Partie I : Quelques notions fondamentales et élémentaires de mécanique quantique

On réserve en général le terme de diffraction au phénomène dans lequel une onde rencontre un obstacle de dimensions comparables à sa longueur d’onde.

Dans l’expérience schématisée ci-dessus, un faisceau parallèle de lumière monochromatique de longueur d’onde l arrive de la gauche sur une plaque dans laquelle on a pratiqué une fente, perpendiculaire au plan de figure, de largeur d. La lumière passant pas cette fente, est détectée sur un écran placé à une distance L très grande de la fente. Le détecteur utilisé, une plaque photographique par exemple, est sensible à l’intensité reçue en chaque oint du plan.

1. Si d>>l, on observe sur l’écran une tache lumineuse conforme au principe de la propagation rectiligne de la lumière.

2. Si d @ ou plus petit que l, il se produit de manière notable, le phénomène de diffraction. Pour donner une application numérique, les ondes dans le visible ont un l de l’ordre de 0,4-0,8 mm ;le phénomène de diffraction devient visible dès que la largeur de la fente devient inférieure à 10-15 mm.

On observe un maximum très intense pour q=0, qui contient environ 90% de l’intensité totale, et des maxima secondaires, beaucoup moins intenses et disposés symétriquement autour du maximum principal. On peut calculer le champ électrique en chaque point de l’écran. L’intensité mesurée est proportionnelle à la valeur moyenne dans le temps (prise sur une période par exemple) du carré du module du champ électrique. Le résultat est le suivant :

où I0 est la valeur de l’intensité maaximum en x=0=q. On observe des minima pour dsinq=±nl avec n=1, 2, 3, …

et des maxima moins intenses pour :

NB : lorsque d<l, on ne peut observer qu’une partie de la tache centrale de diffraction, les valeurs de sinq devant toujours être =< 1.

De façon générale, le figure de diffraction obtenue après un obstacle de dimension d a une dimension angulaire de l’ordre de l/d. Pour un trou circulaire de diamètre d, la figure de diffraction est circulaire et l’angle qm, entre la position centrale et le premier minimum, est donné par.

Si d=10mm et l=0,6mm (radiation jaune), on a qm@0, 072 rad @ 4,2°. A 1 m du trou, le rayon de la tache est de l’ordre de 7,3 cm.

2. Le phénomène des interférences avec des fentes d’YOUNG (1803)

Figure 2 : Expérience des fentes de Young

Si D est plus grand que d, alors nous pouvons observer le phénomène d’interférences que nous allons décrire et qui est illustré sur la figure ci-dessus. Comme dans le cas d’un phénomène de diffraction, nous avons des maxima et des minima d’intensité lumineuse, mais cette fois les zones lumineuses et les zones obscures, appelées franges d’interférence, sont très fines, serrées et équidistante les unes des autres. Les bandes lumineuses sont aussi plus intenses que dans le phénomène de diffraction. Les interférences résultent de la superposition des ondes lumineuses émises par les deux sources cohérentes que constituent les deux fentes percées dans la plaque On observe des interférences constructives lorsque les deux ondes sont en phase en un point de la plaque ; et elles sont destructives dans le cas contraire. La séparation angulaire entre les maxima d’intensité lumineuse est de l’ordre de, où D est la distance séparent les deux fentes et l la longueur d’onde de la radiation. On trouve le résultat suivant :

où I0 est toujours l’intensité maximale correspondant à la diffraction par une seule fente : .

On observe :

1. Des oscillations rapides dues au terme cos²qui ne dépendent que de la distance D entre les deux fentes : ce sont les franges d’interférence dont nous avons parlé plus haut. La séparation angulaire entre les maxima ou les minima est de l’ordre de .

2. Enveloppant les oscillations précédentes, la courbe enveloppe comme on l’appelle en mathématiques oscille plus lentement. Sa largeur ne dépend que de la longueur d de chaque fente. La séparation angulaire entre les maxima ou les minima est de l’ordre de .

