Effet Faraday et
Effet Zeeman
Assistants: Responsable: R. Sanjinés
Date: 26 oct. 2013
2 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
1 Introduction
La lumiĂšre Ă©tant une onde Ă©lectromagnĂ©tique, lâinteraction de celle-ci avec un champ
magnĂ©tique produit diffĂ©rents effets qui sont utilisĂ©s dans divers domaines de la physique comme par exemple la mesure de champs magnĂ©tiques dans la galaxie, lâimagerie magnĂ©to optique, le stockage dâinformations ou encore lâisolation dans le cadre de la transmission optique. Ce travail pratique propose d'Ă©tudier deux effets magnĂ©toptiques, l'effet Zeeman et l'effet Faraday
2 Théorie
2.1 Effet Zeeman Lorsqu'un gaz ionisé est soumis à un champ d'induction magnétique B, chacune de ses raies
spectrales d'Ă©mission est remplacĂ©e par plusieurs autres raies spectrales: cette dĂ©composition spectrale porte le nom d'effet Zeeman. Lorsquâon excite les Ă©lectrons dâun atome pour les faire passer Ă un niveau dâĂ©nergie supĂ©rieur, la configuration Ă©lectronique est trĂšs instable, lâĂ©lectron revient Ă sa position initiale en Ă©mettant un photon dâĂ©nergie correspondant Ă la diffĂ©rence des niveaux. La mesure de la longueur dâonde de ces photons nous renseigne sur le niveau dâĂ©nergie de lâĂ©lectron, et donc sur la structure Ă©lectronique de lâatome ce qui permet de lâidentifier. Lâobservation de ces diffĂ©rents niveaux dâĂ©nergie constitue le spectre de lâatome.
Description quantique
2.1.1 Les nombres quantiques de l'Ă©lectron (rappel). D'aprĂšs al mĂ©canique quantique, l'Ă©tat d'un Ă©lectron dans un atome est caractĂ©risĂ© par 4 nombres quantiques: n, l, m et s a) Nombre quantique principale ! En premiĂšre approximation, il caractĂ©rise l'Ă©nergie de la couche Ă©lectronique (n=1, 2, 3,⊠, valeurs entiĂšres positives); la couche correspondante sera dĂ©signĂ©e par les lettres K, L, M, N,âŠ). b) Nombre quantique "azimutal" ! Il caractĂ©rise le moment cinĂ©tique orbital de l'Ă©lectron. Ce moment est une quantitĂ© vectorielle !! = !â de module !! = â ! ! + 1 , ! pouvant prendre les diffĂ©rentes valeurs entiĂšres: 0, 1, 2, 3, âŠ, (! â 1). Pour une valeur donnĂ©e !. Il y a donc ! valeurs diffĂ©rentes du moment cinĂ©tique orbital, c'est-Ă -dire ! sous-couches d'Ă©nergie diffĂ©rentes caractĂ©risĂ©es par les lettres s, p, d, f, ⊠c) Nombre quantiques magnĂ©tiques ! Il caractĂ©rise l'orientation dans l'espace du vecteur moment cinĂ©tique !! par rapport Ă un axe de rĂ©fĂ©rence.
La quantification de l'espace est introduite par le fait que la projection de !! sur l'axe Oz ne peut prendre que les valeurs !â avec ! = â!,â ! â 1 ,⊠, 0,⊠, ! â 1, !. Il en rĂ©sulte que, pour un ! donnĂ©, il y a 2! + 1 orientations possible du vecteur moment cinĂ©tique. En l'absence d'une perturbation extĂ©rieure (champ magnĂ©tique par exemple), ces 2! + 1 Ă©tats possibles de l'Ă©lectron, pour chaque ! donnĂ©, sont des Ă©tats de mĂȘme Ă©nergie: on dit qu'ils sont dĂ©gĂ©nĂ©rĂ©s. d) Nombre quantique de spin ! L'Ă©lectron possĂšde un moment cinĂ©tique propre, dit "spin". C'est une quantitĂ© vectorielle axĂ©e sur l'axe de la particule, !! = !â, de module !! = â ! ! + 1 . Pour l'Ă©lectron, le nombre quantique de spin s vaut Âœ. 2.1.2 L'atome a) La classification pĂ©riodique
Un atome se compose, en premiÚre approximation, d'un noyau positif (Z protons et N neutrons) autour duquel sont répartis Z électrons en couches successives. La charge (+) de chaque proton est compensé par celle (-) d'un électron. Le numéro atomique Z définit un élément chimique. En partant de l'atome d'hydrogÚne (Z=1), les différents éléments se classent de telle sorte que leur énergie soit minimale: ceci implique que le passage d'une couche électronique à une autre (remplissage) ne peut s'effectuer que lorsque la couche inférieure est saturée (entiÚrement remplie).
