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LP 27 Dipôles magnétiques. Aspects macroscopique et
microscopique.
Introduction: Après avoir étudié les notions de magnétostatique, nous allons ici étudier un
cas très courant de source magnétique: le dipôle magnétique. Cette configuration est
extrêmement importante, car cette notion existe tant au niveau macroscopique qu'au niveau
microscopique, même si l'approche que l'on en fait n'est pas la même.
En général, un dipôle magnétique est caractérisé par l'action qu'a un champ magnétique sur
lui, que nous étudierons dans une seconde partie, après avoir établi un certain nombre de
propriétés du dipôle magnétique. Nous ferons l'étude de ces dipôles dans le cas
macroscopiques, c'est à dire dans le domaine où ils correspondent à des boucles de courant,
puis nous généraliserons cette notion au domaine microscopique en mettant en évidence la
notion pertinente de moment dipolaire magnétique.
Enfin nous verrons quelques applications.
A) Champ magnétique créé par un dipôle magnétique:
1) Notion de dipôle magnétique : origine macroscopique et microscopique.
Dans le domaine macroscopique, on considère un système de courant permanents, et plus
particulièrement une boucle de courant caractérisée par son courant I et son vecteur surface

 1
S   OP  dl . Cette définition de la surface n'est pas artificielle. En effet, considérons une
2 C
 1


boucle circulaire de centre O, et orientée dans le sens positif. On a S   r 2 de z  r 2 e z .
2 C


On définit alors le moment dipolaire magnétique par M  IS .
Cette notion peut alors être généralisée à un ensemble de charges en mouvement. Sur des
trajectoires fermées:
Pour ceci, considérons une charge q sur une trajectoire circulaire, qui tourne à la vitesse


angulaire   e z . Cette charge en mouvement est équivalente à une spire de courant
q
parcourue par un courant I  . Le moment dipolaire associé s'écrit donc
T
 q 


1q 
1
M  IS  Se z 
r  v T  r  qv . Donc pour un ensemble de charges en mouvement,
T
2T
2
 1 

on a M   ri  qvi .
2 i
Enfin au niveau particulaire, on constate qu'une particule même au repos, c'est-à-dire ne
possédant aucun moment cinétique orbital, peut posséder un moment magnétique intrinsèque,
appelé spin, comme par exemple le proton, l'électron ou le neutron.
En fait, comme je l'ai dit en introduction, l'existence d'un tel moment se manifeste par
l'action d'un champ magnétique extérieur, et nous y reviendrons ultérieurement pour valider
l'existence au niveau particulaire d'un moment magnétique intrinsèque.
Par ailleurs, nous allons très bientôt voir que cette notion de moment magnétique est la
grandeur pertinente pour qualifier les effets d'une telle distribution, tant par le champ
magnétique qu'elle créé que par l'action qu'à un champ extérieur sur elle.
2) Champ magnétique créé par un dipôle.
Conformément à ce que nous avons annoncé, nous nous placerons pour faire l'étude du
dipôle magnétique dans le cas macroscopique d'une spire de courant, tout en gardant à l'esprit
que les expressions reliées au moment dipolaire magnétique ont une bien plus grande validité,
et ceci sera vrai dans toute la suite.
Le potentiel vecteur créé par une boucle de courant s'écrit:


0
dl
AM  
I
4 C PM

0 I
dl

4 C PM


 1 
 0  dS  grad P 

S
4
 PM 
 1  PM
Or grad P 
.

3
 PM  PM

ur
PM
OM
Supposons alors que le point M soit très éloigné du dipôle. On a alors
.


PM 3 OM 3 r 2
Cette approximation porte le nom d'approximation dipolaire, et nous nous placerons
dorénavant dans le cadre de cette approximation.
 

 
0 1
0 M  ur
I dS  u r 
On a donc AM  
. On voit alors que la grandeur qui
4 r 2 S
4 r 2

intervient dans ce choix de jauge est bien le moment dipolaire M .


Calculons à présent B  rot A .
 
