Ferrimagnétisme

Evolution de l'aimantation en fonction du champ magnétique appliqué

Dans un matériau ferrimagnétique, on peut diviser la structure cristalline en plusieurs sous-réseaux de moments magnétiques différents, mais dont la somme vectorielle de ces moments est non nulle. Dans le cas simple d'un ferrimagnétique divisible en deux sous-réseaux A et B, les moments M_A et M_B associés respectivement aux sous-réseaux A et B cités précédemment sont opposés en direction mais de valeurs différentes.

La dépendance en température des matériaux ferrimagnétiques est similaire à celle des matériaux ferromagnétiques. En effet, la polarisation spontanée d’un matériau ferrimagnétique varie avec la température. Lorsque la température augmente, l’agitation thermique a tendance à désorienter progressivement les moments magnétiques M_A et M_B. L’aimantation spontanée du matériau se trouve donc diminuée avec l’augmentation de la température.

La température pour laquelle l’aimantation du matériau est nulle est appelée température de Curie. Les moments magnétiques des deux sous-réseaux sont alors orientés de façon aléatoire et le moment magnétique total est nul. Au-delà de cette température, le matériau ferrimagnétique adopte un comportement paramagnétique.

Les variations thermiques peuvent cependant affecter les deux sous-réseaux de façon plus complexe et il peut exister une température inférieure à la température de Curie T_C pour laquelle l’aimantation spontanée du matériau est nulle. Cette température est appelée température de compensation T_comp et l’aimantation nulle résulte d’une compensation exacte de l'aimantation des deux sous-réseaux.

La figure suivante présente plusieurs cas possibles (M,L,N,Q,P) de variations de l’aimantation en fonction de la température. Le cas N pour lequel une température de compensation existe est détaillé, les aimantations des deux sous-réseaux sont représentées, elles s’annulent pour T = T_comp.

Différents cas d'évolution de l'aimantation spontanée en fonction de la température.

Il est possible d’étudier la dépendance en température des matériaux ferromagnétiques en suivant la théorie phénoménologique élaborée par Louis Néel. En se plaçant dans le modèle de champ moléculaire, deux sous-réseaux d’aimantations différentes ${\displaystyle M_{\mathrm {A} }}$ et ${\displaystyle M_{\mathrm {B} }}$ sont considérés.

Soient ${\displaystyle W_{\mathrm {AB} }}$, ${\displaystyle W_{\mathrm {BA} }}$, ${\displaystyle W_{\mathrm {AA} }}$ et ${\displaystyle W_{\mathrm {BB} }}$ les différents coefficients du champ moléculaire dû aux interactions entre les deux réseaux et aux interactions présentes au sein d’un même réseau.

${\displaystyle W_{\mathrm {AB} }=W_{\mathrm {BA} }=-W\ (W>0)}$

${\displaystyle W_{\mathrm {AA} }=a_{\mathrm {A} }W\ }$ et ${\displaystyle \ W_{\mathrm {BB} }=a_{\mathrm {B} }W}$ (${\displaystyle W_{\mathrm {AA} }\ }$ et ${\displaystyle \ W_{\mathrm {BB} }>0}$)

Le champ total agissant sur chacun des deux sous-réseaux est :

${\displaystyle H_{i}=H-W(M_{j}-a_{j}M_{j})\quad {\text{avec}}\quad i,j=\mathrm {A} \ {\text{ou}}\ \mathrm {B} }$

Dans le domaine paramagnétique, ${\displaystyle M_{i}={\frac {C_{i}}{T}}H_{i}}$

Avec C_i la constante de Curie de chaque sous-réseau telle que ${\displaystyle C_{i}={\frac {N_{i}\mu _{0}m_{i\mathrm {eff} }^{2}}{3k_{b}}}}$

L’expression de l’aimantation totale est :

${\displaystyle M=M_{\mathrm {A} }+M_{\mathrm {B} }=XH}$

La susceptibilité est telle que :

${\displaystyle {\frac {1}{X}}={\frac {T-\theta _{p}}{C}}-{\frac {\gamma }{T-\theta }}}$

L’inverse de la susceptibilité suit donc une loi hyperbolique. De la même façon que pour les matériaux antiferromagnétiques, la température asymptotique de la courbe 1/X est négative. À très haute température, l’inverse de la susceptibilité varie de façon linéaire avec la température, et elle s’écarte de ce comportement lorsque l’on se rapproche de la température de Curie T_C. Cette température est définie par l’annulation de 1/X, la susceptibilité devient infinie et nous sommes en présence d’une asymptote verticale.

Comme pour l'antiferromagnétisme, les moments magnétiques des ions du cristal s'alignent antiparallèlement à l'intérieur d'un petit domaine, le domaine de Weiss. Cependant les moments magnétiques opposés sont inégaux et ne se compensent pas totalement. On trouve alors un moment magnétique dans chaque domaine. À l'échelle du cristal, on n'observe aucun moment magnétique résultant, étant donné que les domaines de Weiss sont dirigés dans toutes les directions.

En présence d'un champ magnétique extérieur, les moments magnétiques ont tendance à s'aligner dans la direction du champ magnétique. La courbe de la valeur de l'aimantation M en fonction du champ magnétique H adopte des allures différentes selon la température du matériau.

• Lorsque la température est inférieure à la température de Curie, un comportement similaire aux matériaux ferromagnétiques est observé et une saturation de l’aimantation du matériau apparaît pour une valeur de champ particulière.
• Au-dessus de la température de Curie, le matériau adopte un comportement similaire aux matériaux paramagnétiques.

^{[réf. incomplète]}

• Étienne du Trémolet de Lacheisserie, Magnétisme I fondements, laboratoire Louis Néel, Grenoble
• L. P. Lévy, Magnétisme et Supraconductivité (EDP Sciences)
• Neil W. Ashcroft et N. David Mermin, Physique des solides [détail des éditions]

• gitam, departement of engineering physics
• Ferrimagnetic materials
• ferrimagnetism by garmanage
• L'enregistrement magnétique rendu des centaines de fois plus rapides. Onisep
• Cours de mécanique tome 4. Ferimagnétisme

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