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Sur la loi de l’aimantation paramagnétique d’un cristal, et sur la loi de dispersion rotatoire paramagnétique
Jean Becquerel, W.J. de Haas
To cite this version:
Jean Becquerel, W.J. de Haas. Sur la loi de l’aimantation paramagnétique d’un cristal, et sur la loi
de dispersion rotatoire paramagnétique. J. Phys. Radium, 1929, 10 (8), pp.283-293. �10.1051/jphys-
rad:01929001008028300�. �jpa-00205386�
SUR LA LOI DE L’AIMANTATION PARAMAGNÉTIQUE D’UN CRISTAL, ET SUR LA LOI DE DISPERSION ROTATOIRE PARAMAGNÉTIQUE
par MM. JEAN BECQUEREL et W. J. DE HAAS.
Sommaire. - Les mesures du pouvoir rotatoire magnétique des cristaux de tysonite
et de parisite, aux très basses températures, ont donné une vérification précise de la loi
de dispersion rotatoire paramagnétique établie par M. R. Ladenburg.
Le fait que la dispersion rotatoire est indépendante de la température permet de
conclure que dans ces cristaux l’énorme rotation paramagnétique provient d’un seul ion actif, qui est très probablement l’ion Ce+++ (l’influence des ions Pr +++ et Nd +++ est pratiquement négligeable). On s’explique alors que la rotation puisse varier en fonction de
H/T suivant une loi simple
comme les auteurs l’ont établi dans un précédent mémoire.
La valeur de 03BC, trouvée égale au magnéton de Bohr, montre que le moment propre de
l’unique électron magnétogène du Ce+++ entre seul en jeu.
,
1. CONSIDÉRA.TIONS GÉNÉRALES.
1~ L.oi fondamentale de l’aimantation paramagnétique d’un cristal ; 2’ Loi de dispersion rotatoire paramagnétique de M. R. Ladenburg. - Dans un mémoire précédent (1) nous avons établi que le pouvoir rotatoire paramagnétique de la tysortite,
dans la direction de l’axe optique, est représenté avec une grande précision par la loi suivante :
--
H est l’intensité du champ magnétique ; 1~, la température absolue ; R, la constante des gaz. La rotation à saturation Poo est une fonction de la période lumineuse (dispersion rota- toire) et de la température.
yB est un moment magnétique qui, dans le cas de la tysonite, s’est trouvé égal au magnéton de Bohr.
La loi obtenue est une loi d’aimantation, en accord au moins dans ce cas particulier
avec les vues théoriques de M. W. Lenz (2) et de M. P. Ehrenfest (3} sur le mécanisme de
l’aimantation, et comme elle est irréductible à une loi plus simple il est permis de penser
qu’elle représente le mécanisme le plus élémentaire de l’aimantation paramagnétique d’un
cristal.
Cependant il faut expliquer pourquoi nous avons obtenu une loi simple dans un cas qui à première vue semble complexe; la tysonite contient en effet trois ions paramagné- tiques : Le Ce+++., Pr+++, Nd+++ ; de plus lesmesures d’aimantation d’oxydes ou de sels
ont été interprétées en attribuant à ces trois ions des moments différents tous supérieurs
au magnéton de Bohr 1’) .
(1) Jean BECQUEREL et W.-J, DE HAAS, Comm. Leiden, llTa f93a (1928). Journal de Physique et le Radium, Série VL t. 9 (nov. 1928), p. 346.
’
(y) W. Lxsz, Physik. Z,, t, 1 (1920), p. 613.