M  ur M 




M 
M
 2 u z  u r  2 u r cos  sin u   u r  2 sin  u  ,
On
a
et
donc
2
r
r
r
r


 sin 

 sin    
BM   0 M  2 rot M u   grad M  2   u   . Calculons les deux termes séparément:
4  r
 r 





sin 
sin  u
1
rotu   2 . z  3 cos .u r  sin  .u 
2
r sin  r
r
r
2 sin 
cos 


3
r
r
r3
0
0
sin  
1 
sin 
cos 
2 sin 
- grad M 2  u  
. 2  0
 0
3
r 
r
r
r
r3
1
1
1

0
0
r sin  

2 cos 
r3
  sin 
On en déduit que B  0
4 r 3
0

Remarque : comme pour le dipôle électrique, le potentiel est en 1 / r 2 et le champ en 1 / r 3 .
Dessiner les lignes de champ et commenter la symétrie. Cf BFR
B) Action d'un champ magnétique sur un dipôle magnétique:
1) Notion d'énergie potentielle d'interaction d'un dipôle macroscopique rigide plongé

dans un champ B .
On considère une spire indéformable parcourue par un courant I libre de se déplacer en
translation ou en rotation, ce qui signifie qu'elle a six degré de libertés.

Lorsque cette spire est plongée dans un champ magnétique B , elle acquière une énergie
potentielle liée à la présence des forces de Laplace, telle que dWLaplace  dU I , et on sait que
 
 
U I   I   I  B.dS  M .B .
S
Cette énergie potentielle va nous permettre de calculer les actions exercées par le champ
sur le dipôle.
2) Réaction subie par le dipôle. Translation.
Considérons une translation infinitésimale du dipôle selon une direction notée x:
 
dWLaplace  R.dr  Rx .dx .
B y

B
B 
Par ailleurs on a dWLaplace  dU I    M x x  M y
 M z z dx . On en déduit
x
x
x 


 B
donc que Rx   M .
, et ceci pour les trois directions.
x
Il existe donc une résultante des actions mécaniques du champ sur le dipôle uniquement si
le champ magnétique est non uniforme, comme dans le cas du dipôle électrique.
3) Couple subi par le dipôle. Rotation:

Considérons une rotation infinitésimale selon ez . Le travail des forces de
 
 
 

Laplace s'écrit alors dWLaplace  d  .d  dM .B   d  M .B  M  B .d .

 

 

On en déduit alors que   M  B

Le couple est donc nul si le moment dipolaire est parallèle à B : celui-ci va donc
tendre à s'aligner selon la direction du champ magnétique, et parallèlement pour le sens de
façon à minimiser son énergie potentielle.
4) Généralisation au microscopique:
Nous n'avons raisonné dans tout ce qui précède sur une spire macroscopique. Tous les
résultats se généralisent aisément au cas d'une distribution de charges en mouvement. Par
contre, l'extension est moins évidente pour le particulaire. En fait, par extension et par

 B
définition, une particule subissant des forces du type M .
, en plus de la force de Lorentz si
x
elle est chargée, comme c'est le cas de l'électron, en traversant un champ magnétique est
caractérisée également par un moment dipolaire magnétique intrinsèque.
Ordres de grandeur:
-
-
pour la terre M  78.10 21 A.m 2 , ce qui donne un champ à l'équateur magnétique
B  32T .
pour une spire circulaire de rayon 5cm et parcourue par I=1A, M  8.10 3 Am 2 , soit un
 2M
champ sur l'axe à 1cm B  0 3  1,6.10 3 T
4 d
pour un moment magnétique intrinsèque, il est pour l'électron est de l'ordre de
 B  9.10 24 J / T , et pour le proton de  n  5.10 27 J / T . Le champ magnétique créé
par un électron à un dixième d'Angström vaut alors B  1,8.10 3 . Il est intéressant de
constater qu'il faut être à une centaine d'angström pour que le champ magnétique créé
par le spin de l'électron soit aussi faible que le champ magnétique terrestre. On
comprend alors pourquoi celui-ci n'est jamais pris en compte dans les effets
magnétiques au niveau microscopique.
Remarque: on a privilégié dans le dernier cas l'unité J / T que l'unité A.m 2 puisque ces
dernières unités n'ont plus beaucoup de sens dans ce cas là. Par contre, les autres prennent
toutes leur signification puisqu'elle caractérise l'accroissement d'énergie potentielle par unité
de champ magnétique.
C) Applications:
1) Champ magnétique terrestre.
Gauss a montré qu'en première approximation, on pouvait considérer que l'on pouvait
assimiler le champ magnétique terrestre à un dipôle magnétique placé au
centre de la Terre et orienté suivant un axe géomagnétique S m N m , qui fait
un angle avec l'axe de rotation de la Terre qui varie au cours du temps
Dessiner les lignes de champ.
En 1985, il valait 11° et perçait la Terre en un point Nord situé vers le
Groenland (latitude 79° N longitude 289° Est).
Déterminons alors l'équation des lignes de champ. Elles sont données
r
dr 2 cos
dr rd