Pour que les oscillations soient observables dans la pratique, il faut que l soit un peu plus petit que D. Ainsi pour observer des interférences avec des rayons X dont la longueur d’onde est de l’ordre de 100 pm, il faut pouvoir disposer de sources cohérentes séparées d’une distance de d l’ordre de quelques centaines de pm.

Un cristal, qui est un assemblage régulier d’atomes,, convient parfaitement pour ce travail. Chacun de ses atomes diffuse les ondes qu’il reçoit et se comporte comme une source cohérente de lumière. Si l’on se place loin du cristal, on observe des interférences entre les ondes provenant de plans réticulaires différents : c’est ce que l’on appelle la diffraction de Bragg. Cette méthode est utilisée en cristallographie pour étudier la structure des cristaux. La figure de diffraction, appelée diagramme de LAUE (1942), permet de déduire la structure du cristal et de mesurer la distance séparant les atomes. La diffraction des rayons X est également utilisée en biologie moléculaire, et elle a permis en particulier d’établir la structure en hélice de l’ADN.

3. L’effet ZEEMAN (1896)

L’observation du dédoublement des raies spectrales en trois composantes par un champ magnétique (une raie à plus haute fréquence, une à plus basse fréquence et une à fréquence inchangée) a fourni une des premières estimations du rapport charge/masse de l’électron (une autre estimation ayant été faite par Thomson et Kelvin)

En 1896, ZEEMAN découvre que lorsqu’un spectre atomique est émis par une lampe soumise à un champ magnétique suffisamment élevé, chaque raie spectrale se divise en plusieurs composantes polarisées linéairement ou circulairement, avec des décalages en fréquence qui ne correspondent pas au calcul classique. Ce dédoublement est très général et peut être résumé comme l’action d’un champ électromagnétique sur les niveaux quantiques d’un système subatomique S (ion, atome, métal, défaut de Frenkel, …) et pas voie de conséquence, sur les radiations électromagnétiques en interaction avec S. Le cas où le dédoublement se fait en trois raies est appelé effet de Zeeman normal, tandis que si le dédoublement se fait en plus de trois composantes, l’effet sera appelé effet de Zeeman anormal.

Figure 3 : dédoublement des raies par effet ZEEMAN normal et anormal

On va supposer que les transitions entre les niveaux a et b et entre b et g respectivement sont permises, mais que la transition "directe" entre a et g est interdite par une règle de sélection. Comme les niveaux d’énergie sont fonction de B, la fréquence de raies spectrales correspondantes dépend aussi de B (déplacement ZEEMAN). Dans l’exemple de la figure 8, certains niveaux comme g restent simples en présence d’augmentation de B et on dira alors qu’ils sont non dégénérés. D’autres comme a et b vont se dédoubler quand B va augmenter, et on dira alors qu’ils sont respectivement quadruplement et triplement dégénérés en l’absence de champ, et que l’application de B lève leur dégénérescence. De la même manière que les transitions entre niveaux successifs est permise, les transitions entre sous niveaux successifs sont permises, du moment qu’elles sont en accord avec les règles de transition.

a) En champ faible (normal)

(A suivre)

b) En champ fort (anormal)

(A suivre)

4. L’effet PASCHEN-BACK

(à suivre !)

5. L’expérience de FRANK & HERTZ (1914)

Expérience décisive d’absorption d’énergie des électrons par des atomes de mercure, dont les résultats furent présentés en 1914 pour montrer la quantification des niveaux d’énergie prédite par Bohr. Elle consiste à bombarder de la vapeur de Hg par des électrons accélérés sous une différence de potentiel de l’ordre de quelques dizaines de volts.

Figure 4 : Expérience de Frank et Hertz

La figure 8 représente le diagramme schématique de l’expérience : une triode est remplie de vapeur de Hg sous faibles pression (1 mm), et un filament à la cathode émet des électrons. Un électron va arriver à la grille G avec l’énergie maximum EM=eV0 s’il n’a pas fait de collisions sur le parcours filament-grille. S’il fait une ou plusieurs collisions, alors deux cas apparaissent :

1. collision élastique : les électrons passent la grille G et sont collectés sur la plaque P et l’on détecte une augmentation du courant i dans l’ampèremètre I.