(3) P. ERRENFEST, Comme. Leiden Suppl. 44b.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:01929001008028300
Nous remarquerons d’abord que dans nos expériences le phénomène paramagnétique
se manifeste par l’intermédiaire d’inégales absorptions de vibrations circulaires de sens
opposés; il est évident que s’il y a dans la substance divers ions paramagnétiques, chacun
d’eux agit en raison de l’absorption qu’il détermine ; dès lors la rotation n’est pas propor- tionnelle à la valeur de l’aimantation qui serait obtenue par des mesures magnétiques. Il peut arriver qu’une seule espèce d’ions soit optiquement active, ou tout au moins que son influence l’emporte sur celle des autres ions à un point tel que la présence de ceux-ci devienne négligeable. Tel est précisément le cas de la tysonite, ainsi que nous allons l’établir par l’étude de la dispersion rotatoire magnétique.
Nous avons déjà rappelé 1’ ) que l’un de nous a depuis longtemps rattaché au parama-
gnétisme certaines dissymétries d’intensités qui se manifestent dans l’absorption de vibra-
tions circulaires de sens opposés ainsi que l’effet connexe de rotation magnétique, et a exprimé l’idée d’une orientation dans le champ qui détermine la prédominance de l’un des
sens du mouvement des électrons (2). Récemment M. Ladenburg est parti d’idées analogue
et a fait un pas considérable en donnant la première théorie mathématique : quantitative
de la dispersion rotatoire paramagnétique : cette théorie, par sa liaison avec la théorie
quantiste de la dispersion (développée précédemment par MM. Ladenburg, Kramers et Heisenberg (3) permet, entre autres résultats importants, d’indiquer dans quelles circonstances le pouvoir rotatoire paramagnétique peut prédominer sur le pouvoir rotatoire diamagné- tique (1), et de préciser le sens de la rotation paramagnétique (d’après R. Ladenburg
et W. Pauli Jr. il peut y avoir deux sens opposés suivant la variation du nombre
quantique interne ,j .
.
Dans un premier mémoire Ci), 31. R. Ladenburg a donné la formule suivante :
l : épaisseur traversée par la lumière ; n indice de réfraction; c, = 3.0 ; w == 20132013
J...
fréquence en 2 x secondes (, longueur d’onde dans le vide) ; (,)s fréquence propre des i e 1
oscillateurs au sens classique donnant la bande d’absorptions ; OL - - - H vitesse
2 rn c 2
angulaire de la précession de Larmor(6); F-,+ où sont les nombres,
,
nt
par unité de volume, des électrons fictifs s (Ersatzoszillatoren) de la théorie classique
de la dispersion, en mouvement circulaire de sens négatif et de sens positif par rapport
à la direction positive du champ.
A la suite d’un travail de C. G. Darwin et ~V. R. Watson (1), M. R. Ladenburg a
été conduit à modifier la formule (8) ; le résultat est le suivant :
1’ ) Jcllll BECQUEREL et ~~’.-J. DE HAAS, loC. Cil., § 4.
BECQUEHEL, C. IL, t. 143 (24 déco HJ06).
(~) R. LADENBURG,Z.{. Phys., t. 4(192l), p. et BV. HEISENBERG, Z. f. Phys.,31 (i925), 68.
,4} L’une de ces circonstances est une température suffisamment basse§ ce fait avait été indiqué dès 9907 par l’un de nous : c’est même précisément l’idee qu’une rotation d’origine paramagnétique doit
suivre une loi semblable à celle de Curie pour l’aimantation qui a conduit à introduire en optique l’usage des basses températures voir le Radium, t. 4 (190~), p. 328 et t. 5 (1908), p. 5).
(5) R. LADENBUR&, Z. r. Phys., t. 34 (1925), p. 898.
(6) M. LADENBt,,itc. n’envisage ici que l’effet Zeeman normal.
(7) C.-G. DAitwiN et lV -R. WATSON, Proc. roy. Soc. (A), t. 11.4 (1927), p. 474.
(8) R. LADENBURG. Z. f. Phys., t. 46 (1927), p. 168.
Dans l’une ou l’autre des formules (2) (3), le premier terme du crochet représente la
rotation dia»iagiiétique (1) seule envisagée dans l’ancienne théorie de Voigt. Cette rotation
est la conséquence immédiate de la décomposition magnétique des raies spectrales et de la dispersion. L’effet est nécessairement petit.
