Non existence d'un spin des photons

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Non existence d’un spin des photons

A. Kastler

To cite this version:

A. Kastler. Non existence d’un spin des photons.

J. Phys. Radium, 1931, 2 (5), pp.159-164.

�10.1051/jphysrad:0193100205015900�. �jpa-00233060�

NON EXISTENCE D’UN SPIN DES

PHOTONS ;

par A. KASTLER.

Sommaire. 2014 Le principe de sélection du _quantum azimutal et le _{parallélisme que} la _mécanique ondulatoire établit entre électrons et _{photons suggèrent} l’idée de l’existence d’un spin des _{photons correspondant à} celui des électrons. On _peut supposer une relation entre l’orientation des axes des spins corpusculaires et l’état de polarisation de l’onde associée. L’observation de _{l’absorption} des composantes 03C3 dans l’effet Zeeman transversal fournit une _expérience cruciale pour ou contre le _spin des _photons. Cette _expérience réalisée une première fois par R. Frisch sur la raie de résonance du mercure a donné un

résultat _négatif (pas de spin du photon). L’auteur a _{repris l’expérience} sur les raies D du sodium et a pu confirmer le résultat de Frisch. Il insiste sur _{quelques conséquences} du résultat négatif trouvé.

1. Posi,tion du

_{problème. -}

Le

_principe

de sélection de RubinoBvicz et Sommerfeld

montre _que l’émission ou

_{l’absorption}

_{de lumière par} un atome

_{s’accompagne}

d’un saut

£LTi - ± 1 du

_quantum

azimutaL Du

point

de vue de la «

Kugelstrahlung

»

(émission

d’une

onde lumineuse

_sphérique

_par un seul

_atome)

cette condition

_apparaît

comme une

consé-quence de la conservation du moment

cinétique

(moment

de la

_quantité

de

_mouvement)

du

»ystène

atome-éther. Pendant l’émi.ssi.on d’une onde lumineuse l’orbite

_{électronique}

de l’atome

_perd

une

_partie

de son moment

_cinétique,

et cette

_partie

est transmise à l’onde émise.

_L’échange

de moment

_cinétique

entre l’atome et l’éther est

_égal

à

L’échange

inverse a lieu

_{pendant l’absorption (~).}

Les considérations

_{précédentes}

_transposées

dans la théorie de la «

_{Nadelstrahlung}

»

(émission dirigée

de

_photons)

_{font supposer que dans l’émission lumineus.e la variation de} moment

_cinétique

de l’atome est transmise au

_photon

individuel

_éjecté

_qui

restituerait ce

moment

_cinétique

à un autre atome _{dans le processus}

_{d’absorption.}

La

_règle

de sélection attribuerait donc au

_photon

individuel un moment

_cinétique

ou

_spin

_{qu’on peut}

,

représenter

par un vecteur

_ayant

la

_symétrie

d’un

_cylindre

tournant.

Des considérations de

_symétrie

nous

_suggèrent

alors l’idée d’établir une

_{correspondance}

entre l’orientation dans

_l’espace

des vecteurs

_spin

des

quanta

de lumière et l’état de

polari-sation de l’onde lumineuse. Dans la lumière naturelle les axes de

_spin

des

_photons

seraient

orientés au

_hasard,

dans la lumière

_polarisée

les vecteurs

_spin

seraient tous

_parallèles

entre

eux : vecteur I

_parallèle

au _{rayon lumineux dans la lumière}

_{polarisée circulairement,}

( 1 ) SOMMaRFBLD, Atomban und _{Spektrallinien,} wellentheorie ùnd _{Quantenibeorie. Erhaltùng} yom

Impulsmoment. Auswahlprinzip und Polarisationsregel.

160

vecteur I

_{perpendiculaire}

au rayon lumineux et confondu avec le vecteur

_magnétique

de l’onde dans la lumière

_{polarisée rectilignement (i).}

De même

_qu’il

existe deux sortes de lumières

polarisées

circulairement,

gauche

et

droite,

correspondant

à des sens

_opposés

du vecteur

_I,

de même nous

_prévoyons

l’existence

de deux sortes de lumière

_{polarisée rectilignement}

a

et ~

qui

se

_distinguent

_{par le} sens des

vecteurs I. La lumière

_rectiligne

ordinaire

_{(par exemple}

celle obtenue à l’aide d’un

_nicol)

serait un

_mélange

de a et

_,3.

