne peux pas dire
pourquoi,
contrairement à la théoriesimple,
on observe lales atomes de moment élevé modifient la direction des atomes lents et de faible moment. Par l’effet de leur vitesse faible ceux-ci se trouvent alors déviés
plus
que les autresatomes et tombent ainsi sur les
pièces
polaires.
Onpourrait
direégalement
que dans les conditions del’expérience,
on a surtoutune
orientation selon le moment maximum. Nousnous proposons de vérifier cette
hypothèse.
Je croisqu’on
se trouve ici enprésence
d’un fait encore obscur mais trèsremarquable.
Par un
procédé analogue,
Stern,
Taylor,
Rabbi et Wredc ont déterminé les momentsdes atomes :
H,
K, Li,
et ils ont trouvé avec unegrande
exactitude unmagnéton
de Bohr.
2.
Expériences magnéto-optiques
etsymétrie
des atomesmagnétiques.
-Ayant
constaté l’existence d’unequantification
d’orientationspatiale,
nous en avons cherché une preuveoptique.
Onpouvait
supposer, enpremier lieu,
que l’orientation d’atomespourvus d’un
magnéton
deBohr,
dans des directionsparallèle
etantiparalléle
parrapport
au
champ magnétique,
donnait lieu à unebiréfringence
dugaz. Mais
desexpériences
trèssoigneuses
de M. Schlitz conduisent au résultatqu’on
n’apoint
d’effetoptique
pour un gazparamagnétique
aimanté(N0 ,
O2,
Na).
On n’observe aucune
biréfringence :
pourl’oxygène,
on devrait trouver une différence des indices deréfraction,
parallèlement
etnormalement auchamp
magnétique,
de 6X 10-11,
et,
pour la vapeur de sodium de6 X
10-9,
tandisqu’on calcule,
ensupposant
un atomed’un
type
analogue
au modèle del’hydrogène, d’après Debye,
un ordre degrandeur
de 10-6 à ~0‘ ~ .On doit remarquer que ce sont là des
expériences
sur ladispersion
normale. Il estimportant
dedistinguer
ladispersion
normale des effetsmagnéto-optiques
dans unerégion
de
dispersion anormale,
c’est-à-dire dans levoisinage
d’une raiespectrale d’absorption
où l’on a les effets de Zeeman ou de Macaluso et Corbino. Nous reviendrons sur cesujet
enparlant
de la saturationparamagnétique.
Les résultats tout à fait
négatifs
de cesexpériences
nouspermettent
de faire uneautre constatation
remarquable
aupoint
de vue de la constitution des atomes. On sait quedans l’effet de Cotton-Mouton on
peut
mettre en évidence uneanisotropie
des molécules par desexpériences magnéto-optiques,
c’est-à-dire uneanisotropie optique,
due à uneforce
magnétique.
Si l’on ne trouve pas ceteffet,
parexemple
pour la vapeur desodium,
on a ainsi démontré la
symétrie slJhérique
de ces atomes, faitimportant
dans la théorie del’atome.
Dans le même ordre d’idées nous mentionnerons des
expériences
lnagnéto-optiques
tentées en vue de déterminer le des
atomes,
et de démontrer que de tellesmesures
magnétiques
peuvent
conduire àd’importants
résultats aupoint
de vue de la constitution des atomes. Si l’on a un gaz àpression
trèspetite
dans unchamp magnétique
longitudinal,
on observe dans levoisinage
d’une raiect abSOljJtion
lamagnéto-rotation.