Le second terme du crochet est la J’otation par(LJJlagnétique qui se superpose à la rota- tion diamagnétique et peut devenir considérablement plus grande. Pour que cette rotation existe il faut que, par effet d’orientation paramagnétique és- et ês+ deviennent diffé- rents. La différence (Ë - 2013 +) est fonction de!!. La rotation de Larmor intervient
S
,
s 1
encore dans le terme paramagnétique, mais elle est tout à fait négligeable pour les
fréquences qui ne sont pas voisines de la fréquence propre
Il n’est pas sans intérêt de remarquer que la rotation paramagnétique ne doit pas être
un phénomène exceptionnel : la théorie actuelle de l’eftet t Zceman a montré que dans l’un
au moins des deux états, initial ou final, l’atome possède nécessairement un moment
magnétique, et que généralement les deux états sont paramagnétiques, le phénomène de Zeeman, considéré autrefois comme purement diamagnétique, est en réalité paramagné- tique quant à son origine, et diamagnétique par l’effet de précession. Mais les conditions favorables à l’observation de la rotation paramagnétique sont exceptionnelles, car il faut
ou un moment magnétique assez élevée ou une température excessivement basse, et de plus
une absorption suffisamment intense de la part cles bandes actives.
Dans les formules (8) et (3) le terme « amortissement » de la théorie classique a été négligé; on a le droit de faire cette approximation à une distance des raies (ou bandes)
suffisamment grande par rapport à leur largeur.
II. V ÉR1FICA TION IXPÉRIMENTALE DE LA LOI DE DISPERSION ROTAT OIRE PARAMAGNÉTIQUE
DE R. LADENBURG.
Avant d’étudier la variation du pouvoir rotatoire magnétique en fonction du
champ nous avions mesuré, à diverses températures et dans un chanip constant,
pour de nombreuses longueurs d’ondes, la rotation des cristaux de tysonite, parisite, bastnaesite, xénotime. Divers résultats concernant la tysonite ont déjà été publiés
en 1925 (2), mais il est t nécessaire de faire quelques rectifications dans les valeurs
numériques. Nous avions indiqué ~L,073 mm. pour l’épaisseur de la lame : c’est bien avec une lame de cette épaisseur qu’ont été faites (en 1910) quelques mesures à la température
cle 29i°Ii. ; mais par suite d’une confusion (due à la longue interruption de ces recherches
entre 191a et 19~_’~), la lame employée depuis 1924 n’est pas la lame précédente (celle-ci a
été perdue), c’est une lame de 1,866 mm. De plus, le champ constant employé en 1925, indiqué comme égal à 26,17 kilogauss, est de ~6,73’ kilogauss, ainsi qu’il résulte de
mesures plus précises faites depuis. Enfin les mesures des rotations à 4,20 Ii. ne doivent
pas être ramenées à 10.000 gauss comme nous l’avions fait, puisque à cette température le pouvoir rotatoire n’est plus proportionnel au champ. Tous les chiffres demandent donc à être retouchés : nous donnons dans la présente note, les résultats définitifs.
Les mesures dans un champ constant portent sur diverses régions du spectre visible
et le début de l’ultra-violet. Elles ont été faites, soit par le répérage (sur clichés) des canne-
lures entre polariseur et analyseur croisés, soit, comme il est dit dans la note de 1925, par la méthode des franges d’un compensateur de Babinet précédé d’une lame quart d’onde (~) :
(~) Dans le cas d’une seule bande active, ce terme peut se ramener, en première approximation, à la formule d’Henri Becquerel p et 9 s’identifie avec la procession de Larmor.
c Õ (,1)
Jean BECQUFRBL, H. KAMERLINGH ONNEs et ‘V.-J. DE Haas, Leiden, 177 (’125).
