Variation thermique du champ coercitif du cobalt divisé

HAL Id: jpa-00234119

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00234119

Submitted on 1 Jan 1948

HAL is a multi-disciplinary open access

archive for the deposit and dissemination of

sci-entific research documents, whether they are

pub-lished or not. The documents may come from

teaching and research institutions in France or

abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est

destinée au dépôt et à la diffusion de documents

scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,

émanant des établissements d’enseignement et de

recherche français ou étrangers, des laboratoires

publics ou privés.

Variation thermique du champ coercitif du cobalt divisé

L. Weil, S. Marfoure, F. Bertaut

To cite this version:

On voit ainsi _que la nouvelle base sera constitué

par i ₊ m

_(n

-

i)

éléments

_identiques

à A’

_qui

se

déduisent’ chacun

du

_précédent,

comme dans la base

initiale,

par une translation de valeur 1

_parallèle

à

OX,

leurs

_poids

devant être

_pris

_égaux

aux

coeffi-cients

_{correspondants}

C(k.

A titre

_d’exemple,

con.sidérons une base à deux éléments A et cherchons la structure du

_groupement

qui

aura dans le

_plan

de trace

OX,

une directivité

égale

au carré de celle du

_groupement

initial. La fonction de

_répartition

du

_groupement

cherché aura _pour

image

( 1 - e-P a )2

e--P 1

.

b2

v (1

+ 2 e-pl +

_e-2pl)

et il

_apparaît

_que ce

_groupement

sera constitué _par

trois

_triangles

isocèles

_identiques

A’,

de hauteur b2a et de base 2a, chacun d’eux se déduisant du

_précédent

par une translation de valeur 1

_parallèle

à

_OX,les

poids

respectifs

de ces bases

_partielles

étant 1,2 et ~.

On

_peut,

_{pour tenir}

_compte

de ces

_poids,

_imaginer

une base à

_quatre

triangles

_ayant

la structure

figurée

en 5.

Fig. 5.

De ce

_résultat,

il _ressort,

_qu’étant

donnée une °

base à deux

éléments,

_identique

à ,celle _que nous venons de

considérer,

on

_peut,

en

_prenant

une

valeur de m suffisamment

élevée,

déterminer un

groupement

linéaire

_comportant

un

_plus

_grand

nombre d’éléments et

_ayant

une directivité aussi

satisfaisante que l’on veut.

Ce dernier résultat est à

_rapprocher

de celui obtenu par Shelkun~off dans son article

_précité.

Manuscrit reçu le 26 mars _1948.

VARIATION

_{THERMIQUE DU}

CHAMP COERCITIF DU COBALT

DIVISÉ

Par L.

_WEIL,

S. MARFOURE et F. BERTAUT. Laboratoire

_{d’Électrostatique}

et de

_Physique

du Métal.

Sommaire. 2014 On

a étudié entre la _température de l’air _liquide et 300° la variation du champ coercitif de cobalt divisé, obtenu par réduction d’oxalate, de formiate et _{d’hydroxyde} et _comprimé en forme de bâtonnets. On a _{déterminé par} un examen aux _{rayons X} la structure et, en _particulier,

la _proportion de phase hexagonale et _cubique de _chaque échantillon.

Pour tous les échantillons à forte _proportion de _phase hexagonale, le _{champ coercitif passe par} un

minimum au voisinage de 200° et a alors une valeur _quatre fois plus petite que dans l’air liquide. Ce résultat est conforme à la théorie de M. Néel _qui attribue le _champ coercitif des poudres en _partie

à _{l’anisotropie magnétique qui, pour} le cobalt _hexagonal, s’annule au _voisinage de 200° et croît _quand la _température décroît.

Nous avons

_montré,

dans une

_publication

anté-rieure

_[I]

_{que le}

_champ

coercitif du nickel

divisé,

obtenu par réduction

_chimique

et

_aggloméré

vérifiait,

d’une manière tout au moins

_qualitative,

la théorie du

_champ

coercitif des

_{ferromagnétiques}

à

_grain

fin

développée

par M. Néel

[2, 3].