Nous avonsmontré,
M. Schütz etmoi-même, qu’on peut
observer ceteffet,
dans le voisi-nage immédiat de lafréquence d’absorption
du sodium ou dupolassium,
avec deschamps
magnétiques
d’un seul gauss(ou
moins)
auxpressions
d’à peuprès
un dix-millième demillimètre de mercure. Par l’addition d’un autre gaz
inerte,
parexemple
del’hélium,
il résulte unélargissement
de la raiespectrale
d’absorption
et,
enconséquence,
un affaiblis-sementapparent
de la rotation par lechamp
magnétique. Quand
ondispose
le gaz aimantéentre des nicols
croisés,
lamagnétorotation
donne lieu à un éclaircissement duchamp
d’observation. Par
l’élargisssement
de larégion
d’absorption
de la raie D dusodium,
lagrandeur
de l’éclaircissement est diminuée. Pour détruire tout à fait l’effetmagnéto-optique,
on devait introduire
quelques
millimètres d’hélium. Le mêmeélargissement
de la raied’absorption, peut
êtreprovoqué
par uneaugmentation
de lapression
de la vapeur de sodium : maisl’élargissement
devientbeaucoup plus grand
enaugmentant
lapression
du sodium que par addition d’un autre gaz, de sorte que l’introduction de sodium sous unepression
de1/100 mm Il-
correspond
àquelques
millimètres d’un autre gaz.d’action
(Wirkungsradius)
d’un atome sur un autre atome de la mêmcespèce,
faitqui
est devenuimportant
dansbeaucoup
deproblèmes optiques
etmagnétiques
(1).
Peut-être
peut-on mentionner,
en relation avec cesexpériences, qu’on
ne trouve pas. ,d’influence de l’introduction d’un gaz sur la de la
magnétorotation,
hors de larégion
de la raied’absorption (J.
3. Le
magnéton
de Weiss et laquantification spatiale. -
L’autreméthode due
détermination des momentsatomiques
est la méthode deWeiss,
àpartir
des mesures desusceptibilité
et de la constante de Curie. On trouve ainsi lemagnéton
deWeiss,
unité presquecinq
foisplus petite
que l’unité de Bohr. Je ne veux m’attacher ni aux méthodes ni auxrésultats,
mais seulement à savoir s’il estpossible,
dès maintenant. de trouver unlien entre ces deux
quantités atomiques
si différentes.Nous
partirons
d’une remarque sur la saturationparamagnétique
du sulfate degadolinium.
Les mesures deKamerlingh
Onnes ont fourni une vérification assez bonnede la théorie de
Langevin,
basée surl’hypothèse
que lesions,
dans uucristal, peuvent
prendre
toutes les directions parrapport
auchamp,
seulement modifié dans lerapport
del’énergie magnétique
g àl’énergie thermique k
l’. En introduisant a - -‘,H
on trouve la i l’ . relationSi l’on détermine maintenant l’aimantation maxima cr 00 , on trouve pour le moment
de l’ion
Gd+ ++ 38,65
ou39,82
magnétons
de Weiss. La théorie des termesspectros-copiques
de Hund laisseprévoir
pour l’ion Gd+ +--1- le momenttotal j
=
et le facteur 2=2.
Le moment maximum vrai de
l’atome,
c’est-à-dire le momentqu’on
mesurerait directement parexemple
avec un rayonatomique,
estMais si l’on ne détermine pas directement le moment
atomique,
mais ’indirecten1ent enemployant
une méthodequi
mesure{J2,
ondoit,
d’après
les lois’de laquantification
spatiale
et lesrègles
de laspectroscopie,
avoir ~ 1On trouve
ainsi pour
le momentapparent 7,94
P.B au lieu de N39,3 lJ.
Weiss. Lequotient
deces valeurs est
4,87
ou~02,
c’est-à-dire sensiblement lerapport
que l’on observe entre lemagnéton
de Bohr et celui de Weiss. Onpeut
aussi calculer de la manière suivanted’après
larègle
de Sommerfeld : si l’on trouve îîwmagnétons
deWeiss,
le nombre n h desmagné-tons de Bohr
correspondant
est donné par :c’est-à-dire :
7,8~~,9.
Nous avons ici un cas, où l’on
s’explique
l’aimantationparamagnétique :
vraisembla-blement elleprovient
dessept
électrons extérieurs deGd+++,
enadoptant
pourchaque
électron les valeurs normales
-(~) En faisant des mesures quantitatives de l’élargissement t d’une raie d’absorption par cette méthode
magnéto-optique très sensible, M. Schütz a obtenu une détermination exacte de la largeur naturelle d’une raie spectrale.