Mais nous

_pourrions

obtenir isolément l’un ou l’autre

état,

par

exemple

l’état a,

en diffusant de la lumière circulaire

_gauche

_{par des atomes}

_{isotropes (gaz}

inertes)

et en observant à

_angle

droit la lumière diffusée. Dans cette diffusion l’orientation du vecteur I des

_photons

déviés ne doit en _{effet pas}

_changer.

Si nous éclairions avec de la

lumière circulaire

droite,

nous recueillerions au contraire de la lumière

_{dillusée $ (2).}

Cette

_conception

du «

photon

tournant » nous est encore

_suggérée

d’une manière

_plus

générale

par le

parallélisme

que la

mécanique

ondulatoire établit entre

_photons

et électrons et par le dualisme des

aspects

onde et

_corpuscule

de ces deux êtres

_physiques.

Les

_analogies

nombreuses entre l’électron et le

_photon

_(vibration

_interne,

masse,

quantité

de

_mouvement)

nous amènent en effet à

_envisager

le «

_photon

tournant » comme

_pendant

de l’ « électron tournant ~. Et dans les deux domaines on est tenté de faire

_correspondre

à l’orienta-tion dans

_l’espace

des vecteurs

_spin

des

_corpuscules

l’état de

_polarisation

de l’onde associée.

Pour les électrons cette

_{correspondance}

entre

_spin

et

_polarisation

de l’onde

électro-nique

a été affirmée

_déjà

de

_plusieurs

côtés

_depuis

_que

_Rupp

nous a fait connaître des ondes

électroniques polarisées (3).

Existe-t-il une

_expérience

décisive

_permettant

d’affirmer ou de

_rejeter

cette

_hypothèse

du «

spin

des

photons

» et sa relation avec l’état de

_polarisation

de la lumière’?

_Oui,

cette

expérience

consiste à observer

_{l’absorption}

des

_{composantes c}

dans l’effet Zeeman trans-versal.

Plaçons

une source de lumière

_(source

émissive

_A)

dans un

_champ

_magnétique

_H,

et observons

_{l’absorption}

de la lumière

_qu’elle

_{émet par} une source absorbante B

identique

à A et

_placée

elle aussi dans un deuxième

champ magnétique

H2

_identique

et

parallèle

au

premier.

Dans l’observation

_{longitudinale (parallèlement}

aux

_champs)

on observe deux ou

plusieurs

composantes T

de

_polarisation

circulaire inverse et

_{l’absorption}

_{n’a lieu que si le}

champ

est

_égal

à

H1

et de 1nême sens.

_{L’absorption}

cesse si l’on renverse le sens du deuxième

_champ.

En

_effet,

dans ce cas les sens de circulation des

_{composantes,7}

de même

fréquence

ne se

_{correspondent plus}

dans les deux sources. Cette conclusion se trouve d’ailleurs confirmée par une

_{expérience déjà}

ancienne de M. Cotton

_qui

avait

_envoyé

un

spectre

continu de lumière circulaire à travers une flamme absorbante

_placée

dans un

champ

magnétique.

Seule la

_composante

c de même sens de circulation absorbe la lumière incidente et

_apparait

comme raie renversée

_(1).

Mais pour le

problème qui

nous

_{préoccupe ici,}

l’observation

_{perpendiculairement}

aux

champs

est d’un intérêt

_particulier.

Dans l’effet Zeeman transversal nous observons à côté

d’une ou

_plusieurs

_{composantes w}

vibrant

_{parallèlement}

au

_champ,

des

_composantes

c

vibrant

_{rectilignement perpendiculairement}

au

_champ.

Ces vibrations c sont en

_quelque

sorte les vibrations circulaires observées dans l’effet

_{longitudinal,}

et vues maintenant par

la « tranche ». Elles

_{correspondent}

donc les unes à l’état a, les autres à l’état

r.

Lorsque

les deux

_champs

11,

et

82

auront même sens, la source B absorbera évidemment (~) Une telle _hypothèse avait déjà été formulée par Henriot, Bulletin de la Classe des Sciences de l’Ac. Royale ~ de

_Belgique,

t. 15 (19~9), p. 81.

(q) Remarquons cependant que la différence entre les deux états ce et ~ de lumière rectiligne serait

moins _{profonde que celle qui} existe entre des lumières circulaires _gauche et droite. La différence entre ces

deux dernières est en effet absolue (non superposables) alors que la différence entre a et ~ n’existe que rela-tivement à l’observateur _qui recueille la lumière.

(-3) E. Rupp. Z.

_{Physik, 61}

(19), p. 158. - FuEs et HBLLMANN.

Physik Z., 3’1 (1930), p. 465. - HALPERI{. .

Z.