D’après

cette

théorie,

le

_champ

coercitif

résulte,

d’une

_part

de

l’anisotropie

de

_forme

des

_grains,

d’autre

part

de

_{l’anisotropie magnétique}

de la substance. Les

valeurs

_qu’on,

_peut

s’attendre à trouver _pour le cobalt

hexagonal

en

_grains

fins isolés sont

respecti-vement de l’ordre de

_~If

= _0,26.~.~ =

1170 gauss et

_H~2

= =

2900 gauss

(D

à

_température

ordinaire,

en

_{prenant pour K}

la valeur

_/~i.

106

(£,6) .

Pour le cobalt

_cubique,

Hf

serait le

_[même,

tandis (i) Formule inédite communiquée par M. Néel.

que

Hmc

serait donné _par la formule

o,6Q ) ,

où K est

J

cette fois la constante

_{d’anisotropie}

de la

_phase

cubique

qu’on

peut situer,

par

_{extrapolation}

des valeurs _{obtenues pour} les

_alliages

Fe-Co et Ni-Co

cubiques,

au

_voisinage

de

1.1 os,

ce

qui

donne

Ht

= 50o _gauss. Nous avons

montré,

dans le cas

du fer et d’un ferro-cobalt à 3o _pour 100

[5],

dont

l’anisotropie

magnétique

est

_faible,

_{que le}

_champ

coercitif des

_comprimés

est

_toujours

bien inférieur à la valeur de

Hi"

calculée. Il _y a tout lieu de _penser que le

champ

coercitif dû à

_{l’anisotropie magnétique}

est

_également

réduit

_lorsque

l’on

_rapproche

les

grains

au cours de

_{l’agglomération.}

Mais comment

_distinguer

l’effet de la forme des

grains

de l’effet de

_{l’anisotropie magnétique?}

_Hf

varie lentement avec la

_température

et s’an.nule au

_point

de

Curie,

soit à 1 100° _pour le cobalt.

doit,

au

contraire,

varier considérablement : on

sait,

en

effet

_[6],

_{que K}

_augmente

d’environ 5o _pour I o0

entre 120 et --183° et _{s’annule pour}

_changer

de

signe

aux environs de 2600; à

_{3goo, K reprend,}

par

exemple au

signe

près,

la même valeur

_qu’à

150°. En raison de la

_{superposition}

de

_H~

et

_H7,

on doit

donc s’attendre à trouver un minimum non nul du

champ

coercitif au

_voisinage

de -6oo. Les échantillons. -

Le

_principe

de notre méthode de

_préparation

dû à MM.

_Néel,

_Aubry

et à l’un de

nous est connu

_{[8, 1 ] :}

on

_décompose

et réduit un

oxalate,

un formiate ou un

_hydroxyde

cobalteux dans

_{l’hydrogène}

à basse

_{température.}

La

_poudre

obtenue est

_comprimée

en bâtonnets. Ceux-ci sont recuits à une

_température

un _peu

_supérieure

à celle

qui

est atteinte au cours de -l’étude de la variation

thermique.

~

Nous avons

_{opéré également}

sur des échantillons

de cobalt avec 5 _pour 100 de zinc. L’oxalate

utilisé

pour les obtenir a été

_préparé

_par

_{précipitation}

d’une solution de sel de cobalt additionné de _{5 pour} I o0

de sel de zinc. Nous recherchions l’influence du zinc

sur la structure.

La structure du cobalt. - On connaît le cobalt

sous deux formes

_{cristallines,}

l’une

_{hexagonale (s),}

stable au-dessous de

4ooo,

l’autre

_cubique

_(y),

stable à haute

_{température.}

La

_{transformation s2013y}

s’accompagne

d’un faible effet

_{thermique (62}

cal par

atome-gramme

[13])

et est

_lente;

il est relativement facile d’obtenir du cobalt

_cubique

à la

_température

ordinaire _par un refroidissement

_rapide

_par

_exemple.

De

_{plus, la}

_plupart

des

_impuretés

abaissent le

_point

de

_{transformation.}

On a montré

_{[9] qu’il}

suffisait de

0,08

pour ioo de _{carbone pour} l’abaisser à

_1~2~.