Une couche de nombre quantique principale ! se divise en ! sous-couches correspondant Ă la valeur de !: 0, 1, 2, âŠ, ! â 1, chacune de ces sous-couches se scindant elle-mĂȘme en 2! + 1 niveaux de mĂȘme Ă©nergie, un pour chaque orientation possible du moment cinĂ©tique orbital. Enfin, chaque niveau ultime peut contenir deux Ă©lectrons de spins opposĂ©s (Principe de Pauli). Si la couche Ă©lectronique est saturĂ©e, on peut remarquer deux consĂ©quences: â Le moment cinĂ©tique de spin rĂ©sultant est nul, car les Ă©lectrons se couplent par paire avec
des spins opposĂ©s. â Le moment cinĂ©tique orbital rĂ©sultant est nul, car Ă chaque valeur de ! correspondent
2! + 1 orientations de !! qui s'annulent par symĂ©tries. Il en rĂ©sulte que les seuls Ă©lectrons "actifs" seront ceux des couches pĂ©riphĂ©riques incomplĂštes. b) Emission de raies spectrales â RĂšgle de sĂ©lection
Lorsqu'un Ă©lectron passe d'un Ă©tat d'Ă©nergie !! Ă un Ă©tat d'Ă©nergie !!, !! > !!, il Ă©met un photon d'Ă©nergie â! = !! â !!. Compte tenu du grand nombre d'Ă©nergie permise Ă un Ă©lectron (multiples combinaisons des nombres quantiques ! et !), il devrait y avoir Ă©normĂ©ment de raies. Or la mĂ©canique quantique permet de calculer la probabilitĂ© pour qu'une
4 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
transition entre deux niveaux d'Ă©nergies donnĂ©es puisse avoir lieu: on aboutit Ă des rĂšgles permettant de sĂ©lectionner les transitions permises de celles interdites. 2.1.3 Interactions entre moments cinĂ©tiques â Nombre quantique interne Examinons les deux cas les plus simples: i) Atome monovalent Un atome monovalent possĂšde un seul Ă©lectron pĂ©riphĂ©rique, le seul qui soit actif au point optique. Cet Ă©lectron a un moment cinĂ©tique orbital !! et un moment cinĂ©tique de spin !!: ces deux moments interagissent entre eux et le moment cinĂ©tique totale de l'atome est donnĂ©e par les relations:
!! = !! + !! = â! (1) !! = â ! ! + 1 ; ! = ! + !, ! + ! â 1,⊠, |! â !|
! est appelĂ© le nombre quantique interne de l'atome. ii) Atome bivalent Dans le cas de deux Ă©lectrons pĂ©riphĂ©riques, le type le plus courant de l'interaction est le couplage !" dit couplage de Russel-Saunders: Ă Les moments cinĂ©tiques orbitaux se couplent entre eux: !! = !!! + !!! = !â (2)
!! = â ! ! + 1 ! = !! + !!, !! + !! â 1,⊠, |!! â !!| Un atome se trouvant dans un Ă©tat tel que ! = 0,1,2,3,⊠sera caractĂ©risĂ© par les lettres S, P, D, F, ⊠à Les moments cinĂ©tiques de spin se couplent entre eux:
!! = !!! + !!! = !â (3) !! = â ! ! + 1 ! = !! + !!, !! + !! â 1,⊠, |!! â !!|
Ă Le nombre cinĂ©tique total de l'atome sera alors: !! = !!! + !!! = !â (4)
!! = â ! ! + 1 ! = ! + !, ! + ! â 1,⊠, |! â !| Remarque: â Pour chaque valeur de !, il existe 2! + 1 sous-niveaux correspondant aux interactions !".
Donc, chaque raie spectrale intéressant un tel niveau ! sera en fait composée de 2! + 1 raies distinctes. Le nombre 2! + 1 est appelé multiplicité du terme considéré.
â Le comportement d'un atome Ă plusieurs Ă©lectrons pĂ©riphĂ©riques est dĂ©terminĂ© par les nombres !, ! et !. En particulier, la quantification spatiale se traduit par le fait que c'est le vecteur moment cinĂ©tique orbital qui est astreint Ă n'occuper dans l'espace que des
positions telles que sa projection sur un axe de rĂ©fĂ©rence soit Ă©gale Ă !!â avec !! = â!,â ! â 1 ,⊠, !
â Notation de Russel-Saunders: on reprĂ©sente l'Ă©tat spectral d'un atome par la notation: !!!!!!
Par exemple le nickel (Z=28) a pour notation !!! , donc S=1, L=3="F" et J=4. Pour l'Al (Z=13) on a !!!/! alors S=1/2, L=1= "P" et J=1/2.
2.1.4 Les moments magnétiques et cinétiques On définit le moment magnétique et le moment cinétique d'un ensemble des particules de charge qi et masse mi par rapport à un repÚre O: ! = !
!!!! !! ⧠!! ; ! = !i !! ⧠!!! (5)
Pour un atome dont le centre de masse est situé au noyau, seuls les électrons contribuent aux moments magnétiques et cinétiques (moment cinétique orbital), dans ce cas !! =
!!
!!! !! ⧠!! ; !! = !e !! ⧠!!! (6) donc !! = â !!! avec ! = !
!!!â 8.9 10!" !!!!!! appelĂ©e rapport gyromagnĂ©tique
Dans le cas du spin, on a !! = â!!!! avec !! = 2!. En mĂ©canique quantique les moments cinĂ©tiques orbitaux et de spin se mesurent en unitĂ©s â, alors le terme !! =
!â!!!