_Physik,

67 (t 931), p. 32u : « nie Polarisation einer MaterieBvelle aÙsRert sich im Sinne der Dirac-schen

Theorie dùrch die _{Orientierùng} des _Spinvektois des Elektrons. »

la lumière émise

_{par A.}

_{Mais que} se

_{passera-t-il lorsqu’on}

renversera le sens du

_{champ H2 J?}

La théorie

_{électromagnétique classique}

veut

_qu’il

_{y ait} encore

_absorption.

Mais si nous

admettons l’existence d’un

_spin

des

_photons,

_{l’absorption}

ne devra

_plus

se

_produire

_pour

des

_champs

_{antiparallèles.}

En

effet,

dans ce cas les moments

_cinétiques

des électrons de même

_fréquence

sont

_opposés

dans les sources émissive et absorbante.

_{L’expérience}

seule pourra décider entre les deux

points

de vue et son résultat

_permettra

de se _{prononcer pour} ou contre

_{l’hypothèse}

d’un

_spin

des

_{photons (1).}

Cette

_expérience

a été réalisée une

_première

_{fois par R. Frisch} sur la raie de résonance du mercure et a fourni un résultat

_{négatif (pas}

de

_changement

dans

_{l’absorption}

lorsqu’on

renverse le

_champ

_H2).

J’ai tenu à

_reprendre

_{l’expérience}

en variant les conditions :

_champs

magnétiques

de 3 à 7 000 gauss, raies D du

sodium,

observation à travers un _{nicol pour}

éliminer les

_composantes

tu.

2. Partie

_{expérimentale :}

_Absorption

des

_{composantes ci}

dans l’effet Zeeman

transversal des raies D du sodium. - L’écart Zeeman normal

_correspond

à

~ ~u ~

0,047

cm-1 pour un

_champ

H = ₁ 000 gauss.

L’écart entre les 2 raies

_{D1 -}

5896 A et

_{DZ ~-.}

5890 À

_17,3

cm-1. Dans les

champs

accessibles l’effet _{Zeeman anormal n’est donc pas troublé par l’effet}

Paschen-Back.

-

L’effet Zeeman anormal des raies D se fait

_d’après

le schéma suivant :

L’écart des

_{composantes 5}

est donc

_supérieur

ou

_{égal à}

l’écart normal. Pour obtenir

une

_séparation

convenable des

_composantes

_Zeeman,

il faut

_employer

des

_champs

magné-tiques

assez _{forts pour que cet écart soit}

_supérieur

à

_{l’épaisseur}

des raies. La

_largeur

des raies d’une flamme étant de l’ordre de

0,2 cm-1,

il est bon

_d’opérer

duns des

_champs

de 6 à 8 000 gauss

lorsque

les sources A et B sont des flammes de sodium.

Lorsqu’on

utilise la résonance

_optique,

on

_peut

obtenir un résultat net dans des

champs

beaucoup plus

faibles,

à cause de la finesse des raies de résonance. La

largeur

des raies de

résonance est due

_uniquement

à l’effet

_{Doppler-Fizeau}

et c’évalue ainsi à

_0,07

cm-1. Il suffit donc

_d’opérer

dans des

_champs

_{de 3 000 gauss. Il n’est pas bon d’aller}

_au-delà,

la flamme excitatrice ne couvrant

_plus

dans des

_champs

_trop

forts.

J’ai eu à ma

_{disposition ’2}

électro-aimants

_identiques

_{type Weiss,}

_petit

_modèle,

me

donnant facilement les

_champs

nécessaires. Leurs

_{caractéristiques}

ont _{été établies par} un

fluxmètre. Une mesure absolue des

_champs

a été faite avec une balance de Cotton. Les

pièces polaires

étaient des

_{cylindres plats}

de 6 cm de diamètre. Les entrefers avaient une

épaisseur

de 2 à

3,6

cm. Les deux

_champs

étaient ainsi suffisamment uniformes. Les élec-troaimants étaient

_placés

côte à

_{côte ;}

les centres des entrefers étant distants d’une tren-taine de

centimètres,

les deux

_champs

ne se _{troublaient pas mutuellement. Je n’ai fait que}

des observations sur l’effet Zeeman transversal.