e) Un calcul facile montre que si la lame n’est pas tout à fait quart d’onde, les résultats ne sont pas
entachés d’erreur appréciable; les franges gardent en effet pratiquement la même position ; théoriquement
l’extinction n’est plus totale au milieu des franges, mais on ne s’en aperçoit même pas. Il suffit de trois
lames pour tout le spectre visible : celles que nous avons employées sont quart d’onde pour 4 000, 4 500, 5 800.
la méthode des franges est loin d’être aussi sensible que celle du polariseur à pénombre,
mais elle donne une précision relative suffisante pour les énormes rotations aux basses
températures. Par mesures sur clichés, et avec une dizaine de lectures pour chaque point,
on a pour les mesures individuelles une précision supérieure au centième de frange (le 1/100 de frange correspond à 100 ou 11,8); les erreurs étant accidentelles, le tracé de la
1U
courbe pour de nombreuses mesures, prises de millimètre en millimètre (1 mm du cliché correspond à 25 Á environ dans le deuxième spectre), permet généralement une meilleure approximation; toutefois la précision est moindre dans la région des courtes longueurs
d’ondes où l’absorption devient grande, car à moins de poses extrêmement longues (et impossibles dans les séances avec hélium qui ne durent que quelques heures) les franges
sont épaisses.
La méthode des franges présente l’avantage de donner l’ensemble des rotations sur une
grande étendue spectrale, et de faire voir d’un seul coup d’aeil les perturbations locales
dues à quelques bandes d’absorption (q). Dans ce qui suit, nous ne considérerons que les rotations dans les régions assez éloignées des bandes pour que ces perturbations soient négligeables; nous avons alors l’effet principal, dû à l’absorption dans l’ultraviolet.
Nous allons voir que les résultats expérimentaux sont représentés par la formule (3)
et non par la formule (2). Considérons la formule (3) et supposons que la bande active
paramagnétique soit unique. La rotation diamagnétique disparait aux basses températures
devant l’énorme rotation paramagnétique; de plus nous pouvons, dans le terme parama-
gnétique, négliger le carré 02L de la précession de Larmor, car le spectre visible et même le début de l’ultraviolet sont certainement assez loin de: la bande active. La formule (3)
s’écrit alors :
ou, en introduisant les longueurs d’onde réduites au vide
Nous éliminons par le rapport 2013 des rotations pour deux longueurs d’onde À1, À2
F2
auxquelles correspondent des indices n1, ~2; nous avons
posoiis.
il vient
Si l’hypothèse de la bande unique est t exacte, les mesures des rotations pour deux (1) La méthode de compensateur de Babinet précédé d’une lame quart d’onde a, sur la méthode du
compensateur à deux quartz rotatoires l’avantage de permettre d’obtenir des franges nettes sur les bords
des bandes d’absorption et même à l’intérieur des composantes polarisées circulairement : il suffit
d’orienter convenablement l’analyseur.
longueurs d’onde permettent de calculer la position de la bande, et l’on doit trouver le même résultat quel que soit le couple de radiations Xa utilisées.
’Nous avons appliqué ce calcul à la tysonite, mais une difficulté se présente : la lame
que nous possédons étant très petite, il n’a pas été possible de mesurer les indices de réfraction pour des radiations bleues ou violettes. M. Gaubert a trouvé pour l’indice ordinaire par rapport à l’air, à la température du laboratoire
Ces deux déterminations sont insuffisantes pour obtenir la loi exacte de dispersion.
) 9)2 " ...,.." .
Le terme - 2 2 2 est, en tout cas, très voisin de l’unité. Si, en première approxi- mation, on le remplace par l’unité on trouve d’après les résultats obtenus à ,9° K. ainsi
qu’à 4,211, K., que la grandeur calculée î,,ç2 est constante, dans les limites de précision des
mesures des rotations. Le calcul, fait pour divers couples de valeurs (qui ont été choisis de manière clue Pi soit voisin de 2) donne une longueur d’onde h = 24fl0 À environ.