= 9.27 10!!" J T!! = 5.79 10!! !" T!! , connu comme "magnĂ©tron de Bohr", permet de donner l'ordre de magnitude des moments magnĂ©tiques dans l'atome. ConsidĂ©rons deux cas simples. 2.1.5 Atome Ă moment de spin rĂ©sultant nul (! = !) â Effet Zeeman normal A tout vecteur moment cinĂ©tique ! d'une particule chargĂ©e Ă©lectriquement de masse me est associĂ© un vecteur moment magnĂ©tique ! de mĂȘme direction mais de sens opposĂ©:
! = â !!!!
! ; !! = â !!!!
! (7) Si on applique Ă l'atome un champ magnĂ©tique, le moment magnĂ©tique sera soumis Ă un couple: il en rĂ©sulte un mouvement de prĂ©cession des vecteurs ! et ! autour de la direction de !. La frĂ©quence du mouvement de prĂ©cession, ou frĂ©quence de Larmor, est: !! = 2!!! = â !
!! = !
!!!! = !" (8)
!! est indépendante de l'angle !.
6 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
D'autre part, l'Ă©nergie d'interaction entre le champ ! et le moment magnĂ©tique ! vaut: !! = â!! = â!!! cos! =
!!!!
! ! cos! (9) Or, |!| est quantifiĂ© dans l'espace, donc ! cos! = !!â; !! = â!,⊠, ! alors !! = !
!!!!!!â = !!!!â = !!!!! (10)
Soit !! l'énergie du niveau en l'absence du champ !: dÚs que celui-ci est appliqué, on aura: ! = !! + !! = !! + !!!!! (11) avec !! =
!â!!!
le magnéton de Bohr. !! peut prendre 2! + 1 valeurs: chaque niveau !! correspondant à une valeur donnée de ! sera scindé en 2! + 1 sous-niveaux par l'application d'un champ magnétique !. On dit que le champ magnétique ! lÚve la dégénérescence. Considérons maintenant une transition faisant passer un électron d'un niveau !! sur un niveau !!: alors un photon est émis à la fréquence ! = !!!!!
!
En présence d'un champ magnétique !, on aura: !!! = !! + !!!!!!
(12) !!! = !! + !!!!!!
(13) d'oĂč !! = !!!!!
!â !!!
!!!!
â!!! (14)
!! = !! â !! !!!â!!!
(15) On montre que seules les transitions optiques correspondantes Ă la rĂšgle de sĂ©lection Î!! = 0;±1 sont possibles. Il en rĂ©sulte que les raies de frĂ©quence initiale !! se sont transformĂ©es en un triplet de frĂ©quences:
!!! = !! + !! Î!! = 1 !!! = !! Î!! = 0 !!! = !! â !! Î!! = â1
Remarque:
â La sĂ©paration entre les sous-niveaux du niveau !! est Ă©gale Ă celle entre les sous-niveaux
du niveau !!: Î!! = Î!! = !!!
Î!! = 0: composantes !, polarisĂ©es rectilignement et parallĂšlement Ă !. Î!! = ±1: composantes !±, polarisĂ©es rectilignement et perpendiculairement Ă !.
â Direction d'observation perpendiculaire Ă !: on observe le Triplet Zeeman normal. â Direction d'observation parallĂšlement Ă !: on observe seulement deux raies !±. Ces raies sont polarisĂ©es circulairement, celle dont la frĂ©quence est la plus Ă©levĂ©e (!!) ayant le sens du courant qui crĂ©Ă© l'induction. 2.1.6 Atomes Ă moment de spin rĂ©sultant non nul (! â !) â Effet Zeeman anormal Si le moment de spin rĂ©sultant n'est pas nul, le second vecteur moment magnĂ©tique de l'Ă©lectron, dĂ» au spin, qui lui est associĂ© se combine avec le vecteur moment magnĂ©tique orbital pour donner le vecteur moment magnĂ©tique total de l'atome. On peut constater deux consĂ©quences trĂšs importantes: - Le vecteur moment magnĂ©tique total n'est pas alignĂ© avec l'axe du vecteur moment
cinĂ©tique total (axe !). - Seule la composante du vecteur moment magnĂ©tique total selon l'axe ! est active. on aura: ! = â !â
!!!! ! + 1 !! (16)
!! = 1+ ! !!! !! !!! !! !!!!! !!!
(17) !!=Facteur de Landé. On voit que si ! = 0, alors ! = !, !! = 1 et on retrouve la relation établie pour l'effet Zeeman normal. La fréquence des raies Zeeman émises lors d'une transition en présence du champ magnétique ! sera:
!! =!!! â !!!
â !!! = !! + !!!!!!
!!! !!! = !! + !!!!!!
!!! Donc, !! = !! + !! !!!
!!! â!!!!!! (18)
Remarque: La séparation entre les sous-niveaux du niveau !! n'est plus égale à celle entre les sous-niveaux du niveau !!:
!!! â !!! â Î!! â Î!! 2.2 Effet Faraday
Lorsquâun champ magnĂ©tique puissant est appliquĂ© colinĂ©airement Ă une onde lumineuse
monochromatique polarisĂ©e, une rotation du plan de polarisation est observĂ©e, comme le montre la Fig. 1. Lâexplication de cet « effet Faraday » relĂšve dâune description quantique de la lumiĂšre.