2. collision inélastique : si V0 dépasse un certain seuil VR, les électrons vont céder eVR dans une collisions au détriment de leur énergie cinétique et en conséquence ils ne pourront plus atteindre la plaque P, d’où une diminution du courant ;on observe ensuite des effets provenant de feux collisions successives, etc.

6. L’effet COMPTON (1923)

1904. Lors d’expériences de diffusion de rayons X par la matière, on a commencé à constater que ceux-ci étaient émis dans toute les directions. Il faut comprendre que bien que de nos jours cette diffraction peut sembler évidente (un rayon X n’est autre qu’une onde électromagnétique comme la lumière, à seule différence de sa longueur d’onde et fréquence, par conséquent, il semble naturel que les rayons X se difractent, de la même manière que la lumière) ; de ce temps la, on classait les différents types d’ondes électromagnétiques suivant leur pouvoir e pénétration dans la matière : plus le rayons pouvaient traverser de matière, plus ils étaient dits "durs" et réciproquement "mous") . On avait remarqué lors de ces expériences de diffusion que les rayons diffusés contiennent des composantes molles et que celles-ci se divisaient en deux catégories :

- une partie dépend de a lumière diffusante (phénomène de fluorescence).

- l’autre parte…bah, on ne sait pas alors expliquer son origine ne fait !

1909. BARKLA reprend ces expériences et constate les deux choses suivantes :

- la diffusion est plus importante en avant que en arrière.

- plus les radiations sont orientées vers l’arrière, plus elles sont molles.

g₂

1912. LAUE prouve en étudiant cette diffusion à travers un cristal que ces radiations sont des ondes électromagnétiques de longueur d’onde comprise entre quelques angströms et quelques dizaines d’angströms.

1914. BRAGG apporte un support plus théorique en démontrant ce qui deviendra la fameuse formule de BRAGG : nl = 2asina qui permet de déterminer la distance a entre les plans réticulaires d’un cristal lorsque l’on connaît la longueur d’onde des rayons X incidents.

1923. Cette dernière expérience va permettre à COMPTON de reprendre les expériences de BARKLA en mesurant la longueur d’onde des rayons X diffusés. Le dispositif expérimental est présenté à la figure suivante. q est un angle quelconque suivant lequel on fait l’observation

Figure 5 : Dispositif du l'expérience de Compton

7. L’expérience de GERMER & DAVISSON (1927)

Cette expérience va permettre de confirmer l’hypothèse de DE BROGLIE suivant laquelle toute particule a un comportement ondulatoire, et par conséquent il serait donc possible d’observer des phénomènes de diffraction en partant d’un faisceau de corpuscules. C’est bien ce que DAVISSON et GERMER ont constaté lorsqu’ils réalisèrent la première expérience de diffraction d’un faisceau d’électrons monocinétiques par un monocristal de nickel.

Figure 6 : Expérience de DAVISSON ET GERMER

Envoyons un faisceau de rayons X sur une poudre cristalline . On remarque alors, après développement de la plaque photographique faisant écran des anneaux de diffraction appelés anneaux de DEBYE-SCHERRER qui sont parfaitement décrits par la formule de BRAGG citée plus haut : nl=2asin(b/2) où a est la distance entre les plans réticulaires du cristal et n est l’odre des anneaux.

Recommençons maintenant l’expérience en envoyant sur la poudre cristalline un faisceau monocinétique d’électrons : on constate alors que l’on observe une figure de diffraction semblable à celle observée avec les rayons X. Cette expérience est la confirmation de l’existence d’une onde associée aux électrons. De surcroit, si on mesure la quantité de mouvement p des électrons et leur longueur d’onde l à partir des anneaux de diffraction, on trouve : l=h/p.

Cette remarque expérience permet de se faire une idée concrète des hypothèses fructueuses de Louis DE BROGLIE.