1B’1. Schïltz a calculé ensuite la courbe
defll’aimantation
en fonction de a, enprenant
lemoment
spectroscopique
et lesrègles
dela,
quantification spatiale.
Il trouve :au lieu de :
La courbe
théorique
de Schütz est en accord avec les mesures deKamerlingh
Onnes,
aussi bien que la formule de
Langevin.
Mais elleexige
que l’aimantation pour a = 8 soitdéjà
97 pour 100 de lasaturation,
au lieu de 87 pour 100d,’après
la théorie deLangevin.
Enfait,
la courbeexpérimentale paraît
démontrerqu’on
estplus
voisin de la saturationqu’on
ne
pouvait
le penserd’après
la formule deLangevin.
Il y a
quelques mois,
J.Becquerel
apublié
de nouvellesexpériences remarquables
surla saturation
paramagnétique,
par des mesures non pasmagnétiques,
maisïîtagnéto-optiqztes.
Il mesure la
magnétorotation
de latysonite
en fonction de a, et il trouve une courbe de saturationqui
est en excellent accord avec la loitgh
2013,.
En cequi
concerne lemoment p.
deI
,
cette
substance,
il trouve unmagnéton
deBohr, c’est-à-dire,
enlangage spectroscopique
l’effet
magnéto-optique
est dû à un seul électron.Il n’est pas douteux que la p q mesure
magnétique
g fournisse la même loitgh î7-
g pour la1_ T p
courbe de saturation et il faut vivement souhaiter que J.
Becquerel
et W.-H. Keesom fassent de telles mesures. On trouverait là pour lapremière
fois une preuve à la foismagnétique
et
optique
de laquantification spatiale.
Il
apparaît
maintenant avec netteté la différencequi
existe entre lesexpériences
néga-tives de Schütz pour démontrer la
quantification spatiale
par un effet debiréfringence
normale et les autresexpériences
deBecquerel :
tandis que Schütz cherchait un effet dedispersion
normale,
on a, dans lesexpériences
demagnéto -rotation,
des effetsd’absorption
dépendant
dequalités spécifiques
del’atome.
4. La
susceptibitité
des vapeurs alcalines. - Malheureusement nous nepossédons
pas encore de mesures du moment d’un atome à la fois par la méthode des rayons
atomiques,
et par celle de Weiss. Nous avonsessayé
de mesurer directementsuscepti-bilité de la val)eur de Mais ces mesures sont très difficiles et la
pression
de la vapeur en fonction de latempérature
n’est pas connue avec une certitude suffisante dans les environs de 2 à 50 Inm. Néanmoins nos mesurespermettent
déjà
de dire que lasusceptibilité
(ou
mieux la constante deCurie)
doit être calculée selon lesrègles
de laquantification
spatiale.
Prenant pour la valeur du momentatomique
dupotassium
un seulmagnéton
deBohr,
conformément aux mesures deStern,
on calcule une constante de Curieégale
à0,3, ,
tandis que les mesures directes fournissent des valeurs
comprises
entre0,26
et0,40.
Si l’on
calculait,
d’après
la formule deLangevin,
en utilisant le moment trouvéexpéri-t
mentalement poui
l’atome,
on obtiendrait =0,12.
Mais en considérant lesrègles
3Rde calcul de la
quantification spatiale,
c’est-à-dired’après
larelation u2
= j ( j
+
on trouve pour la formule de
Langevin
avec j
= 1,
_ pour lepotassium
2 3
Enfin,
d’après
la méthode deWeiss,
on trouverait pour un atome depotassium
environ huitmagnétons
de Weiss ! 1J’espère
qu’il
sera bientôtpossible
d’améliorer la méthode et de déterminer exactement. la constante ci e Curie des vapeursparamagnétiques.
5. Le moment d’un atome est-il
toujours
constante
-- Une variation du momentmagnétique
a été mise en évidence parWeiss,
Cabrera,
Théodoridès,
etc. dansplusieurs
cas. On doit
distinguer
entre eux deux cas : la variation par effetthermique
et la variation par modification de la constitution. Lepremier
cas se trouve être celui dunickel,
duplatine,
dupalladium.