8 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
Fig. 1 : Principe de lâeffet Faraday
Verdet (1856) a trouvé expérimentalement que la rotation Ξ de la vibration lumineuse est
proportionnelle à la longueur d de la substance traversée et à l'intensité de la composante Bx du champ magnétique (supposé uniforme), dans la direction des rayons lumineux
! = VBxd (19)
Le coefficient V est la constante de Verdet qui dépende de la longueur d'onde et des propriétés physiques du matériau. Ainsi par exemple, à λ= 633 nm, V varie entre 4 et 27 rad T-1m-1 pour les verres silicates.
2.2.1 Description quantique du photon
Le photon est une particule qui suit une statistique de Bose-Einstein. Cette remarque nous
amĂšne Ă une description quantique de la lumiĂšre polarisĂ©e. Selon Lipson et al [5]: « [Photons] have integral spin. [âŠ] This must be ± units of â. It therefore emerges that the closest equivalent to a single photon is a wave with circular polarization, right-handed for spin =+1 and left-handed for spin=-1. Linearly-polarized light should then be rightly considered as the superposition of two circularly-polarized waves with opposite handedness (Fig. 2). »
Fig. 2: modÚle de polarisation linéaire
2.2.2 Rotation du plan de polarisation
Imaginons quâune onde lumineuse monochromatique polarisĂ©e linĂ©airement (laser) se propage selon x, colinĂ©airement Ă un champ magnĂ©tique Bx = B ĂȘx. DĂ©crivons les composantes selon y et z de cette onde Ă©lectromagnĂ©tique [6]:
Polarisation circulaire Ă droite:
Ï
Ï
++
++
= ââ§âȘâš
= â ââȘâ©
cos( )
sin( )y
z
E A t k x
E A t k x
Polarisation circulaire Ă gauche:
Ï
Ï
ââ
ââ
= ââ§âȘâš
= ââȘâ©
cos( )
sin( )y
z
E A t k x
E A t k x
La somme des deux polarisations circulaires nous donne la polarisation linéaire résultante.
L'onde en question posÚde donc deux indices de réfraction differents, n+ et n-. Lorsque cette onde parcours une distance d, sous l'effet du champ magnétique les deux composantes sont déphasagés provoque une rotation du plan de polarisation, illustrée à la Fig. 3.
Fig. 3: Asymétrie des contributions circulaires
Ainsi aprĂšs avoir parcouru une distance x=d sous le champ B :
2 cos[( ) ]cos[ ( ) ]2 2yx xE A k k wt k k+ â + â= â â + (20)
+ â + â= â â +2 sin[( ) ]cos[ ( ) ]
2 2zx xE A k k wt k k (21)
Ξ + â
â= = âtan tan[( ) ]
2z
y
E dk kE
(21)
Lâangle de Faraday vaut donc (lire ref [7]) :
ÏΞ
λâ + â += â = â0
( ) ( )2d dk k n n (22)
avec k=2Ï/λ0. A titre d'information, dans le cas de matĂ©riaux birĂ©fringents, la loi empirique de Biot
dit (voir par ex. ref [7]):
20 0
1 1( )n nΞλ λâ +â â â â pour l'effet Faraday ?? (23)
10 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
2.2.3 Constante de Verdet Le lien entre lâĂ©quation (22) et lâĂ©quation (19) nâest pas Ă©vident. Pour y parvenir, on peut
exprimer les indices n+ et n- en fonction de la frĂ©quence de Larmor ÏL [6]
:
n+ = n(! +!L ) = n(!)+!Ldnd!
(24)
Ï Ï Ï ÏÏâ = â = â( ) ( )L Ldnn n nd
(25)
avec !L =eB
2me!
(26)
On arrive ainsi Ă la relation de Becquerel :
! = !2"d#
dnd$
$L = !$dc
dnd$
$L (27)
Ce qui permet de prĂ©ciser lâexpression de la constante de Verdet :
V =!e
me!"
dnd#
=e"
2me!
cdnd"
(28)
Il faut donc Ă©tudier la dĂ©pendance de n en fonction de λ. Un utilisant un modĂšle classique de l'Ă©lectron Ă©lastiquement liĂ© au noyau on peut monter que V(Ï) est donnĂ© par [7]: ! = ! !!!
! !!!!!
!!!!!!! (29)
avec !!! =!! !!