8. L’effet TCHERENKOV (1934)

Introduction. Cet effet apparaît lorsque des particules voyagent plus vite que la lumière dans un milieu réfringent et transparent, en provoquant une sorte de bang super sonique dans le champ électromagnétique :

Figure 7 : l'effet TCHERENKOV

Le passage de particules chargées à travers la matière donne lieu à des interactions de natures diverses, l'une d'elles étant l'émission de radiation électromagnétique appelée effet Tcherenkov. Dans les milieux transparents, cet effet apparaît sous la forme d'un éclair de lumière dont les rayons sont émis dans des directions liées à la trajectoire et à la vitesse de la particule. Cette émission très particulière revêt certaines caractéristiques des ondes de choc qui ne se produisent que lorsque la vitesse de la particule dépasse la vitesse de la lumière dans ce milieu.

Les particules fournies par les accélérateurs des centres de recherche ou provenant du rayonnement cosmique ne sont observables que par leurs interactions. L'effet Tcherenkov en est une et sert de base à des méthodes aussi précises que variées de mesure des propriétés de ces particules. Il est à l'origine de nombreuses découvertes (dont celle de l'antiproton), et la plupart des expériences de physique des particules fondamentales font appel à des détecteurs Tcherenkov dont nous parlerons brièvement ci-dessous.

Dès les débuts de la radioactivité, on avait observé que les solutions de sels de radium émettent une faible lueur bleutée. Le rayonnement nucléaire d'une préparation de radium au voisinage de liquides ou de solides transparents suffit à provoquer cette émission de lumière. MALLET L. avait déjà montré vers 1929 que cet effet n'était pas une luminescence, mais c’est aux physiciens TCHERENKOV Pavel Alexeïevitch et VAVILOV Sergey Ivanovich que revient l'honneur d'avoir établi à partir de 1934 les propriétés fondamentales de ce phénomène qui ont mené à son interprétation:

§ l'émission de lumière se produit dans tous les liquides ou solides transparents sous la forme d'un spectre continu, contrairement aux phénomènes de phosphorescence;

§ la lumière, fortement polarisée, est émise dans la direction du rayonnement en provenance de la préparation radioactive.

Guidés par ces données expérimentales, les théoriciens russes FRANK Ilya M. et TAMM Igor Ievghenievitch proposèrent une théorie qui, s'appuyant sur l'électrodynamique classique, expliquait toutes les propriétés observées de cette radiation et en prédisait même de nouvelles.

Description. Lorsqu'une particule chargée se déplace dans un milieu transparent (verre, liquide, gaz), ce déplacement agit sur les champs électrique et magnétique comme une série d'éclairs successifs; un peu comme les lampes d'une guirlande qui s'allument à tour de rôle, donnant l'impression qu'elles se déplacent le long du fil de support. Dans tout phénomène vibratoire, et la lumière en est un, une série de tops ou d'éclairs est équivalente à une série de sources émettant également sur toutes les fréquences, chacune étant décalée différemment dans le temps. Ce décalage Dt introduit pour chaque fréquence n et pour chaque source un décalage de phase Dj = 2.p. n.Dt. Dans notre cas, le décalage en temps est le temps que met la particule pour aller d'un point à un autre de sa trajectoire, c'est-à-dire le temps L/v, L étant la longueur parcourue dans le milieu transparent et v la vitesse de la particule. Si un observateur regarde la particule venant vers lui avec un angle q, il verra ces sources fictives avec un retard supplémentaire dû au temps que met la lumière pour venir jusqu'à lui. Ce retard diminue quand la particule se rapproche. Ainsi, cet observateur verra une série de sources ou d'éclairs émettant successivement et se décalant comme , où c est la vitesse de la lumière dans le vide et la vitesse de la lumière dans notre milieu transparent, n étant l'indice de réfraction du milieu. Lorsque la particule a une vitesse supérieure à la vitesse de la lumière dans le milieu transparent, on peut trouver un angle d'observation pour lequel ces deux effets se compensent exactement:. Alors, toutes les sources fictives sont synchronisées, il peut y avoir détection de lumière et il y a émission de lumière Tcherenkov. Dans tous les autres cas, les variations des champs électrique et magnétique en provenance des sources agissent en désordre et s'annulent globalement par interférence, et rien n'est visible. La condition d'émission Tcherenkov s'écrit habituellement:, où . Cet angle q pour lequel la condition est réalisée s'appelle l'angle Tcherenkov. Une telle condition ne peut exister que si v > c/n, autrement dit si la vitesse de la particule est plus grande que la vitesse de la lumière dans le milieu. Cette condition est impossible à réaliser dans le vide où n = 1.