Les

_expériences

ont été effectuées de deux manières différentes :

a)

Avec des

_flamrnes

de sodium. - La source A était obtenue en colorant faiblement la flamme d’un chalumeau

_gaz-oxygène

_par une

_baguette

_{de pyrex amenée} au contact de la flamme. La source B était obtenue en volatilisant du bromure de sodium dans la flamme

bleue d’un bec Bunsen. Une

_petite

lentille donnait une

_image

réelle de la flamme A à

l’empla-(1) Les idées _{précédentes} avaient été développées par l’auteur au début de l’année 1930 et communiquées par lui, en février 1930, à 1B"1. Eugène Bloch, professeur à la Sorbonne qui l’engagea à faire l’expérience. Sa réalisation _ayant été retardée par des difficultés matérielles, l’auteur a été devancé _{dans cette voie par} R. Frisch, Zur Drehimpulsbilanz bei Lichtemissionsvorgàngen, Z. _Physik, 61 (f930), p. 626. Cet auteur,

partant d’une idée _analogue, avait conçu et réalisé la même expérience. La priorité de _publication du _sujet appartient donc à 11~. Frisch.

162

cement de la flamme B. La flamme B et cette

_image

de A s’observaient à travers un

_prisme

de Nicol à

_champ

normal

_qui

ne laissait passer que les vibratiuns

_{perpendiculaires}

aux

champs

magnétiques

(composantes

zj.

En

_réglant

convenablement l’intensité des

_flammes,

on se détacher nettement le bord noir a¡bsorbani de la flamme B sur le fond clair de

l’image

de A. La méthode consiste ensuite à observer

_l’aspect

de ce bord

_lorsqu’on

modifie les

_{champs magnétiques (méthode}

de

En créant le

_premier

_champ,

_H,,

on voit

_{disparaître presqu’entièrement}

la bande noire

qui

borde la flamme B. Mais cette ‘bande noire

_réapparaît

_lorsque

l’on excite à son tour le deuxième

éle-ctroaimant,

et ceci soit le sens du

utibli4sé d’es

_champs

_{de ’7 200 gauss.}

b)

En utilisant la résonance

_optique.

- En _se servant de la résonan.ce

optique

de la vapeur de

sodium,

on

_peut

obtenir un résultat très net dans des

_{champs plus}

faibles. J’ai

opéré

dans ce cas avec succès dans des

_champs

_{de 3 000 gauss. La} source émissive A était constituée par un

_petit

tube scellé en verre contenant du sodium

_{métallique purifié}

par distillation dans le vide. Ce tube était éclairé par une flamme de sodium intense obtenues

en introduisant une

_baguette

de pyrex dans un chalumeau

_{gaz-oxygène.}

. Fig. 4.

F, flamme de sodium

C, Candenseur N, icoL

La lumière du chaftnjianeau _{était ’ciMiceatTée par} un condenseur SliT tube A

_{palace dans}

l’entrefer

Ri,

Il suffisait de chauffer ce tuibe doucement da;u’i; l.a flamme cl’NJ!l trec Bunsen lui 1*ire ’émettre une Lumière de résonance

_{persistant pendant plusirara}

mi’Nlutes let

kenltemeilllt

_pendan»t

le refroidissf,-ment du tube. IOette source de l’bsooanoe

observée à travers un nicol et un deuxième tube scellé B

_{plus large,}

contenant

_également

du sodium pur et

plaoé

dans l’enrtremer

H2

du deuxième électro-aimant.

Les deux tubes étélient«hauffés

_{simultanément,}

_puis

l’on

_procédait

à l’observation. En l’absence de

_{c’hamps magnétiques}

A était invisible à traverse B. La lum.iére de résonance émise par A était donc

irtégralement

absorbée par B. En établissant alors le

champ

Hi ,

’0n

L’établissement du deuxième

_champ

_Hz

_éteignait

de nouveau le tube

A,

et rétablissait ainsi

_{l’absorption}

et ceci

_quel

_{que soit le} sens du

_champ

_{~~ (1).}

3. ~

_{Conséquences théoriques. -}

Ces

_expériences

donc eîztièrentent le résultat de Friscfi :

_{t absorption}

des

_composantes

ci dans

l’effet

Zeeman transversal est

indé-pendante

du sens

_relatif

des

_champs

_{nzagnétiques}

_Hl

et

H2.

La

_{dissymétrie qui}

se

_manifeste

dans

_l’effet

Zeeman

_longitudinal

_lorsqu’on

des

_champs

ne se ¡révèle pas dans

l’effet

transversal..

Ce résultat

_qui

est en accord avec la théorie

_{électromagnétique classique}

condamne

l’hypo-thèse du morreent

_cinétique

des

_photons.

Frisch montre dans son

_mémoire,

cité

_plus

_haut,

Fomment

on

_peut

_{essayer de concilier} ce résultat avec le

_principe

de conservation du

moment

_cinétique

dans l’émission et

_{l’absorption}

_{de la lumière par} un atome. Je voudrais insister ici sur les

_{conséquences}

de ce résultat

_négatif

_{pour la structure même de la}

lumière.