P2
Si l’on adopte une loi de dispersion dans des limites admissibles la constance de -2
reste aussi bonne, ce qui est le point capital pour la vérification de la loi de Ladenburg,
mais la valeur trouvée pour dépend de la dispersion admise. Nous n’avons pas eu d’autre
ressource que d’adopter la loi de dispersion d’un verre ayant très sensiblement les mêmes indices que la tysonite pour le jaune et pour le vert; il subsiste alors une petite incertitude,
non pas pour le résultat essentiel qui est la vérification de la formule de Ladenburg,
mais pour la position de la bande d’absorption active : en tout cas, en admettant
cette loi de dispersion, nous trouvons certainement une valeur de X, plus exacte qu’en supposant n constant; cette valeur doit même être exacte à quelques angstrôms près, car la loi de dispersion adoptée ne peut pas être bien différente de la loi véritable.
La longueur d’onde ayant été ainsi déterminée, on calcule par la formule (3’) en prenant divers valeurs de X les sont remarquablement constants.
D’après les résultats des mesures, nous avons obtenu : -.
pour H = 26,73 kilogauss et l’épaisseur de 1 mm à la température ordinaire (l’épaisseur 1
à 4,21, est certainement très voisine de 1 mm).
La figure représente la courbe théorique donnée par la formule (3’) avec les valeurs ci-dessus, les points marqués sont des points relevés sur la courbe expérimentale. La
concordance est remarquable dans les régions éloignées des groupes de bandes ; près
des groupes de bandes, on voit apparaître, comme on devait s’y attendre, des écarts dus
aux perturbations produites par les bandes; en particulier il y un écart énorme dû à la bande intense 5776 (t), mais le raccord avec la courbe théorique se fait à mesure qu’on s’eloigne de cette bande vers le rouge.
Voici maintenant la vérification de la formule à la température de 1,95, Ii. depuis
l’ultraviolet jusqu’au bleu. Les rotations dans un champ de ~6, i3 kilogauss ont été
mesurées par la méthode du spectre cannelé. Les longueurs d’onde des cannelures ont été déterminées par interpolation entre les raies de la tysonite et quelques raies d’arc. Le
,tableau (I) donne les).. dans l’air et réduites au vide, l’indice estimé comme il a été dit
plus haut, les rotations obtenues (ramenées à l’épaisseur de 1 mm après correction de la rotation due au cryostat), enfin les rotations calculées pour la formule avec X, = 237i À
2,9613 .10t8.
(1) Voir Comm. Leiden, --N-1 177 (1925), l’influence de cette bande se manifeste par une cannelure
supplémentaire sur la figure 3 et par une forte incurvation des franges sur la figure 5.
Rotations réduites à l’épaisseur de i millimètre mesurée à la température ordinaire.
Ainsi la formule (3’) se vérifie au rnillièrne près. Aux températures de 4,20 et de i,95°,
nous trouvons pratiquemeut la même position pour la bande active, mais cette position
n’est pas très bien déterminée puisque la longueur d’onde calculée dépend de la loi de
dispersion qui reste douteuse. On peut dire seulement que la bande active est dans les environs de 2~i70 À.
Aux températures de l’hydrogène liquide et de l’azote liquide les vérifications sont
encore très bonnes. Nous avons pris pour )"s la même longueur d’onde que celle admise à
4,2° (23691); a été calculé d’après les résultats expérimentaux. Les rotations marquées
dans le tableau lI comme mesurées sont celles qui sont lues pour les longueurs d’onde indiquées, sur la courbe expérimentale tracée d’après les mesures. Dans le tableau III,
les X sont celles pour lesquelles les mesures ont été faites.
TABLEAU II.
-~’ _ 20,4° K. H ~ ~6,’l3 kilogauss, épaisseur 1 millimètre à la température ordinaire.