La lumière Tcherenkov est directement liée aux constantes fondamentales de la physique. Toutes ces caractéristiques sont connues. Comme l'indice de réfraction est facile à mesurer par des méthodes classiques, la lumière Tcherenkov permet une mesure directe de la vitesse des particules. Les équations de Maxwell, qui lient les charges électriques en mouvement au champ électrique et magnétique, sont les seules nécessaires pour décrire complètement le phénomène.

Le phénomène est dû à la brusque apparition d'un courant ou d'une charge en mouvement en un point de l'espace. Le champ électrique est donc dans le plan contenant la trajectoire et l'observateur, le champ magnétique est perpendiculaire à ce plan. La lumière est totalement polarisée. L'intensité lumineuse est donnée par le produit des projections des champs électrique et magnétique sur le plan perpendiculaire à la ligne de propagation de la lumière. Cela donne immédiatement une dépendance en sin2q du nombre de photons émis. Les équations de Maxwell sont simples lorsqu'on considère des fréquences fixes. Elles donnent la valeur exacte du flux d'énergie rayonné. Ce flux peut être converti en nombre de photons grâce à la constante de Planck qui lie la fréquence d'un photon à son énergie. Lorsqu'on tient compte de tous les facteurs géométriques et des correspondances entre les unités, le nombre N.Dn de photons pour un intervalle de fréquence Dn est, où L est la longueur dans le milieu transparent souvent appelée radiateur, Z le nombre de charges élémentaires possédées par la particule, et a la constante de structure fine () et h la constante de Planck.

Lumière Tcherenkov et astrophysique. Avec l'avènement des satellites et des nouveaux moyens de détection au sol, les astronomes ont accru considérablement leur possibilité d'observation en détectant des photons d'énergie de plus en plus haute. On est passé grâce aux satellites de la lumière ultraviolette (10 eV) aux rayons X (103 eV) puis aux rayons g de l'ordre du gigaélectronvolt. Plusieurs sources ponctuelles de rayons g ont été découvertes. Certaines sont des galaxies à noyau actif, d'autres sont des étoiles à neutrons ou pulsars. Les galaxies avec un noyau actif semblent émettre des rayons g de toutes énergies; leur mécanisme de production n'est toujours pas compris. Les étoiles à neutrons, qui sont très compactes, tournent extrêmement vite (1 000 tours par seconde) et sont le siège de champs électrique et magnétique gigantesques permettant d'accélérer des particules à des énergies phénoménales (100 TeV; 1 TeV = 1012 eV). Dans ces deux cas, il est très intéressant de mesurer les rayons g du cosmos au-delà de 100 GeV, ne serait-ce que pour comprendre la raison de ces émissions. Ces énergies sont inaccessibles aux satellites, car elles nécessitent des masses considérables pour les détecter et les mesurer. En revanche, grâce à la lumière Tcherenkov, ces rayons g sont détectables et mesurables avec des détecteurs au sol: les rayons g de l'ordre du téraélectronvolt génèrent dans la haute atmosphère une gerbe d'électrons positons qui se propage jusqu'au sol. Ces électrons ou positons sont tous hautement relativistes et restent dans l'alignement du g initial. Ils émettent de la lumière Tcherenkov vers le sol. Cette lumière est importante. Un g de 1 TeV envoie au sol environ 3106 photons dans le visible répartis sur un cercle de 120 mètres de rayon. Le nombre de ces photons est proportionnel à l'énergie du rayon g. Avant de toucher le sol, ils sont répartis sur la surface du cône Tcherenkov. Ce cône a la forme d'un parapluie largement ouvert de 1 mètre d'épaisseur et de 120 mètres de rayon. Son manche serait dans la direction du g initial, et donc aussi dans la direction de l'étoile ou de la galaxie source. La lumière Tcherenkov est collectée par un ou plusieurs miroirs vers des détecteurs (photomultiplicateurs) capables de mesurer de très faibles intensités lumineuses produites durant des temps extrêmement brefs (10 nanosecondes, 10-8 s). La brièveté est capitale, car elle permet de distinguer la lumière Tcherenkov de toutes les autres sources lumineuses qui sont généralement continues. Certaines expériences utilisent un très grand miroir de collection (75 m2 pour le détecteur du mont Hopkins en Arizona. D'autres éparpillent les collecteurs de lumière (18 miroirs de 0,5 m2 pour l'expérience Thémistocle à Targasonne, dans les Pyrénées) qui analysent le cône Tcherenkov plus en détail. Ces deux types d'expériences déterminent la direction de la gerbe par la forme du cône Tcherenkov et son énergie par le nombre de photons collectés. Un grand miroir peut se contenter d'un nombre plus réduit de photons pour identifier un g; son seuil d'énergie est de 300 GeV environ. Les expériences utilisant de nombreux détecteurs dispersés nécessitent au moins 3 TeV (3 ´ 1012 eV) pour faire une détection, mais sont plus précis dans la mesure de l'énergie et de la direction.