!! !! , !! =
!!!
et K la constante de la force de rappel. A titre de curiositĂ©, mentionnons le modĂšle de Wemple & Domenico pour lâoscillateur harmonique [8] :
n(!) = 1+E0Ed
E02 ! !2! 2
La frĂ©quence de Larmor utilisĂ©e dans les Ă©quations (24) et (25) provient dâune Ă©tude du
tenseur diĂ©lectrique de la substance traversĂ©e par le rayon [5]. Pour les substances isotropiques et diamagnĂ©tiques telles que lâeau ou le verre, ce tenseur est hermitique et sâĂ©crit :
( )1
1
3
00 ;
0 0
iaia a a BΔ
Δ Δ
Δ
â ââ â= â =â ââ ââ â
r (30)
De plus, nous avons (diamagnétisme) :
Ï Â”â †< ;1 0 ; 1m r (31)
3 Partie Expérimentale 3.1 Effet Zemann normal
Lâeffet Zeeman normal est la subdivision des niveaux dâĂ©nergie lorsque un atome de spin
S=0 est plongĂ© dans un champ magnĂ©tique (voir ThĂ©orie). Dans cette expĂ©rience il s'agit d'Ă©tudier la raie rouge du Cadmium correspond Ă lâĂ©mission de photons de longueur dâonde λ = 643.8 nm qui provient de la transition dâĂ©lectrons dâun Ă©tat 1D2 Ă un Ă©tat 1P1 comme le montre la Fig.4.
Fig. 4 : Transition entre Ă©tats lors de lâĂ©mission de la raie rouge du Cadmium Ă 643.8 [nm][3].
La théorie montre que les raies sont toutes espacées de la valeur suivante :
BE B”=Π(32)
oĂč EÎ est la diffĂ©rence dâĂ©nergie entre 2 raies oĂč le magnĂ©ton de Bohr est dĂ©fini par
[ ]12410.27.92
ââ== JTme
eB
” (33)
On peut Ă©galement exprimer la diffĂ©rence dâĂ©nergie par ÎE=hÎÎœ. En nous servant de la relation reliant la vitesse c Ă la frĂ©quence et Ă la longueur dâonde c = Μλ, on peut tirer les relations reliant le dĂ©calage de longueur dâonde λΠainsi que le dĂ©calage du nombre dâonde ΜΠen fonction du champ magnĂ©tique :
!! =”B
hc! 2B (34)
!! =”B
hB (35)
12 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
a) Effet Zeeman et polarisation[4] : Lorsquâon observe la sĂ©paration de la raie rouge du Cadmium en trois par lâapplication dâun
champ magnĂ©tique, la polarisation est diffĂ©rente selon les sauts dâĂ©nergie effectuĂ©s par les Ă©lectrons. On a une polarisation linĂ©aire parallĂšle au vecteur champ magnĂ©tique pour la raie ayant la longueur dâonde originale, appelĂ©e raie p et une polarisation circulaire gauche s + ou droite s - dans un plan perpendiculaire au vecteur champ magnĂ©tique pour les deux autres raies. Ceci est schĂ©matisĂ© par la Fig. 5.
Fig. 5 : Polarisation des raies par rapport au champ magnétique.
Câest pourquoi lorsquâon se place dans la direction parallĂšle au champ magnĂ©tique, on
observe des triplets, alors que si on se place dans la direction perpendiculaire au champ magnĂ©tique on nâobservera que des doublets. Ces observations sont rĂ©sumĂ©es par la figure 6.
Fig. 6 : Observation des raies dans les directions parallĂšle et perpendiculaire au vecteur B
b) Effet Hall (mesure de B)
Lorsquâun courant I circule dans un matĂ©riau plongĂ© dans un champ Ă©lectrique, les charges
vont subir la force de Lorentz due au champ magnĂ©tique et vont alors ĂȘtre dĂ©viĂ©es de leur trajectoire. Un champ Ă©lectrique va alors se crĂ©er entre les bords du matĂ©riau du Ă la rĂ©partition des charges positives et nĂ©gatives. La figure 7 montre ce phĂ©nomĂšne appelĂ© effet Hall.
LâĂ©quilibre est atteint lorsque la force Ă©lectrique FE est Ă©gale Ă la force de Lorentz FL, c'est-
Ă -dire lorsquâon a : evBeEFF LE â=ââ= (36)
Mais on sait que la vitesse des Ă©lectrons peut sâexprimer par neab
Iv = et le champ E
par b
VE H= oĂč VH est la tension de Hall. En combinant ces diffĂ©rentes Ă©quations on obtient
finalement :
neaBIVH = (37)
Figure 7 : Effet Hall[9]
GrĂące Ă cette relation, on peut mesurer un champ magnĂ©tique Ă lâaide dâun Ă©chantillon dans
lequel on fait passer un courant connu et dont on mesure la tension de Hall. Câest le principe de la sonde de Hall. 3.1.2 ExpĂ©rience 1:
(i) Schéma de montage avec le spectromÚtre Lummer-Gehrcke
Fig. 8 : Montage de lâexpĂ©rience 1
La figure 8 montre le montage utilisĂ© pour lâobservation de lâeffet Zeeman. Il est composĂ©
dâune sonde de Hall (1) permettant de mesurer le champ produit par les bobines de lâaimant (2). La lampe Ă Cadmium (3) Ă©met des photons dâĂ©nergies diffĂ©rentes observĂ©s grĂące au systĂ©me optique (4) composĂ© dâun filtre rouge permettant de sĂ©lectionner la longueur dâonde et dâune plaque de Lummer-Gehrcke.