Mais dans cesexemples
lessingularités
sont tout à fait différentes : lemoment du
nickel,
déterminé d’unepart
par la saturation au zéroabsolu,
d’autrepart
parla constante de Curie au-dessus du
point
deCurie,
passe de troismagnétons
de Weissjusqu’à
huitmagnétons
de Weiss 2013 la différence étant exactement unmagnéton
de Bohr. Pour leplatine
et lepalladium, j’ai
cherché à comparer lesexpériences
deKamerlingh
Onnes aux
températures
lesplus
basses et les résultats deliopp
auxtempératures
normales
et très élevées. Bien que les mesures ne soient pas encore assez
précises,
onparvient
cependant
aux intéressants résultats suivants :Un autre
exemple
de variation est fourni par les mesures de Théodoridès sur les cristauxpulvérisés.
Il est très curieux de constater que la variation se limite à un intervallede
température
trèspetit.
Deplus,
lagrandeur
de la variation estégale
à unmagnéton
de Weiss.
Je
désignerai
le second cas de variation du moment comme un effet de variation de la constitution. Parexemple,
on trouve pour le selCoCl2,
les nombres demagnétons
22, 23,.
2~25, 26,
27.Les différences sont
égales
à unmagnéton
deWeiss,
et la différence totalereprésente-un
magnéton
de Bohr. Il estjusqu’ici
tout à faitimpossible
d’expliquer
ce résultat. Nousconduisons, parallèlement,
en ce moment àTübingen
desexpériences
optiques
et desexpé-riences
magnétiques,
car on sait que certaines solutions deCOCI,
sont rouges, et d’autres.bleues. Il m’est
impossible
de direquoi
que ce soit sur la variation de couleurprovoquée
parexemple
par l’addition de IICI ou de LiCI : la teinte varie continuelLernent du rouge aubleu,
comme on le constate par l’étude duspectre
d’absorption.
Mais il y a unegrande
difficulté à faire des mesures
magnétiques,
en vue de déterminer la constante de Curie : en effet la solution rouge sechange
en une bleuependant
l’élévation de latempérature.
Que
devons-nous attendre de la théorie desquanta.
ausujet
de la variation desmoments?
D’abord,
on nepeut
plus
dire que la théorie desquanta exige
dans tous les casdes nombres entiers de
magnétons
pour un atome. Un atomepossédant
plusieurs magnétons.
de Bohrpeut,
eneffet,
s’orienter dans unchamp magnétique
suivantplusieurs
directionsdifférentes,
données par la théorie desspectres
et de l’effet de Zeeman. Donc la mesuremagnétique
donnera seulement une valeur moyenne.Mais ce n’est pas encore tout. Si l’on a affaire à un
multiplet
avec des différences peuimportantes
entre les différents états del’atome,
chaque
étatcorrespondra
à un momentmagnétique
différent,
et le nombre des atomes dans l’un ou l’autre étatdépendra
de laJ.
Becquerel
etKamerlingh
Onnes ont étudiél’absorption
de certains cristaux dans unchamp magnétique
aux bassestempératures.
Laligne d’absorption
devisent sifine,
que l’onpeut
observer clairement l’effet de Zeeman : maisquand
latempérature diminue,
on nevoit
plus
le doublet de l’effetlongitudinal,
mais seulement la raied’absorption
correspon-dant à l’étaténergétiquement
leplus
bas des deux étatspris
dans lechamp magnétique
Enfin il estpossible qu’on puisse
se trouver enprésence
de deuxespèces
d’une même moléculequi
se trouveraient métastables à lafaçon
du para- et del’ortho-hydrogène
etqui
se
changent
très lentement l’une dansl’autre,
comme me le faisait remarquer M. Schütz. Vous voyez àquel point
la recherche dans ce domaine est à son commencement : ilfaut s’attendre à trouver des résnltats fondamentaux très
simples
en combinant les don-nées desspectres
avec les mesures de Weiss.6. Le
diamagnétisme
des gaz. -Après
avoir montré l’existence de l’orientation desatomes
paramagnétiques
dansun
champ
magnétique,
onpou-vait se demander si l’on
trou-verait un effet
analogue
dansles gaz
diamagnétiques,
donton ne connaissait ni la
dépen-dance de la
pression
ni ladépendance
de latempérature.