9. L’expérience de STERN & GERLACH

(à suivre !)

10. L’effet CASIMIR (1948)

L’effet Casimir se manifeste sous la forme d’une force attractive très faible entre deux plaques métalliques extrêmement proches situées dans une cavité vide résonnante (boîte métallique hermétiquement fermée) en absence de champ électromagnétique.

Selon la théorie classique de l’électromagnétisme et la mécanique classique, les deux plaques devraient rester immobiles puisqu’il règne dans la cavité un vide absolu de tout champ, et par conséquent aucune force n’agit sur les plaques (à part la force de gravitation sui attire tous les corps entre eux, mais celle –ci est extèmement faible). Pour pouvoir se mouvoir, les plaques métalliques ont besoin d’énergie qu’elles ne peuvent puiser nulle part.

L’effet Casimir est un pur résultat de la théorie quantique des champs. Il a été imaginé et calculé par le physicien hollandais Hendrick Casimir en 1948.

Selon la théorie quantique des champs, le champ électromagnétique (et ceci est d’ailleurs applicable à tous les champs quantiques) possède des états d’énergie différents. L’état de plus basse énergie - l’état fondamental - correspond à l’absence de quanta d’énergie (les photons dans le cas du champ électromagnétique) ou en d’autres termes, le vide. Le premier état « excité » est l’état à un quantum d’énergie ou à un photon. Le second état excité est l’état à deux photons, et ainsi de suite.

Cependant, la représentation que donne la théorie quantique des champs du vide est pour le moins paradoxale. Ce vide est en fait bourré d’énergie qui n’est pas « matérialisée » sous forme de particules. Toutefois, sur de courtes durées, cette énergie peut se matérialiser en particules ou quanta dont la durée de vie est très brève. On les appelle des particules virtuelles. Quoique étant qualifiées de virtuelles, les effets de ces quanta (des photons dans notre cas) sont bel et bien réels.

Dans la cavité, des quanta virtuels (des photons virtuels) vont donc spontanément « émerger » du vide. Le spectre des longueurs d’onde de ces photons est continu mais du fait que la cavité est fermée, la plupart des fréquences vont être destructives et finalement seules quelques fréquences particulières (appelés modes de résonance) vont subsister dans la cavité suite à l’apparition en régime stationnaire d’ondes stationnaires. C’est là le phénomène classique de résonance dans une cavité résonante. Les modes de résonance sont caractérisés par le fait que la longueur d’onde du mode est un sous-multiple entier de la distance qui sépare les faces de la cavité. Le nombre de modes autorisés est donc proportionnel à la distance qui sépare les faces de la cavité.