14 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
(ii) Lummer-Gehrcke plate La plaque de Lummer Gehrcke est un interfĂ©romĂštre constituĂ© dâune plaque de quartz ayant
les faces parallĂšles avec un prisme sur un des bords permettant Ă la lumiĂšre de pĂ©nĂ©trer dans le quartz sans trop de perte dâintensitĂ© par rĂ©flexion. Lâangle du prisme est tel que le rayon lumineux se propage avec un angle lĂ©gĂšrement infĂ©rieur Ă lâangle de rĂ©flexion total, de maniĂšre Ă ce que les rayons sortants de la plaque puissent ĂȘtre focalisĂ©s par une lentille. La figure 9 montre le schĂ©ma dâune plaque de Lummer Gehrcke :
Figure 9 : Plaque de Lummer Gehrcke[10].
La figure 10 illustre les observations faites avec une telle plaque.
Figure 10 : Raies observées avec une plaque de Lummer Gehrcke.
La relation permettant de connaĂźtre la diffĂ©rence de longueur dâonde entre deux raies en
fonction des distances mesurées est la suivante [9] :
1ÂČ1
2
20
â=Î
ndas λ
λ (38)
oĂč n est lâindice de rĂ©fraction du quartz n = 1.4567 et d est lâĂ©paisseur de la plaque de Lummer-Gehrcke d = 4.04 [mm]
3.1.3 Expérience 2:
(i) Schéma de montage avec un spectromÚtre Fabry-Pérot
La figure 11 montre le dispositif expérimental mis en place afin de mesurer les décalages de
longueur dâonde des diffĂ©rentes raies donnĂ©es par la division de la raie rouge de la lampe Ă Cadmium (1). Ces mesures sont effectuĂ©es grĂące Ă un interfĂ©romĂštre de Fabry-PĂ©rot (2) couplĂ©
Ă un systĂšme optique (3) permettant de focaliser les rayons sur la camĂ©ra pour lâaqcuisition des donnĂ©es.
Figure 11 : Montage de lâexpĂ©rience 2.
(ii) InterféromÚtre de Fabry-Pérot
L'interfĂ©romĂštre de Fabry-PĂ©rot est basĂ© sur les interfĂ©rences multiples issues d'une lame fine d'indice de rĂ©fraction n [7]. L'interfĂ©romĂštre est constituĂ© de deux lames de verre semi-transparentes sĂ©parĂ© d'une distance d de quelques millimĂštres (d=6.9 mm). Le pouvoir de rĂ©solution λ/Îλ d'un tel interfĂ©romĂštre est trĂšs Ă©levĂ© (λ/Îλ ⌠106).
Fig. 12 InterféromÚtre de Fabry-Pérot [11]
Il y a des interférences constructives si 2 cosd mα λ= (39)
Figure 13 : considérations géométriques Le rayon des anneaux brillants (R1 ou R2 sur la figure 13) est donné par (voir Annexe 1):
16 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
Rm = f ! tan!m ! f !!m = f "(m +!)
d (40)
oĂč m = 0, 1, 2,⊠en partant du centre, et 0 †Δ †1 (car lâordre au centre nâest pas forcĂ©ment entier). On remarque que la diffĂ©rence entre les carrĂ©s de deux rayons consĂ©cutifs est constante :
Rm+1
2 ! Rm2 = f 2 !
d (41)
donc une mesure de R2m en function de m ( m = 1,2,3,4,5,..) permet de déterminer f 2λ/d par la
relation
Rm2 = f 2 !
d! + m( ) (42)
3.2 Effet Faraday
(i) Schéma de montage
Le montage utilisĂ© pour observer lâeffet Faraday est reprĂ©sentĂ© par la figure 14 . Il est
composĂ© dâune source laser (1), d'une source de lumiĂšre blanche, dâune sĂ©rie des filtres afin de sĂ©lectionner une longueur dâonde particuliĂšre, d'une source magnĂ©tique (2), de deux polariseurs (3) et (4), et d'une cellule photodiode. L'Ă©chantillon Ă analyser (verre flint ou un recipient contenant de lâeau) est place au centre de lâentrefer de lâaimant (2). Le polariseur dâentrĂ©e (3) permet de dĂ©finir un angle de polarisation prĂ©cise de la lumiĂšre, la rotation angulaire est mesurĂ© grĂące au polariseur de sortie graduĂ© (4).
Fig. 14 : Montage de lâexpĂ©rience 3
4 Travail Ă faire
4.1 Effet Zeeman i) Etude de l'effet Zeeman à l'aide du interféromÚtre de Lummer Gehrcke
a) Régler correctement le dispositif expérimental de façon à observer les lignes d'interférences. Vérifier l'alignement optique de la source-interféromÚtre-lunette optique. Si vous utilisez la camera CCD, régler la distance focale pour avoir une image nette. L'alignement doit se faire avec B=0 (sans champ magnétique).
b) Observer la levée de dégénérescence pour les deux configurations du champ magnétique, perpendiculaire et parallÚle au champ magnétique. Analyser la direction de polarisation des doublets.
c) Mesurer soigneusement les écarts 2a et 2s en fonction de B et à l'aide de la relation (38), déterminer expérimentalement la valeur du magnéton de Bohr pour les deux configurations. Estimer le rapport e/m, comparer les valeurs obtenues avec les valeurs données dans la littérature et discuter les sources d'erreur.