W. BVien et A. Glasertrouvaient des effets nouveaux
résultant d’une variation de la
pression :
quelques
gazdia-magnétiques
montraient auxpressions
basses uneaugmen-tation de la
susceptibilité
dia-magnétique.
Nous
reproduisons
l’en-semble des résultats obtenusavec
l’oxyde
de carbone : lasusceptibilité spécifique
enfonction de la
pression,
d’a-près
Glaser etd’après
Lehrer(voir fig. 4).
Nous avons cherché à
éprouver
ces résultats par uneméthode nouvelle. Je veux faire
remarquer tout de suite que
nous n’avons rien trouvé de l’effet
prévu.
En
premier
lieu voici leprncipe
de la nouvelle méthode :quand
un gaz se trouve dansun
champ
magnétique,
unemoitié du gaz se trouvant à la
température 7B,
l’autre moitié àla
température Tt,
il existe unepression
magnétique qui
est donnéc par la différence deson lrouve pour la
pression magnétique
Cette
pression
donne lieu à un courant constant de gaz, si le tube contenant le gaz est fermé sur lui-mème. En introduisant un manomètre pour déceler le courant gazeux et encalibrant ce manomètre en unités
absolues,
on mesurera directement la forcemagnétique.
Pour unmélange
de gazdiamagnétique
etparamagnétique,
on a lasusceptibilité
moyenneet la
pression
Lu,
pression
sera nulle. pourNous avons déterminé de cette manière la
susceptibilité
/~ des gaz avecbeaucoup
deprécision,
en fonction de la constante de Curie del’oxygène.
Le manomètre était un miroir de très
petites
dimensions,
à peuprès
un millimètre dehauteur et deux millimètres de
largeur, suspendu
à un fil dequartz.
Derrière lui se trou-vaient deux tubes de laiton trèsminces,
qui
étaient réunis avec les deux extrémités dutube,
contenant le gaz : les orifices de ces tubes de laitonpénétraient
dans de trèspetits
cylindres
d’aluminium fixés au miroir.On
peut
ainsi arriver à une sensibilitéextraordinaire;
c’est ainsiqu’on peut
atteindreune déviation constante d’un millimètre sur une échelle à une distance de deux mètres du
miroir,
pour un courant de 1010 molécules par seconde.Les résultats des
expériences
de M.Lehrer,
faites par cetteméthode,
sontreproduits
sur les
figures 5
et 6 : on trouve dans tous les cas une droiteparfaite
aussi bien en variantla différence des
températures
àpression
constante(fig. 5),
qu’en
variant lapression
à différence detempérature
constante(fig. 6).
En d’autrestermes,
lasusceptibilité spécifique
des gazdiamagnétiques
estindépendante
de latempérature
et de lapression.
En ce moment on
répète
àTübingen
de nouvellesexpériences
dans deschamps
magné-tiques plus
faibles. Car lesexpériences
de,Glaser
ont eu lieu dans deschamps
dequelques
milliers de gauss tandis que Lehreropérait généralement
auvoisinage
devingt
mille gauss. Mais au moinsd’après
lespremières
mesures, on ne trouve aucuneanomalie,
même dansdes
champs
de deux mille gauss.Ainsi,
il reste à trouver la raison des résultats curieux desexpériences
de Glaser. Ce dernieremployait
la méthodeclassique
deFaraday :
on mesure la forces’exerçant
sur unepetite
barre de verre dans unchamp
nonuniforme,
forcequi dépend
de la différence desusceptibilité
de la barre et du gaz.M. Hammer
qui
a travaillé dans le laboratoire de Millikan estimequ’il
s’agit
de minces couchesd’eau,
dontl’épaisseur
varie avec lapression
du gaz. Mais M. Glaser annonce desexpériences
montrant que l’effet reste le même en desséchant le gaz ou en introduisant de l’eau dansl’appareil.