Dans la configuration qui nous intéresse, il s’établit des résonances entre les faces de la cavité et les plaques et entre les plaques elles-mêmes. Si la distance entre les plaques est inférieure à leur distance avec les faces de la cavité, alors il existera davantage de modes de résonance entre les faces de la cavité et les plaques, qu’entre les plaques elles-mêmes. La pression de radiation qui s’exerce sur les faces "internes" des plaques est donc inférieure à celle qui s’applique sur leurs faces "externes". Il en résulte une force très faible qui rapproche les plaques l’une vers l’autre.

Bien que prédit depuis 1948, cet effet n'a été observé expérimentalement pour la première fois qu'en 1997. Pour être rigoureux, il faudrait faire intervenir les quanta de tous les champs quantiques existants. Mais ces champs requièrent beaucoup d’énergie pour se matérialiser à partir du vide ce qui se traduit par une faible probabilité de matérialisation des quanta associés comparativement au champ électromagnétique. Par conséquent, leur contribution à l’effet Casimir est très largement négligeable.

L'effet Casimir montre qu'avec du vide, il est possible de générer du mouvement. En cela il constitue une violation majeure du principe classique de conservation de l'énergie et permet de mesurer combien la physique quantique peut être déroutante!

11. L’effet STARK

Sous l’action d’un champ électrique, les niveaux d’énergie d’un atome sont perturbés, et par conséquent, les raies émises par cet atome seront modifiées. Elles sont composées en plusieurs raies dont la "raie moyenne" peut être déplacée par rapport à la raie initiale. Cet effet, qui est analogue à l’effet ZEEMAN, est cependant beaucoup plus complexe à observer, car une source lumineuse est le plus souvent composée d’un gaz partiellement ionisé dans lequel le champ électrique qu’on peut appliquer est limité par la conductivité.

C’est en 1913 que J. STARK et A. LO SURDO purent mettre en évidence cet effet séparément. LO SORDO qui utilisait le même champ électrique pour créer la décharge et l’effet, ne pouvait faire que des études quantitatives. STARK utilisait 2 champs différents, et les ions excités dans la décharge passaient entre deux électrodes fournissant le champ perturbateur. Actuellement, l’étude de l’effet STARK se fait avec le calcul des perturbations, et on montre que la décomposition des niveaux se fait avec levée de dégénérescence sur le nombre quantique m_l et que l’écart entre la raie initiale et le niveau perturbé peut s’écrire : DW = aE +bE² +cE³ + …où E est le coefficient du champ électrique et les coefficients a, b, c, … des coefficients dépendant des nombres quantiques.

Un cas particulier est celui des ions hydrogénoïdes où a est prépondérant par rapport aux autres, ce qui fait que la dépendance devient linéaire. Pour la raie de BALMER par exemple, pour une longueur d’onde de 486 nm et un champ d’intensité 100 000V/cm, la séparation entre les composantes extrêmes sera de 3 nm. Pour des atomes à 2 électrons optiques ou plus, l’effet STARK est quadratique (proportionnel au carré du champ électrique), et il apparaît alors un décalage vers le bleu ou le rouge suivant les raies.

Cet effet est important en physique des plasmas, car les atomes émetteurs sont dans le champ créé par l’ensemble des ions et des électrons environnants. Ce champ est variable dans le temps et dans l’espace (évolution du plasma et micro-instabilités), et on observe souvent un profil "moyen". Cependant, on peut arriver à calculer à partir de ce profil moyen, ma répartition du champ électrique, et par conséquent, la densité électronique dans le plasma. Cette méthode, bien qu’approximative, reste quand même utilisée dans les cas où le plasma est inatteignable (dans l’espace par exemple) ou alors qu’on ne veut pas le perturber.

12. L’effet tunnel

(à suivre !)

13. L’effet DOPPLER

(à suivre !)

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