Edwards

et

_Lipson

ont même mis en évidence

que, pour du

cobalt

pulvérisé mécaniquement

en

grains

de moins de

50 F,

il était

_impossible,

même par des recuits

prolongés

2013 au-dessous de

la

tempé-rature de recristallisation toutefois - de

dépasser

une teneur de 5o _pour 10o en

_phase

E.

_Enfin,

d’autres

auteurs ont

_signalé

_que, d’une

façon

générale,

les tensions internes dues à

_{l’écrouissage}

_[11]

ou les

inclusions

_{[ 1 ~]}

stabilisaient la

_{phase cubique}

et

pouvaient empêcher

un

_{rétablissement,}

même

_partiel,

de la

_{phase hexagonale}

au cours du refroidissement. Il était donc

_{indispensable}

de s’assurer de la struc-ture des échantillons étudiés pour

pouvoir

inter-préter

leurs

_propriétés

_{magnétiques.}

La structure des échantillons. ~ _{Nous avons}

fait des

diagrammes

de

_{Debye-Scherrer}

des divers échantillons étudiés. En

_employant

la méthode de focalisation de J. C.

Brentano,

nous avons déduit la

proportion

de cobalt

_hexagonal

de la mesure du

rapport

des intensités de deux

raies;

l’une

_(IOII)

est

_spécifique

de la forme

_hexagonale;

l’autre

corres-pond

soit à

_(ooo2)

dans la forme

_hexagonale,

soit à dans la forme

_cubique.

On sait

_[i4]

que l’on passe de la

_{phase hexagonale}

compacte

à la

_{phase cubique}

_par un

_simple

glis-sement,

_parallèle

à un axe

binaire,

d’une

lon-gueur

-9

des

plans

(0001) qui

deviennent des

v)

plans (III)

du cube. Or

Edwards,

Lipson

et Wilson

_{[T 5]}

ont montré _{que, dans la}

_phase

hexa-gonale,

des

_séqu.ences

de

_{plans (0001)}

_peuvent

être décalées _{l’une par}

_rapport

à _{l’autre par} un

glis-sement semblable. Tout se _passe donc _{pour certains}

plans

réticulaires tels que

(0001)

et, d’une

façon

générale,

tous les

_plans

communs au cube et à la

phase hexagonale,

comme si l’on avait affaire à un

grain

d’une certaine

dimension,

alors que, pour les autres, les

_largeurs

des raies de diffraction

corres-pondent

à des

_{f euillets}

_{d’épaisseur}

bien

_{plus petite.}

On

_peut

ainsi,

par l’étude des

largeurs

de diverses

raies,

évaluer la

_largeur

et

_{l’épaisseur}

_{moyenne des} feuillets. Nous avons _{trouvé, pour les} échantillons 1

à 3 contenant essentiellement la

_{phase hexagonale,}

des

_épaisseurs

de 30 3X pour des

_largeurs

de 25o Â

environ,

la hauteur de

_{l’empilement}

étant de l’ordre de 2 50 À.

Le tableau ci-dessous résu.me les observations faites sur les divers échantillons et leur mode de

préparation.

Variation

_thermique

du

_champ

coercitif.

-Le Tableau II ci-contre donne les valeurs du

_champ

coercitif pour les dix échantillons à diverses

tempé-ratures dans l’ordre où elles ont été

obtenues

_par

la méthode antérieurement décrite

_[1].

Nous avons

reporté

les résultats sur les

_{figures 1}

et 2.

Pour les échantillons 1 à 3 et 7 à

10,

d’une

_façon

très

_marquée,

_{pour les} échantillons 4 et 5 d’une

façon

moins

_prononcée,

le

_champ

_{coercitif passe}

par

un

minimum

au

voisinage

de Ce

minimum

205

TABLEAU I.

TABLEAU Il.

