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Schéma représentant des bobines de Helmholtz.
Les bobines de Helmholtz, du nom de Hermann Ludwig von Helmholtz, sont un dispositif constitué de deux bobines circulaires de même rayon, parallèles, et placées l'une en face de l'autre à une distance égale à leur rayon. En faisant circuler du courant électrique dans ces bobines, un champ magnétique est créé dans leur voisinage, qui a la particularité d'être relativement uniforme au centre du dispositif dans un volume plus petit que les bobines elles-mêmes.
Ce type de bobines est souvent utilisé en physique pour créer des champs magnétiques quasi-uniformes relativement faibles avec peu de matériel. On peut par exemple s'en servir pour éliminer le champ magnétique terrestre afin qu'il ne perturbe pas une expérience.
Ce modèle est l'aboutissement d'une succession de travaux qui s'inscrivent dans la lignée de Luigi Galvani et qui avaient pour objectif de comprendre et de reproduire, à des fins pédagogiques, le mécanisme du biosignal en électrophysiologie.
Modélisation
On peut modéliser les bobines de Helmholtz par deux associations de spires de rayon , parcourues par un courant et séparées d'une distance (voir champ d'une spire de courant).
Champ le long de l'axe
Simulation du champ magnétique produit par deux bobines de Helmholtz dans le plan Oxz. Les deux bobines d'axe Oz sont symbolisées par les traits rouges et sont séparées d'une distance égale à leur rayon. La norme du champ est indiquée en couleur en échelle logarithmique et normalisée. L'orientation du champ est indiquée par les flèches noires.
On peut calculer l'expression du champ magnétique, via la loi de Biot et Savart, sur l'axe des bobines à partir du champ créé par une bobine sur son axe à une distance de son centre :
Le champ magnétique d'une bobine de spires dont le plan de la bobine est centré en (champ ) s'écrit
,
tandis que le champ magnétique d'une bobine de n spires dont le plan de la bobine est centré en (champ ) s'écrit
.
Le théorème de superposition (qui découle de la linéarité des équations de Maxwell) nous permet alors d'affirmer que le champ total sur l'axe des bobines est la somme des 2 champs magnétiques précédent, soit
.
On a alors au centre du système un champ magnétique
.
On fait apparaître ici les dépendances de la norme du champ aux paramètre du système. Celle ci augmente avec l'intensité et le nombre de spires et diminue avec le rayon des bobines [1].
On peut également définir l'homogénéité du champ magnétique qui est supérieure à sur une distance environ égale à au centre du système. On peut augmenter cette distance en ajoutant des bobines comme avec les bobines de Maxwell.
Configuration anti-Helmholtz
Simulation du champ magnétique produit par deux bobines en configuration anti-Helmholtz dans le plan Oxz. Les deux bobines sont symbolisées par les traits rouges et d'axe Oz et sont séparées d'une distance égale à leur rayon. La norme du champ est indiquée en couleur en échelle logarithmique et normalisée. L'orientation du champ est indiquée par les flèches noires.
Il est également possible d'utiliser ce dispositif pour créer un piège magnétique. Pour ce faire, on fait circuler des courants opposés dans chacune des bobines. De cette manière, on obtient au centre du piège un champ magnétique nul par symétrie et un gradient de champ magnétique. Un matériau diamagnétique (donc de susceptibilité magnétique) a tendance à "expulser" le champ magnétique. Il va donc se diriger vers le minimum de champ au centre du piège puis oscillera autour de cette position d'équilibre (on verra que ce piège est un piège harmonique). Ce piège est notamment utilisé pour faire léviter des supraconducteurs qui sont des diamagnétiques parfaits ().
Champ proche du centre du piège
Considérons de nouveau deux bobines de spires de rayon séparées d'une distance respectivement parcourues par un courant d'intensité et . D'après la loi de Biot et Savart, le champ magnétique généré par une bobine de spires de rayon parcourue par un courant d'intensité en un point de l'espace est
(on imagine ici que la bobine est infiniment fine). Loin de la bobine, i.e. , on peut simplifier cette expression avec la série , on obtient alors
.
Il est possible de calculer ces intégrales pour chacune des bobines dans l'approximation . En notant respectivement le champ magnétique généré par la bobine située en parcourue par un courant on obtient
.
Détails de calcul
On a et . La différentielle de est , ce qui nous donne donc
,
et
.
L'intégrale vaut alors
au premier ordre en . On a utilisé les intégrales
,
.
Au final on a bien
.
A l'aide du théorème de superposition, on en déduit le champ proche du centre du piège (i.e. ) au premier ordre en
,
Où est homogène à un gradient de champ magnétique (unité T m-1). Au final, on a au centre du piège un champ de la forme
,
avec . Il est également possible de produire un champ tel que en utilisant des bobines elliptiques.
Harmonicité du piège
La force qu'exerce un tel champ magnétique sur une bille supraconductrice de volume centrée en est déduite de la résolution analytique des équations de Maxwell-London et vaut
où est la masse volumique de la bille et les les fréquences propres de translation de la bille selon les trois axes. On a donc créé un piège harmonique en trois dimensions.
Bobines de laboratoire
Les caractéristiques typiques de ces bobines sont : cm, A, . Le champ magnétique obtenu au centre vaut donc environ T, ce qui correspond à peu près au champ magnétique terrestre (environ aux pôles contre en France).
Une façon d'obtenir un champ magnétique d'une meilleure uniformité est d'utiliser un solénoïde, mais il présente l'inconvénient d'être plus encombrant que les bobines de Helmholtz, et donc parfois impossible à utiliser. Les bobines de Helmholtz ont en effet l'avantage d'avoir une distribution de champ uniforme dans une zone de l'espace très accessible entre les deux bobines.
Pour obtenir des champs magnétiques plus intenses, il est nécessaire d'utiliser un matériau ferromagnétique doux plus coûteux comme pour un électroaimant. Cependant l'absence d'hystérésis dans les bobines sans noyau ferromagnétique les font préférer aux électroaimants dans les cas où le champ doit être précisément calibré autour du zéro et dans les études à haute fréquence.
↑(en) John R. Reitz, Frederick J. Milford et Robert W. Christy, Foundations of Electromagnetic Theory, Addison-Wesley Publishing Company, , 3e éd., 534 p. (ISBN0-201-06332-8), p. 170
↑(en) J. Hofer et M. Aspelmeyer, « Analytic solutions to the Maxwell–London equations and levitation force for a superconducting sphere in a quadrupole field », Physica Scripta, vol. 94(12), 125508, (DOI/10.1088/1402-4896/ab0c44).