Nons avons
répété
lesexpériences
de Glaser avecl’oxygène.
Glaser ne trouvait pasFig. 2 a. -
a, Partie arrière du four émetteur des atomes, qui se trouve lui-même à l’intérieur du
réfri-gérant b ; r, jonction du four avec les pièces polaires; d, fente collimatrice; e, pièce polaire en forme de coin
(l’autre
est enlevée pour les besoins de la photographie). Le rayon atomique se propage lelong du coin; f, jonction avec la pompe. Dans l’intérieur du tube se trouve la plaque servant au dépôt
des rayons atomiques.
[La
partie a - d se trouve dans le vide (fig.2 b)].
Fig 2 b. -
Disposition générale de l’appareil. (Une bobine de l’électroaimant est enlevée). ’
Fig. 3 a. Fig. 3 b.
très
petite,. de
l’ordre degrandeur
de celle du gaz. Nous obtenons alors des résultatsvraiment curieux : -. l’existence d’un effet anormal
dépendant
de la vitesse aveclaquelle
on fait lesexpériences.
En faisant varier
rapidement
lapression,
on observe une variation de la forcemagné-tique,
en variant trèslentement,
on a au contraire à peuprès
la même force à toutes lespressions :
c’est-à-dire,
une couche de gaz sur la barre variable avec lapression.
Il est
possible
d’autrepart
qu’on puisse
faire une autrecritique
auxexpériences
deGlaser. Si la barre de verre contient des substances
paramagnétiques
etdiamagnétiques,
on aseulement
unesusceptibilité
moyenne, parexemple
+ Z -
(+
y, -~2).
En modifiant latempérature
on ne doit pascorriger d’après
la loi deCurie /
T,
mais on doit(d’après
une"
Fig.
6.opinion
de M.Buchner)
considérer que seule laportion paramagnétique
varie avec latempérature. M.
Little et moi nous avons mesuré le coefficient detempérature
de nombreuxverres,
diamagnétiques
etparamagnétiques,
M. Buchner . de son côté a calculé la variationapparente
de lasuceptibilité
du gaz ensupposant
qu’on puisse
la réduire à une variationde la
température.
La variation de la
susceptibilité
est de l’ordre degrandeur
de 10-9 pardegré,
lasusceptibilité
du gazdiamagnétique
àpression
réduite à peuprès
c’est-à-direqu’il
suffit d’une variation detempérature
dequelques
centièmes dedegré
pourexpliquer
l’effet de Glaser. Et il sembleimpossible
de maintenir cette constancependant
plusieurs
heures. Je croisqu’on
peut
concluremaintenant,
que lesdiai?aagnétiques
ont unesuscepti-bilité tout à
fait indépendante
et de latem}Jérature
et de laI)ression.
7. Problèmes
atomiques
etélectroniques
duferromagnétisme. - Jusqu’ici
nous n’avons
envisagé
que lesproblèmes
de l’aimantationatomique
et nous avons vuqu’on
peut
espérer
trouver une même cause aussi bien aux effetssimples qu’aux
effetscompliqués :
l’existence d’un moment totalj,
composé
des moments 1 et s de l’atome et del’électron,
selon les
règles
de laRichtungsquantelung,
basées sur toutes nos connaissances de laspec-troscopie.
Dans ce
système,
nous n’avons pas encore faitplace
auferromagnétisme :
mais onpeut
démontrerqu’on
n’apoint
besoin de nouveauxpo)~-teurs
pour leferromagnétisme,
qu’il
suffit d’attribuer le moment même du corps
ferromagnétique
à l’électron. Le momentdix
unités,
c’est-à-dire le même momentqu’on
trouve dans le cas d’un gazcomposé
d’élec-trons libres. De
plus,
l’effetgyromagnétique
de Richards on- E in stein-de Haas fournitune preuve tout à fait directe : on trouve exactement le moment
magnétique
de l’électron 1d’après
Goudsmit
et Uhlenbeck s= ,
avec le facteur deLandé q -
2.Enfin,
la variation de toutes lespropriétés qui
sont dues aux électrons libres aupoint
deCurie,
nousobligent
àattribuer le
ferromagnétisme
aux électronslibres,
ce que Dorfmann a pu démontrer pour lachute de la chaleur
spécifique
et de la forcethermoélectrique.