"8 = 2 369 À l~~s _-_ -- O,48t 35. t028.
286
’~7,5° K. H= ~G,’l3 kilogauss, épaisseur 1 millimètre à la température ordinaire.
On remarquera qu’à toutes les températures les écarts sont du même ordre de gran- deur et dans les limites de précision des mesures, d’après ce qui a été dit plus haut.
La vérification de la formule a été faite aussi pour la :parisite. Nous nous sommes
bornés à examiner les résultats obtenus à 4,9-lo If. A propos de l’indice, il se présente
encore plus d’incertitude qu’avec la tysonite : on n’a déterminé ri que pour les raies D
(no ‘ 1,676) ; comme la parisite est très absorbante déjà dans le violet, nous avons adopté
.
une dispersion plus grande que pour la tysonite. Avec les indices inscrits dans la troisième colonne du tableau IV, la bande active se trouve vers = 2379, c’est-à-dire sensiblement à la même place que pour la tysonite. Admettant ce résultat, nous avons les chiffres,
suivants.
TABLEAU IV.
-Parisite.
T r 4,21° K. H = 26,73 kilogauss, épaisseur 1 millimètre à la température ordinaire.
. Dans les régions bien transparentes du bleu et du vert, les écarts sont du même ordre de grandeur que pour la tysonite. On peut dire encore que la loi est bien vérifiée. Les écarts un peu grands dans le violet doivent tenir à la moindre précision des mesures, à
cause du peu de transparence du cristal dans cette région. Dans le rouge les écarts assez forts peuvent être dus à l’influence du groupe de bandes intenses dans le jaune orangé, et
de l’absorption faible qui s’étend comme’un voile jusqu’au début du rouge.
111. LES POUVOIRS ROTATOIRBS PARAMAGNÉTIQUBS DE LA TYSONITE ET DE LA PARISITE PROVIENNENT
D’UN SEUL ÉLÉ11ENT PARAMAGNÉTIQUE
D’après l’excellent accord entre l’expérience et la formule (3), on est bien tenté de 1 conclure que la tysonite et la parisite ne donnent qu’une seule bande paramagnétique
active. Ce n’est cependant pas prouvé : il est facile de reconnaître qu’on aurait un accord
aussi satisfaisant avec la formule (3) en admettant deux bandes et peut-être même plusieurs
bandes actives situées dans la même région spectrale que la bande unique envisagée plus haut (par exemple en prenant pour la tysonite à 1,950), SI _ 2366, h = 2376
là s,, = - 2.2653.1028 1 à Es! - - 0.7090.102,S). Mais nous allons montrer d’après les
résultats expérimentaux que s’il y a plusieurs bandes, elles ne sont pas indépendantes.
L’expérience prouve que le rapport des rotations pour deux longueurs d’ondes
P~,~
données À2 est très sensiblement le même aux diverses températures. Une vérification très précise résulte des expériences qui ont fait l’objet du précédent mémoire; nous avons
dit que (dans ( le cas de la tysonite) si l’on trace les courbes de p en fonction de H T pour
diverses longueurs d’ondes et pour diverses températures, ces courbes ont des ordonnée
proportionnelles (i). La détermination des rapports des ordonnées des courbes, prises
deux à deux, peut être faite avec beaucoup de précision en prenant la moyenne des rapports
pour diverses valeurs de T T Nous avons trouvé, par exemple :
Inconstance
’du rapport est vérifiée à une demi millième près.
Ces résultats montrent que la rotation a une expression de la forme. ..
,
,.,
Supposons alors qu’il y ait plusieurs bandes paramagnétiquement actives; la
formule (3) est remplacée par une somme de termes analogues, correspondant aux diverses
bandes s , s2, s3...