ii) Effet Zeeman et interféromÚtre de Fabry-Pérot (FP) La précision de la mesure dépende de la finesse des raies d'interférences, donc un alignement optique "correct" est nécessaire. Alignement optique (avec B=0). Placer un diaphragme et une lentille entre l'étalon FP et la lampe de Cd, aligner la lampe, le diaphragme, la lentille et le FP horizontal et verticalement. Si l'alignement est correct on doit pouvoir observer des franges circulaires directement à la sortie du FP. Le FP est muni des trois vis micrométriques qui permettent de régler le parallélisme entre les deux plaques semi-transparentes. En principe il n'est pas nécessaire d'utiliser ces vis, mais si les lignes ne sont circulaires et nettes, on peut faire une correction un tournant trÚs légÚrement les vis jusqu'à ce qu'on obtienne des ligne fines et nettes. Attention à ne pas dérégler le parallélisme des plaques!! Placer les autres lentilles de focalisation et la camera CCD et les aligner avec le FP. Ajuster soigneusement les distances des lentilles et de la camera CCD pour obtenir une image nette sur l'écran sans toucher l'ensemble FP-lentille-lampe Cd. On peut encore améliorer la finesse des rais sur l'écran en réglant l'intensité ou sensibilité de l'écran. Expériences:
a) Avec B=0 et à l'aide de la relation (42) évaluer l'excédent fractionnaire Δ et déterminer le facteur f 2λ/d. Utiliser le filtre rouge!
b) Placer le polariseur et faire les mĂȘmes observations que sous i) mais en configuration "champ magnĂ©tique perpendiculaire".
c) Pour les trois premiers anneaux les plus brillants (ordres m=1, m=2 et m=3) mesurer l'Ă©cart ÎRm=(R+
m-R-m)/2 en fonction de B et reporter sur un graphe RmÎRm en fonction
de B pour 8 Ă 10 valeurs de B entre 0.05 â 0.7 T. Noter que RmÎRm(B) est une relation linaire en B; calculer la pente de cette relation pour les trois valeurs de m.
d) En utilisant les relations (a11) et (a12) on obtient
!! =ce
Rm2
Rm+12 " Rm
2
#
$%
&
'(!Rm
Rm
=ce
1Rm+1
2 " Rm2#$ &'
Rm!Rm =cd
1f 2" / d
)
*+
,
-.Rm!Rm
Calculer le magnéton de Bohr et comparer les résultats obtenus avec la premiÚre méthode. Discuter les résultats avec les données reportées dans la littérature compte tenu des erreurs expérimentales. Quelle est la source d'erreur la plus importante?
e) Analyser le spectre de la lampe de cadmium en utilisant le spectromĂštre d'Ocean-Optics. DĂ©terminer la longueur d'onde des ries spectrales les plus importantes.
f) Faire l'expérience Zeeman avec la 2Úme raie spectrale. Discuter les résultats obtenus.
18 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
4.2 Effet Faraday iii) Etude de l'effet Faraday
a) VĂ©rifier la loi de Malus et dĂ©finir les conditions optimales pour les expĂ©riences de l'effet Faraday. Utiliser la source laser, un polariseur graduĂ© et le dĂ©tecteur photodiode Si. Attention au laser: ne pas regarder le faisceau laser directement, mĂȘme une puissance faible peut endommager l'Ćil.
b) Faire le montage montrĂ© sur la Fig. 14 avec le laser, le verre de Flint et le dĂ©tecteur photodiode et Ă©tudier la dĂ©pendance de lâangle de rotation en fonction du champ appliquĂ© (+B, et âB). DĂ©terminer la constante de Verdet pour le verre Flint.
c) Avec le mĂȘme montage Ă©tudier la dĂ©pendance de lâangle de rotation en fonction de lâĂ©paisseur d de l'Ă©chantillon (vĂ©rifier la relation Ξ ~ Vd ). Utiliser l'eau comme milieux actif et les porte-Ă©chantillons graduĂ©s en Ă©paisseur. Tenir compte de l'effet Faraday associĂ© aux parois du rĂ©cipient.
d) Etudier la constante de Verdet en fonction de la longueur dâonde, V(λ), pour diffĂ©rentes longueurs d'onde et discuter la relation de V avec dn/dλ. Pour cette Ă©tude on utilise une source de lumiĂšre blanche, de filtres spĂ©cifiques et le verre de Flint. L'observation de la rotation angulaire se fait directement Ă l'Ćil car l'intensitĂ© de la lumiĂšre est faible pour la sensibilitĂ© du dĂ©tecteur de Si.
e) Avant de faire le point d) il faut déterminer les caractéristiques spectrales de chaque filtre à l'aide du spectromÚtre de "Ocean Optics".
