Soutenance mémoire
L’existence des matériaux magnétiques est connue depuis très longtemps (la magnétite était connue à l’antiquité) mais c’est seulement au début de ce siècle, notamment grâce aux concepts de la mécanique quantique que l’origine du phénomène fut élucidée. Les moments magnétiques atomiques, éléments constitutifs du magnétisme, n’ont pas d’existence en théorie classique ; le magnétisme est la manifestation macroscopique des effets quantiques : théorème de Van Leuwen démontré par Herpin[1] ; D’un point de vue classique la contribution paramagnétique compense exactement la contribution diamagnétique et la susceptibilité totale est nulle[2]. Le magnétisme apparaît comme une conséquence du caractère antisymétrique des fonctions d’ondes des électrons. Cependant les théories classiques peuvent, moyennant quelques hypothèses supplémentaires, rendre compte des phénomènes magnétiques qui, on vient de le voir, sont fondamentalement quantiques : la théorie de Langevin, si classique soitelle, part d’une hypothèse quantique (l’existence des moments magnétiques atomiques). Le magnétisme se manifeste principalement dans deux séries d’éléments [3] : les éléments de la fin de la première série de transition (Cr, Mn, Fe, Co, Ni, Cu) et le groupe des terres rares. Les comportements sont largement différents d’un groupe à un autre. Les orbitales 3d (caractérisant les éléments de transition) sont étendues et se recouvrent entre elles, les électrons responsables du magnétisme (3d) sont itinérants : Leur description fait appel aux modèles de magnétisme de bande. La largeur de la bande 3d (W) est souvent grande devant l’énergie d’interaction de coulomb (U). Par contre, l’extension spatiale des orbitales 4f des éléments de terre rare (hormis peut être les éléments de début de série Ce et Pr) est généralement plus faible (leur rayon moyen est de 0.3 Angstrom) ; elles ne se recouvrent donc pas directement : on observe dès lors un magnétisme de type localisé caractérisé par une énergie d’interaction de Coulomb U grande devant la largeur W de la « bande » 4f. Les effets du champ cristallin, faibles par rapport au couplage spin-orbite, peuvent être traités en perturbation ; Pour résumer, on peut dire que la différence essentielle de comportement magnétique dans les deux séries d’éléments est due au fait suivant : Alors que la couche 4f (localisée) responsable du magnétisme dans les terres rares est inferieure aux couches 6s et 5d la couche 3d elle, est externe (délocalisée) et sera donc soumise à l’action du champ cristallin dû aux ions voisins ; le couplage spin-orbite dominant dans la série des terres rares est négligeable dans celle des ions 3d où le moment orbital est considéré comme bloqué [3] conséquence directe du caractère itinérant des électrons d.
GÉNÉRALITÉS
Actuellement la cristallographie classe les solides tenant compte de l’existence ou de l’absence de l’ordre à longue distance des positions des atomes en deux catégories :
– Les solides cristallins y compris les quasicristaux qui possèdent l’ordre à longue distance.
– Les amorphes qui ne possèdent pas d’ordre à longue distance, dans ce cas de solides règnent un désordre topologique difficile à décrire (c’est-à-dire qu’il n’existe pas une structure bien définie qui décrit avec exactitude les positions des atomes). L’absence de l’ordre à longue distance dans les solides amorphes est compensée par un fort degré d’ordre à courte distance [1], qui se caractérise par la rigidité des longueurs et éventuellement des orientations des liaisons entre un atome et ses proches voisins.
Modèles Structuraux
Modèle microcristallin
Ce modèle repose sur le fait que l’ordre à courte distance existe mais du fait de la désorientation des microcristaux qui constituent la solide amorphe, dont la taille est de l’ordre d’une quinzaine d’Angström, il y a absence d’ordre à longue distance. L’expérience montre une faible différence de densité entre les matériaux amorphes et cristallins, alors que le modèle prévoit une densité encore plus faible. Il en résulte que le modèle microcristallin s’avère mal adapté pour décrire la structure réelle de l’amorphe [2, 3].
Modèle d’empilement aléatoire des sphères dures
Dans ce modèle, les atomes sont assimilés à des sphères dures, empilées de manière dense, aucune cavité n’est suffisamment grande pour recevoir un autre atome. L’arrangement atomique est aléatoire, l’existence de région ayant un ordre cristallin est exclue. Ce modèle d’assemblage désordonné de sphères dures a été élaboré pour décrire la structure des métaux purs liquides [4]. Le modèle est généré à partir d’un amas de quelques atomes auxquels on ajoute de nouvelles sphères selon des critères permettant d’éviter l’existence d’une périodicité tridimensionnelle [5]. Le modèle tel qu’il est conçu ne permet d’avoir qu’une interprétation qualitative des expériences de diffraction sur des métaux purs à l’état amorphe. Le coefficient de remplissage appelé aussi fraction d’empilement est de 0.636 alors que l’expérience permet d’obtenir un coefficient de 0.70 et une coordinence de 12, qui correspond à un empilement compact. A partir de l’empilement aléatoire de sphères dures, Polk [6] et Sadoc [7] ont augmenté le volume des interstices afin de loger les atomes de métalloïde dans les modèles proposés. Le modèle de Sadoc décrit bien la fonction d’interférence mais avec une fraction d’empilement inférieure à celle obtenue par le modèle des sphères dures soit 0.51.