Il est donc très vraisemblableque les
porteurs
duferrontagnétisme
ne sont que les électrons lib)-es : c’est l’électronqui
fournit le moment
magnétique.
Mais le fait
qu’on
a des électronslibres,
ne suffit pas pourl’explication
duferro-magnétisme :
ainsi il existe des électrons libres dans tous lesmétaux,
etcependant
il n’existe que peu de substancesferromagnétiques.
Mais il y aplus :
le gaz d’électronslibres doit avoir un
paramagnétisme
très faible etindépendant
de latempérature d’après
lastatistique
de Fermi et la loi de Pauli, danslaquelle
le gaz d’électronsgrâce
à sa massepetite
doit êtreanalogue
à un gaz àtempérature
trèsélevée ;
l’existence d’unparama-gnétisme
de telle sorte estprouvée
p. ex. pour lesodium,
l’étain,
le chrome.Pour
expliquer
lesphénomènes
ferromagnétiques,
on doit introduire des forces entreles électrons
qui
donnent lechamp
moléculaire de P. Weiss. C’est la théorie deHeisenberg,
basée sur la théorie de London des valenceshomopolaires,
pourlaquelle
on nepeut
plus
donner de
modèle,
en utilisantd’après
lamécanique
ondulatoire les «Austauschphano-mene » ; ou en d’autres
termes,
lesphénomènes
de résonance.Nous avons donc deux
espèces
demagnétisme :
lemagnétisme
basé sur le moment del’électron,
qui
fournit ou leparamagnétisme
indépendant
de latempérature,
ou leferromagnétisme.
L’autreespèce
est leparamagnétisme
dépendant
de latempérature
d’après
la loi deCurie,
dû aux atomes ou auxions,
réglé
par le moment total,j,
lenombre q
et lesrègles
de laquantification spatiale..
Mais il se
présente
une nouvelle difficulté : les métauxferromagnétiques
ont au-dessus dupoint
de Curie unparamagnétisme
obéissant à la loi de Curie. Il existe aussi desélec-trons
libres,
et c’estpourquoi
on doitdire,
que ceparanlagnétisnle est d’une
esj)èce
tout àfait différente du paranlagnétisme
des ions et des Ceparamagnétisme
n’estqu’un
reste du
ferromagnétisme,
ilexige
encore « unchamp
moléculaire », et laloi
(T- 0) - C
exprime
seulement que ladépendance
de l’aimantation de latempérature
est inverse de ladépendance
duchamp
extérieur. La validité de cette loi doit être restreinte à un domainedéterminé de
température.
J’en citerai un
exemple
très intéressant : le cas dumagnétisme
du chrome sous l’effet d’une addition de nickel. Le chrome purpossède
unparamagnétisme indépendant
de latempérature,
c’est-à-dire leparamagnétisme métallique
normal. Enajoutant
un faiblepour-centage
denickel,
leparamagnétisme
commence à se trouver sous l’influence de latempé-rature et avec 8 pour 100 de nickel -
pour la molécule 1’i Car8 - on atteint la loi de
Curie,
et au-dessus de 8 pour 100 on a desalliages ferromagnétiques.
Le fer y, c’est-à-dire
après
la transformation ducristal,
a unparamagnétisme
indépendant
de latempérature.
Malheureusement on n’a pas encore de mesures des réseauxcristallins des
alliages
Cr - Ni.Malgré cela,
nous sommes extrêmementéloignés
de la connaissancecomplète
etthéorique
desphénomènes
sicompliqués
duferromagnétisme,
c’est seulement lapossibilité
de l’existence duferromagnétisme,
que les théoriciens ont découvert. Et ils se trouvent .donc à peuprès
dans le même état que lesexpérimentateurs,
il y
a unsiècle,
après
ladécouverte de la loi de Coulomb.