Références 1) Frédéric Mila, « Notes de cours de mécanique quantique I et II », EPFL 2005 2) http://www.spm.cnrs-dir.fr/abecedaire/pages/zeeman.htm. 3) F. Moulin, « Effet Zeeman» 4) © PHYWE SYSTEME GmbH, «The Zeeman effect 5.1.9», PHYWE series of
publications, D-3400 Göttingen 5) S. G. Lipson, H. Lipson & D. S. Tannhauser, « Optical Physics », 3rd Edition,
Cambridge University Press, 1995 6) Dudley H. Towne, «Wave Phenomena», Dover, 2003, pp. 188-191
7) J-Ph. Pérez, "OPTIQUE: Fondements et applications", Dunod, Paris 2000 8) P. Van den Keybus & W. Grevendank, «Nonresonant Faraday rotation in glassy
semiconductors », Physical Review B, Volume 33 number 12, 15 June 1986 9) Marc Pastre, «Lorentz, Biot âSavart, Hall: de la physique Ă la microĂ©lectronique, le
courant électrique mesuré sans contact par une puce», EPFL septembre 2005
10) University of Cape Town, "The Zeeman effect", Departement of physics, Physics 322S
11) http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/phyopt/fabry.html
BIBLIOGRAPHIE: BRUHAT â Optique BORN & WOLF â Principles of Optics FEYNMAN â Lectures on Physics BATES â Modern Magnetism
20 TP3 Notice: Effets magnétoptiques
ANNEXE 1: Utilisation de l'interféromÚtre de Pérot-Fabry dans le cas de l'Effet Zeeman Considérons l'Effet Zeeman normal sur la raie rouge du Cadmium: la fréquence de la raie émise en l'absence de champ magnétique est:
!! =!! ; ! = 643.847 !"
DĂšs l'application de champ magnĂ©tique, cette raie se transforme en un triplet, de frĂ©quence! !! â Î!; !!; !! + Î!. Or, Ă toute variation de frĂ©quence, Î!, correspond une variation de longueur d'onde Î!: Î! = â! !!
!! (a1)
L'interfĂ©romĂštre de PĂ©rot-Fabry permet de mesurer Î!. Rappel: L'interfĂ©romĂštre de PĂ©rot-Fabry est constituĂ© de deux lames de verre semi-argentĂ©es, distance de e.
La diffĂ©rence de marche (diffĂ©rence de chemin optique) entre deux rayons consĂ©cutifs de mĂȘme inclinaison ! est donnĂ©e par la relation: ! = 2! cos! (a2) Il en rĂ©sulte une diffĂ©rence de phase ! = 2! !
!, alors si:
! = 2!m â ! = m! avec m=0,1,2,3,.. entier. Donc on aura des anneaux brillants si les rayons sont en phase Ă la sortie de l'interfĂ©romĂštre On dĂ©finit l'ordre d'interfĂ©rence par la relation: ! = !
!= !! !"#$
! (a3)
alors l'ordre d'interférence au centre pour ! = 0 sera: !! =
!!!
(a4) mais !! n'est pas nécessairement un entier. Soit !! l'entier le plus voisin de !! par valeur inférieure (!! correspondant alors au premier anneau brillant en partant du centre). On peut poser: !! = !! + ! avec 0 < ! < 1; !=excédant fractionnaire (a5) Considérons maintenant le miÚme anneau brillant de rayon angulaire !! et angle incident !! , son ordre d'interférence est:
!! = !! âm = !! â m+ ! alors: !!! = !!! â ! m+ ! = 2! â !(m+ !) (a6)
mais, d'aprĂšs (a3) !!! = 2! cos!! = 2! 1â !!!
! (a7)
avec l'approximation cos! â (1â !!
!), pour des rayons angulaires faibles. En comparant (a6)
et (a7) on en tire la relation: !!! =
!!m+ ! (a8)
Donc pour toute variation Î! on aura une variation Î!!du rayon angulaire. Reprenons alors
2! cos!! = !! âm ! en dĂ©rivant on a:
â2! sin!! Î!! = !! âm Î! comme !! est faible, on peut admettre cos!! â 1 et sin!! â !! donc
!!! !!!!!! !!!m !!!!! !!!m ! !!Î!! = â !!
! (a9)
en replaçant (a9) dans (a1) on obtient Î! = â! !!
!!= !
!!!Î!! = !
!!!!
!!!!!
et, avec la relation (a8), Î! = !
!m+ ! !!!
!! (a10)
De plus, si !! est faible, alors on peut approximer le rayon de l'anneau m par !! â f !! oĂč f est la distance focale de la lentille; alors
!!~!! Î!!~Î!!
Finalement on obtient Î! = !
!m+ ! !!!
!! (a11)
Relation qui permet de calculer Î! Ă partir de l'observation directe des anneaux d'interfĂ©rence, dĂšs qu'on connaĂźt !. ANNEXE2: DĂ©termination de l'excĂ©dent fractionnaire ! a) MĂ©thode analytique: !!! =
!!m+ ! !!!!! = !
!m+ 1+ ! Ă !!!!! â !!! =
!!
!!!
!!!!! !!!!
= m+ ! = !!!
!!!!! !!!!
(a12) b) MĂ©thode graphique: !!! =
!!m+ ! ~ !!! !!! = Cte m+ ! (a13)
il faut reporter sur un graphique !!! en fonction de m et déterminer Cte et !.