Modèle de sphères relaxées
Les modèles décrits précédemment sont des modèles figés. Le modèle proposé par Yamamoto et collaborateur [8] suggèrent, au lieu de faire un empilement de sphères dures, un modèle construit sur la base d’empilement de sphères relaxées. Ce modèle a amélioré l’accord avec ceux de l’expérience. Un taux d’icosaédralité relativement important est obtenu ainsi qu’une fraction d’empilement de 0.68, proche de l’expérience ce qui a permis d’améliorer la densité en l’augmentant. Dans le cas particulier des amorphes obtenus à partir de la phase liquide, la dynamique moléculaire a permis de réaliser une concordance entre la théorie et l’expérience sur les fonctions d’interférences pour l’icosaèdre. Briant [9] préconise alors l’utilisation d’une forte densité des icosaèdres.
Nombre de coordination et ordre local dans les alliages amorphes
Alliages métal de transition- métalloïde
La structure des alliages amorphes de type métal de transition-métalloïde, T100-xMx, est habituellement construit à partir d’unités prismatiques trigonales où chaque atome de métalloïde est entouré de neuf atomes de métal de transition, tout en excluant que deux d’entre eux soient proches voisins (figure 1. a). Pour ces alliages avec T≡ Fe, Co, Ni et M ≡ B, et pour différentes concentrations x en M, les différents nombres de coordinations sont obtenus expérimentalement par plusieurs techniques: diffraction de rayons X ou de neutrons, diffusion anomale de rayons X.
Alliages métal de transition- terre rare
Les alliages amorphes T100-xRx, où R est une terre rare, peuvent être considérés comme des solutions diluées d’atomes de terre rare dans une structure amorphe constituée d’atomes du métal de transition pur, dite polytétraédrique compacte, laquelle est caractérisée par un ordre local icosaédrique (figure 1. b). Ces alliages amorphes semblent garder les mêmes nombres de coordination que dans leurs homologues cristallins ; ceux-ci peuvent être déduits par interpolation des points expérimentaux pour chaque concentration x en terre rare (fig. 2) .
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Table des matières
I. INTRODUCTION
II. GENERALITES
A. Introduction
B. Modèles Structuraux
1. Modèle microcristallin
2. Modèle d’empilement aléatoire des sphères dures
3. Modèle de sphères relaxées
C. Nombre de coordination et ordre local dans les alliages amorphes
1. Alliages métal de transition- métalloïde
2. Alliages métal de transition- terre rare
3. Alliages métal de transition-terre rare – métalloïde
D. Moments magnétiques dans les alliages amorphes
1. Modèle de la bande rigide
2. Modèles d’environnement local
3. Modèle d’hybridation
E. Différents type d’alliages amorphes magnétiques
1. Introduction
2. Alliage de type métal de transition-métalloïde
3. Alliage de type métal de transition-terre rare
4. Alliage de type métal de transition-terre rare-métalloïde
F. Structures magnétiques
III. ELABORATION ET CARACTERISATION STRUCTURALE
A. Introduction
B. Elaboration des matériaux massifs
1. Technique d’hypertrempe « Melt Spinning »
a) Introduction
b) Principe de la technique
c) Paramètres de la trempe
d) Conclusion
C. Caractérisation des échantillons
1. Introduction
2. Etude de la composition
D. Mesures des propriétés magnétiques
1. Mesure d’aimantation
2. Etude en champ intense
3. Etude en champ pulsé
E. Procédé expérimental de mesure de la résistivité
F. Etude de la stabilité thermique dans les rubans
IV. PROPRIETES DE TRANSPORT
A. Introduction
B. Résultats bibliographiques concernant la résistivité électrique
1. Effet de la concentration
C. Effet de la taille
D. Analyse des résultats expérimentaux
V. ETUDE DES PROPRIETES MAGNETIQUES DES ALLIAGES AMORPHES Fe72-XYXHo8B20
A. Introduction
B. Etude de l’aimantation en fonction de la teneur en Yttrium dans les alliages Fe72- xYxHo8B20
C. Variation de l’aimantation en fonction de la température
1. Température de Curie
D. Conclusion
VI. BRISURE DU COUPLAGE ANTIFERROMAGNETIQUE
A. Introduction
B. Modèle de Verhoef
1. Etude théorique
2. Relation entre les paramètres du couplage d’échange macroscopique nRT et microscopique JRT
C. Influence de la constante d’anisotropie du métal de transition sur l’aimantation de l’alliage amorphe à champ fort
1. Modèle de Zhao
2. Etudes des champs critiques
3. Champs critiques inférieurs (H cr1)
a) Champ critique supérieur (Hcr2)
4. Diagramme de phases
D. Conclusion
VII. CONCLUSION