d . On obtient alors, avec r  / 2  r0 , ln    2 ln sin  ,

par
, soit
r
sin 
Br
B
 r0 
soit r  r0 sin 2 
La norme du champ en un point r,  est donnée par
 0 M 1  3 cos 2 
, et donc la norme
4
r3
du champ magnétique le long d'une ligne de champ donnée vaut:
 0 M 1  3 cos 2 
, en introduisant la colatitude magnétique      .
Br0 ,  
4 r03
sin 6 
A l'équateur géomagnétique, le champ magnétique vaut alors, à la surface de la Terre:
 M
BRT ,  / 2  0 3  32T .
4 RT
On comprend alors le principe d'une boussole : celle-ci est constituée d'un barreau aimanté

qui se comporte donc comme un dipôle magnétique m dirigé dans le sens de la flèche, libre
de pivoter dans un plan horizontal. Lorsqu'elle est placée dans le champ magnétique terrestre,
elle va se placer de manière à minimiser son énergie potentielle, c'est-à-dire dans le sens de

BT . Elle va donc indiquer le Nord.
On va donc pouvoir selon ce principe réaliser des compas magnétiques, dont la réponse
aux changements de direction va être très rapide.
2) Expérience de Stern et Gerlach.
a) Dispositif expérimental:

B
z
On envoie des ions Ag  dans l'entrefer d'un aimant où règne un champ magnétique
inhomogène. Les moments magnétiques, à priori distribués aléatoirement, vont alors être
déviés par le champ dans une direction qui sera fonction de leur orientation par rapport à la

B
direction
.
z
b) Cas classique:

B
 C ste   .
On suppose que
z
Dans l'entrefer, la force qui va s'exercer sur un dipôle arrivant avec l'orientation  par
rapport à la direction de l'inhomogénéité va s'écrire Fz  M . . cos .
Le principe fondamental de la dynamique s'écrit alors:
V x  Cste  V0
 x  V0 t




et 
ma  M . . cos .ez , ce qui s'intègre en 
M
M
2
 z   2m  . cos  .t
V z   m  . cos  .t
M
x2
La trajectoire décrit donc une parabole d'équation z  
 . cos . 2 , et on en déduit
2m
V0
M
x
que V z    cos . , et donc qu'à la sortie de l'entrefer x  L , on a
m
V0
M
L
 . cos  . On en tire immédiatement la déviation qui est telle que
m
V0
M
L
tan     . cos 2 .
m
V0
Par ailleurs, dans le cas classique on suppose que toutes les directions possibles des dipôles
sont équivalentes (répartition isotrope). Le nombre d'atomes ayant la direction de leur
N
N sin d
moment dipolaire entre  et   d s'écrit alors dN    2 . sin  .d tot  tot
.
4
2
Si le gradient de champ n'est pas trop fort, on peut alors se placer dans l'hypothèse des
2M cos .L
 
petites
déviations,
on
donc
,
d'où
on
tire
Ec
V z  C ste  
N tot sin d N tot E c

d . On doit donc obtenir une répartition uniforme sur
2
2 2 M .L
l'écran, dans la limite des petits angles. Or ce n'est pas du tout ce que donne l'expérience. On
observe deux taches bien distinctes symétriques par rapport au point d'impact du faisceau non
dévié.
dN   
c) Cas quantique:
La mécanique a apporté une explication à ce phénomène. Elle utilise le fait que le moment
magnétique selon z est quantifié et ne peut prendre que deux valeurs M z   A B . On observe
donc bien deux taches centrée autour d'une position donnée par:
F L
2 .L
tan    z 2   A B
m V0
Ec
Ceci constitue une vérification de la quantification du moment cinétique des atomes, qui


est relié au moment magnétique par M  gJ , où g est le facteur de Landé,  le rapport

gyromagnétique et J le moment cinétique total de l'atome.