Conclusion. - Le minimum de

champ coercitif

observé pour tous les échantillons à forte propor-tion de

_{phase hexagonale}

est en accord avec la

théorie. Il met bien en évidence la double

_origine

du

206

(anisotropie

s’annuler

ce minimum n’est pas nul

parce que

l’anisotropie

de forme contribue au

_champ

coercitif .

.

Fig.i.

Pour l’échantillon

6,

_purement

cubique

aux rayons

X,

le minimum est

remplacé

par un

_point

d’inflexion,

dû

_peut-être

à des traces de

_phase

_y

non

_décelées;

_{d’ailleurs,}

_pour le cobalt

_cubique,

on ne sait rien de la variation

thermique

de K.

Le minimum a

_toujours

lieu à une

_température

nettement inférieure à 26oo, alors que la superpo-sition de

_H§,

décroissant

_{régulièrement}

avec la

température,

à

_H~t

devrait

_plutôt

le décaler vers

les

_{températures}

élevées. _{Nous pensons que la} variation

_thermique

_{de K pour} nos échantillons est différente de _{celle observée pour le cobalt massif.} Tout se _passe comme si la

_température

où K s’annule était abaissée _par les

_{impuretés (carbone,}

_oxygène,

zinc,

etc.),

la structure feuilletée ou même

simplement

la finesse du

_grain.

Ce résultat n’a rien de surpre-nant : le

point

de

_{transformation y}

- E est lui-même abaissé par ces causes ainsi que le

_rappelle

la

persis-tance tout au moins

_partielle,

à

_température

ordi-naire,

de cobalt

_cubique

dans nos

_{échantillons,}

cependant

que le minimum de Iy. se situe d’autanf

plus

bas que les textures sont

_{plus perturbées,}

descen-dant, par

_exemple,

à 1000 _pour les

_éprouvettes

4 et

_5,

contenant

_{beaucoup d’impuretés}

et de _y.

Un véritable

_décalage

dans la variation

ther-mique

de K

_permet

_également

de

_comprendre

l’augmentation

extrêmement

_importante

de He entre la

_température

ambiante et celle de l’air

_{liquide :}

à une

augmentation

de 5o _pour 100 de K dans cet

intervalle comme on l’a observée pour le métal massif

ne saurait

_correspondre

un doublement ou un

tri-plement

de

_champ

coercitif comme nous l’avons

observé _pour nos échantillons.

Fig. 2.

Reste à savoir

_pourquoi

les valeurs de .H~ sont

plus f aibles

que celles

qu’on

s’attendait à trouver

(moins

de

_4oo

au lieu de 2goo à

_température

ambiante !)

et

_pourquoi

_{les valeurs pour la}

_phase

y

sont du même ordre, ou même

_plus

_grandes

que celles pour la

phase

hexagonale.

Les valeurs obser-vées sont inférieures aux valeurs calculées en raison

du

_{rapprochement}

des

_grains

comme nous l’avons

déjà

signalé plus

haut.

Quant

au faible

_champ

coercitif du cobalt

_hexagonal,

il trouve sans doute

son

_explication

dans une

micrographie électronique

de J. T. Mc

_Cartney

et R. B.

_{Anderson :}

ces auteurs ont montré que les

grains

de cobalt

hexagonal

étaient de

_larges

lames

_parallèles

au

_plan

_{(0001), groupés}

parallèlement

et non orientés au hasard comme on

aurait _{pu le penser a}

_{priori. ~Le}

fort

_champ

démagné-tisant

_parallèle

à l’axe sénaire

_empêche,

tout au

moins en

partie,

celui-ci de

_jouer

son rôle de direc-tion de facile aimantation. On

_perd

donc _presque

complètement

le bénéfice de la forte

_anisotropie

magnétique qui

lui était

associée,

_puisque,

dans le

plan

de

base,

le cobalt est sensiblement

_{isotrope [4].}

BIBLIOGRAPHE.

[1]

L. WEIL et S. _MARFOURE, J. de _Physique, 1947, 8e série, 8, p. 358.

[2] L. _{NÉEL, C. R. Acad. Sc., 1947, 224, p. 1488.} [3] L. _NÉEL, C. R. Acad. Sc., 1947, 224, p. 1550.