Aux très basses températures, l’épaisseur 1 ne varie plus ; le terme contenant l’indice n varie assez peu pour qu’on puisse avec une haute approximation le considérer comme
indépendant de la température, et il en est de même des . Si. C’est uniquement par TT
les Aei que la rotation est fonction de T et de T , et il est clair que l’expression (7) ne peut prendre la forme (6) que si les sont représentés par les mêmes fonctions de T et de H
T à des facteurs constants près : ne sont donc pas indépendants. Il n’en serait pas ainsi si les bandes actives appartenaient à des ions différents, car alors on aurait une
(1) Jean BECQUEREL et W.-J. DE HAAS, 10C. cit.
’superposition de rotations qui varieraient indépendamment les unes des autres en fonction
.
H de T et de T. T
*IL est intéressant, au point de vue de l’ordre de grandeur de l’absorption, de calculer 3, F-,, et (9ts-
-ms+), en supposant que la bande d’absorption est unique, et pour la valeur limite correspondant à la saturation.
Choisissons la longueur d’onde À == 5328.5 (5330 réduite au vide) ; les valeurs précédem-
ment trouvées (’) pour les rotations à saturation sont :
avec l’épaisseur 1.866 mm, mesurée à la température ordinaire.
La longueur d’onde choisie étant très voisine de l’une de celles pour lesquelles on
connaît l’indice, une extrapolation assez sûre donne n =1.617 (d’où ~1.6t7~ par rapport au vide) à la température du laboratoire. Diverses mesures de la biréfringence de la tysonite
pour les directions obliques sur l’axe, jusqu’aux plus basses températures ayant montré
que la biréfringence peut être considérée comme sensiblement constante, nous prenons pour l’indice, aux basses températures, la même valeur qu’à la température ordinaire.
Pour as nous adoptons 2370 Á. Enfin nous ne pouvons pas tenir compte de la contraction,
car elle est inconnue, mais elle est certainement très petite. Nous trouvons ainsi :
Il est à remarquer que si la bande (supposée unique) ne donne pas dans le champ magné- tique de décomposition multiple, c’est-à-dire si elle est simplement dédoublée (ce qui est le
cas général pour les cristaux de terres rares), (~-)~ s’annule dans le cas limite de la satu-
ration, et (s~+)~ s’identifie avec le coefficient Es qui intervient dans l’expression de l’indice
en l’absence de champ.
D’anciennes mesures ($) de variation de l’indice auprès des bandes d’absorption du spectre visible de la tysonite ont donné des valeurs de F- i05 à 106 fois plus petites. La
colossale rotation paramagnétique de la tysonite est donc connexe de la présence, dans
l’ultraviolet lointain, d’une bande (ou d’un groupe de bandes) formidablement plus intense
que les bandes visibles. D’après le nombre approximativement connu des atomes de
cérium (7,6.1021) la « Îorce » totale des oscillateurs est de l’ordre de 0,02.
Les bandes du spectre visible sont caractéristiques du Néodyme et du Praséodyme.
Par contre, il est à peu près certain que la bande (ou le groupe) extrêmement intense qui produit l’énorme rotation est due au cérium +++ ; car d’une part la tysonite contient une
forte proportion de cérium et ne renferme que peu de néodyme et encore moins de praséodyme ; d’autre part un verre au cérium donne une forte rotation paramagnétique
tandis que la rotation d’un verre au praséodyme et d’un verre au néodyme est bien’
moindre. On conçoit alors que la rotation due au cérium prédomine tellement dans la
tysonite que les rotations dues aux autres terres deviennent négligeables.
IV. QUESTIONS SOULEVÉES PAR LES RÉSULTATS OBTENUS. ’
Le fait que le pouvoir rotatoire paramagnétique de la tysonite peut être considéré
comme dû à un seul élément paramagnétique permet de comprendre que la variation en fonction de H puisse être représentée par une loi simple. La loi obtenue présente une grande
T
(1) Journal de l’hysique, nov. 1928.
(2) Jean BECQUEREL, Le Radium, t. 4 (1907), p. 383.
’