L’analogie

entre

_{l’électron}

et le

_photon,

mise en _{lumière par L. de}

_Broglie,

ne _{doit pas}

être

_exagérée.

Le

_{parallélisme qui}

existe entre ces deux êtres

_{physiques (masse, quantité}

de

mouvement,

vibration interne

_régie

_{par le}

_postulat

universel E = hv =

rnc2)

ne _{doit pas}

nous faire oublier les différences irréductibles

_qui

_{existent entre les deux genres de} corpus-cules. A côté des

_propriétés

communes aux deux

_corpuscules

l’électron seul

_possède

en outre

une

_{charge électrique,}

un moment

_cinétique

et un moment

_magnétique.

Ces trois

_{qualités supplémentaires}

de l’électron coexistent

_toujours

et ne sont _{que trois}

manifestations d’une même chose. Il serait artificiel et sans

_{signification physique}

de

_séparer

les notions de

_{charge électrique,}

de moment

_cinétique

et de moment

_magnétique.

Le

_photon

par contre semble

dépourvu

de cette

_{triple propriété.}

_Fréquence,

masse,

quantité

de

mou-vement sont ses seuls attributs.

Nous venons de voir que nous sommes

_obligés

d’abandonner l’idée du

_{spin des photons.}

Il faut donc renoncer

_également

à la

_{correspondance}

entre l’orientation des vecteurs

_spin

et l’état de

_polarisation

de l’onde lumineuse. Il ne reste

_{guère possible}

de faire

_correspondre

une

_qualité

d’un

_corpuscule

individuel à la notion ondulatoire de

_{polarisation.}

L’interprétation quantique

de la

_polarisation

doit être recherchée sans doute dans des

considérations

statistiques.

Mais dans ce cas la

_{correspondance}

entre

_spin

et

_{polarisation,}

pourtant

si

_séduisante,

devient

_également

bien

_{problématique}

_{pour les ondes}

électro-niques.

L’expérience

suivante serait intéressante à tenter à ce

_{sujet :}

Un

_jet

d’électrons

_{pénètre, perpendiculairement}

aux

_lignes

de force. dans un

_champ

magnétique

homogène,

où il est

dévié,

à

_angle

_{droit par}

_exemple.

En traversant le

_champ

les électrons subissent la

_{quantification}

dans

_l’espace.

Dans le

_jet

dévié les axes de

_spin

sont donc tous orientés

_{parallèlement}

au

_champ.

L’onde

_{électronique}

est-elle alors

pola-risée’? L’étude de sa réflexion sur une feuille

d’or,

en fonction de

l’azimut,

pourrait

nous

apporter

la

_réponse.

(t) En observant le tube A directement, on constate d’ailleurs, en donnant le _{ehamp RI,} une modifi-cation de la lumière de _{résonance, qui s’explique} facilement par la distribution d’intensité dans les raies de la flamme excitatrice. Lorsque le pyrex effleure à peine la flamme, la raie excitatrice est normale et a son maximum d’intensité au centre. Dans ce cas l’établissement du _champ assombrit la

réso-nance.

Si au contraire le pyrex est introduit au milieu de la flamme. _qui contient alors _beaucoup de sodium

en couche épaisse, l’auto-absorption de la flamme produit une raie excitatrice renversée. La production du champ (3 000 gauss) renforce alors la lumière de résonance.

Dans des champs de 7 000 gauss la résonance s’éteint toujours complètement. L’étude de la résonance optique dans un _{champ magnétique} constitue donc un _{moyen commode pour étudier} sans _spPctroscope la largeur et la distribution d’intensité d’une raie excitatrice. Il serait facile de rendre la méthode quantitative

en étalonnant le champ magnétique et en mesurant photométriquement l’intensité de la lumière réémise par résonance.

164

La

_{partie expérimentale}

de ce travail a été effectuée au laboratoire de

_physique

du

l’Ecole Norrnale

_{Supérieure à}

Paris. Je tiens à

_exprimer

ma reconnaissance à MM.

_Eugène

et Léon Bloch

_qui

ont bien voulu s’intéresser à ce travail. Je remercie mon ami F.

_Esclangon

qui

m’a aidé à monter les

_{expériences.}

Je dois

_également

des remerciments à 1VI.

Guinchant,

professeur

à la Faculté des Sciences de

Bordeaux,

qui

a mis à ma

_disposition,

_{pour des} essais

_{préliminaires,}

l’électroaimant Weiss de son laboratoire.