[4] R. BECKER et W. DÖRING, Ferromagnetismus, Springer, Berlin, 1939.

[5] L. _WEIL, C. R. Acad. Sc., 1947, 225, p. 229.

[6] K. HONDA et H. MASUMOTO, Sci. _Rep. Tokohu Univ., 1931, 20, p. 323.

[7] R. FORRER, R. BAFFIE et P. FOURNIER, J. de _Physique, 1945, 8e série, 6, p. 50.

[8] Brevet _{français, Chambéry, 7} avril _1942.

[9] HOSHIMAT0, Kinzoky no _{Kenkyu, 1932, 9, p. 57 ; d’après}

HANSEN, Aufbau der _{Zweistofflegierungen, Springer,} 1986.

[10] O. S. EDWARDS et H. LIPSON, Tech. J. of Inst. _of Metals, 1943, p. 177.

[11] G. WASSERMANN, Metallwirtschaft, 1932, 11, p. 61. [12] R. FRICKE et H. MÜLLER, Naturwissenschaften, 1942,

30, p. 439.

[13] U. DEHLINGER, Z. _{f. Physik, 1931, 68, p. 535.}

[14] BRAGG, Crystalline State, p. 144 (Bell, London, 1933). [15] O. S. EDWARDS, H. LIPSON et A. J. C. WILSON, Nature,

1941, 148, p. 165.

[16] J. T. MC CARTNEY et R. B. ANDERSON, J. _{appl. Physics,} 1947, 18, p. 902.

SUR

L’ÉTAT

DES CONTRAINTES AUTOUR DES ACCROCHAGES DE LA

THÉORIE

DE LA

PLASTICITÉ

DES

MÉTAUX

Par PIERRE LAURENT.

Chargé

de

Recherches

du C. N. R. S.

Sommaire. 2014

Rappel des _{propriétés plastiques} des cristaux et des théories de Smekal, Becker et _Taylor. En admettant _que la déformation plastique est due à la formation, à la propagation et à la _disparition de défauts du réseau cristallin ou _accrochages, on obtient un bon accord avec les résultats expéri-mentaux. Cette théorie a été précédemment développée [3] en se _donnant, a _priori, la _répartition des contraintes internes autour d’un accrochage; dans cette note, il est _{montré que l’hypothèse} faite est en

accord avec les conditions de l’équilibre élastique.

~

Les

_alliages

étant constitués de

cristaux,

leurs

propriétés

dérivent des

_propriétés

de ceux-ci et de leurs interactions. L’étude de la

_plasticité

des cristaux

_uniques

est ainsi un

_premier

stade _{pour la}

compréhension

des

_{caractéristiques mécaniques.}

Plasticité des cristaux

_uniques

_{[ 1 ].}

- Tant que les forces

_appliquées

à un cristal sont

faibles,

les déformations suivent la loi de Hooke et le cristal

reprend

sa forme initiale

_quand

on

supprime

les

forces extérieures.

L’expérience

montre que si

l’importance

des forces

_appliquées

_augmente,

le cristal ne

_reprend

plus

sa forme

initiale;

on dit

_qu’il

a subi des défor-mations

_plastiques.

Celles-ci

_peuvent

être de trois

types :

a. _{déformation par}

translation;

.

b.

_{maclage mécanique;}

c.

_kinking

ou

pliage

en _genou.

Le

_premier

mode de déformation est extrêmement

général

et de

_beaucoup

le

_plus

_{important; le}

_maclage

ne s’observe _que sur certains

_types

de

cristaux,

quand

au

kinking

il semble encore

_{exceptionnel.}

Les _{déformations par translation} sont dues à des

glissements

d’une

_partie

du cristal par

rapport

à l’autre le

long

d’un

_plan

T,

cristallographiquement

défini

_(plan

de

_{translation);}

dans ce

_plan,

la

direc-tion de

_glissement

est

_parallèle

à une direction t

également cristallographiquement

déterminée

(direc-tion de

_{translation).}

Si d est la distance de deux atomes voisins dans la

direction 1,

la

_grandeur

de la translation est

_toujours

un

multiple

de d.