mercredi 14 janvier 2009, par Jean-Marie Malherbe & Sylvain Cnudde
Effet Zeeman « normal » et effet Zeeman « anormal »
effet Zeeman « normal »
En spin nul (S = S’ = 0, gJ’ = gJ = 1), les sous niveaux hauts L’S’J’mJ’ et bas LSJmJ sont équidistants, la différence d’énergie entre 2 sous niveaux étant égale à μB B. Compte tenu de la règle de sélection ΔmJ = 0, ± 1 on observera donc 3 composantes Zeeman écartées de la différence d’énergie ΔEB = 0 (composante π), ΔEB = ± μB B (composantes σ).
effet zeeman « anormal »
En spin non nul (S ≠ S’ ≠ 0), les sous niveaux hauts L’S’J’mJ’ et bas LSJmJ ne sont pas équidistants, la différence d’énergie entre 2 sous niveaux étant égale à μB B gJ’ (haut) ou μB B gJ (bas) car on a gJ’ ≠ gJ : on observera donc plus de 3 composantes Zeeman. Les contributions multiples à chaque composante π , σ+, σ- ne sont généralement pas séparées, et possèdent des intensités respectives différentes. C’est la raison pour laquelle on introduit pour simplifier la notion de centre de gravité des composantes π , σ+, σ- données par la règle de sélection ΔmJ = 0, ± 1. Le centre de gravité de la composante π (ΔmJ = 0) est centré sur la transition sans champ magnétique. Les centres de gravité des composantes σ+ et σ- (ΔmJ = ± 1) sont décalés par rapport à la transition sans champ magnétique de la valeur ΔEB = ± μB B g*, où g* est le facteur de Landé équivalent qui se calcule par la formule suivante :
g* = ½ (gJ + gJ’) + ¼ (gJ - gJ’) ( J(J+1) – J’(J’+1) )
g* dépend ainsi des facteurs de Landé des niveaux hauts et bas.
La mesure par décalage Zeeman des champs longitudinaux
En présence d’un champ longitudinal, les 2 composantes σ+ et σ- sont décalées en longueur d’onde (par rapport à la position de la raie sans champ magnétique) de ΔλB = ± λ2 νL g* / C avec νL = e B / (4π m ) fréquence de Larmor (B champ magnétique, e charge de l’électron, m sa masse, C vitesse de la lumière, λ longueur d’onde de la raie et g* facteur de Landé). Numériquement, avec B en Gauss et λ en Å : ΔλB = ± 4.67 10-13 λ2 g* B
Par exemple, si B = 1000 Gauss = 0.1 Tesla, λ = 6000 Å, g* = 2, on trouve ΔλB = 35 mÅ. Ce sont de petits décalages qui nécessitent des spectrographes très résolvants. On voit qu’on a tout intérêt à choisir des raies à grand facteur de Landé et à observer dans l’infra rouge.
La mesure de l’écartement des composantes Zeeman 2ΔλB permet donc de mesurer les champs magnétiques longitudinaux. Mais comme les composantes sont très peu séparées en intensité, la mesure du décalage Zeeman sera bien plus précise entre les profils de Stokes I+V(λ) et I-V(λ) obtenus en sortie du spectrographe suite à l’analyse polarimétrique, comme le montre la figure ci dessous.
Intensités (à gauche) et champs magnétiques longidudinaux (à droite) mesurés par décalage Zeeman. Les champs magnétiques sortants sont en blanc, et entrants en noir. © Observatoire de Paris et SOHO/MDI-ESA/NASA
La mesure du décalage Zeeman 2ΔλB entre les profils de Stokes I+V(λ) et I-V(λ) en différentes positions du profil (centre de la raie, ailes) peut apporter une vision des champs magnétiques en fonction de l’altitude, les ailes des raies étant formées plus bas dans l’atmosphère solaire.
© SOHO/MDI – ESA/NASA
