Interaction spin-orbite

En mécanique quantique, l'interaction spin-orbite qualifie toute interaction entre le spin d'une particule et son mouvement.



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Physique atomique - Spintronique - Électronique

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En mécanique quantique, l'interaction spin-orbite (aussi nommée effet spin-orbite ou couplage spin-orbite) qualifie toute interaction entre le spin d'une particule et son mouvement. Le premier et le plus connu des exemples de cette interaction est la production de décalages dans les niveaux d'énergie électroniques (que on observe par la séparation des raies spectrales) à cause de l'interaction entre le spin de l'électron et le champ électrique nucléaire dans lequel il se meut. Un effet identique, dû à la relation entre moment angulaire et la force nucléaire forte, se produit pour les mouvements des protons et neutrons dans le noyau atomique, conduisant à un décalage dans leurs niveaux d'énergie dans le modèle en couches du noyau. En spintronique, les effets spin-orbites pour les électrons dans les semi-conducteurs et autres matériaux sont étudiés et exploités technologiquement.

Interaction spin-orbite dans les niveaux d'énergies atomiques

On présentera dans cette section une description assez simple et quantitative de l'interaction spin-orbite pour un électron lié à un atome, en utilisant de l'électrodynamique semi-classique et de la mécanique quantique non-relativiste, jusqu'au premier ordre dans la théorie de la perturbation. Cela donne des résultats qui sont en accord, mais pas parfait, avec les observations. Une démonstration plus rigoureuse du même résultat se baserait sur l'équation de Dirac, et atteindre un résultat plus précis nécessiterait le calcul des petites corrections issues de l'électrodynamique quantique, ce qui est au-delà de l'objectif de cet article.

Energie de moment magnétique

L'énergie d'un moment magnétique dans un champ magnétique est donnée par :

\Delta H=-\boldsymbol{\mu}\cdot\boldsymbol{B},

μ est le moment magnétique de la particule et B est la valeur du champ magnétique de l'expérience.

Champ magnétique

Traitons en premier lieu du champ magnétique. Quoique dans le référentiel au repos du noyau, il n'y ait aucun champ magnétique, il y en a un dans le référentiel au repos de l'électron. En ne tenant pas compte pour l'instant que ce référentiel ne soit pas galiléen, on traite l'équation :

\boldsymbol{B} = - {\boldsymbol{v} \times \boldsymbol{E}\over cˆ2},

v est la vitesse de l'électron et E le champ électrique traversé. On sait que E est radial, on peut réécrire \boldsymbol{E} =\left | {E\over r}\right| \boldsymbol{r} . On sait aussi que la quantité de mouvement de l'électron est \boldsymbol{p} =m_e \boldsymbol{v} . En y introduisant ces quantités et en changeant l'ordre du produit vectoriel, on a :

\boldsymbol{B} = {\boldsymbol{r}\times\boldsymbol{p}\over m_ecˆ2} \left | {E\over r}\right|.

Puis on exprime le champ électrique comme le gradient du potentiel électrique \boldsymbol{E} = -\boldsymbol{\nabla}V. On effectue ici l'approximation du champ central en considérant que le potentiel électrostatique a une symétrie sphérique, par conséquent qu'il dépend du seul rayon. Cette approximation est vérifiée pour l'hydrogène, et donc pour les dispositifs hydrogénoïdes. On peut alors dire que :

\left | E\right| = {\partial V \over \partial r}={1\over e}{\partial U(r) \over \partial r},

U = V. e est l'énergie potentielle de l'électron dans un champ central, et e est sa charge élémentaire. Selon la mécanique classique, le moment angulaire d'une particule est \boldsymbol{L} = \boldsymbol{r}\times\boldsymbol{p}. Par substitution, on a alors :

\boldsymbol{B} = {1\over m_eecˆ2}{1\over r}{\partial U(r) \over \partial r} \boldsymbol{L}.

Il est important de noter qu'à ce moment, B est un nombre positif factorisant L, ce qui veut dire que le champ magnétique est parallèle au moment angulaire orbital de la particule.

Moment magnétique de l'électron

Le moment magnétique d'un électron est :

\boldsymbol{\mu} = -g_s\mu_B\boldsymbol{S}/ \hbar,

\boldsymbol{S} est le vecteur du moment angulaire de spin, μB est le magnéton de Bohr et g_s\approx 2 est le facteur g de spin électronique. Ici, \boldsymbol{\mu} est une constante négative multipliée par le spin, par conséquent le moment magnétique est antiparallèle au moment angulaire de spin.

Énergie d'interaction

L'énergie d'interaction est :

\Delta H=-\boldsymbol{\mu}\cdot\boldsymbol{B}.

Effectuons quelques substitutions :

-\boldsymbol{\mu}\cdot\boldsymbol{B} = {2\mu_B\over \hbar m_e e cˆ2}{1\over r}{\partial U(r) \over \partial r} (\boldsymbol{L}\cdot\boldsymbol{S})

On n'a jusqu'désormais pas pris en compte le fait que le référentiel électronique soit non-galiléen. Cet effet est nommé précession de Thomas et introduit un facteur \frac{1}{2}. On a alors :

-\boldsymbol{\mu}\cdot\boldsymbol{B} = {\mu_B\over \hbar m_e e cˆ2}{1\over r}{\partial U(r) \over \partial r} (\boldsymbol{L}\cdot\boldsymbol{S})

Évaluation du décalage énergétique

Grâce aux approximations ci-dessus, on peut évaluer précisément le décalage en énergie dans ce modèle. Surtout, on souhaite trouver une base qui diagonalise à la fois H0 (hamiltonien non perturbé) et ΔH. Afin d'identifier cette base, on définit en premier lieu l'opérateur de moment angulaire total.

\boldsymbol{J}=\boldsymbol{L}+\boldsymbol{S}.

En prenant le produit scalaire de cette expression sur elle-même, on a :

Jˆ2=Lˆ2+Sˆ2+2\boldsymbol{L}\cdot \boldsymbol{S}

(puisque L et S commutent), puis :

\boldsymbol{L}\cdot\boldsymbol{S}= {1\over 2}(\boldsymbol{J}ˆ2 - \boldsymbol{L}ˆ2 - \boldsymbol{S}ˆ2)

On peut montrer que les cinq opérateurs H0, J², L², S², et Jz commutent l'ensemble des uns avec les autres ainsi qu'avec ΔH. Ainsi, la base qu'on recherche est la base propre des cinq opérateurs simultanément (donc la base dans laquelle ces cinq opérateurs sont diagonaux). Les éléments de cette base ont les cinq nombres quantiques : n (nombre quantique principal), j (nombre quantique du moment angulaire total), l (nombre quantique du moment angulaire orbital), s (nombre quantique de spin) et jz (la composante z du moment angulaire total).

Pour le calcul des énergies, on note que :

\left \langle {1\over rˆ3} \right \rangle = \frac{2}{aˆ3 nˆ3 l(l+1)(2l+1)}

pour les fonctions d'ondes hydrogénoïdes (ici a = \hbar / Z \alpha m_e c est le rayon de Bohr divisé par la charge nucléaire Z)  ; et :

\left \langle \boldsymbol{L}\cdot\boldsymbol{S} \right \rangle={1\over 2}(\langle\boldsymbol{J}ˆ2\rangle - \langle\boldsymbol{L}ˆ2\rangle - \langle\boldsymbol{S}ˆ2\rangle)
={\hbarˆ2\over 2}(j(j+1) - l(l+1) -s(s+1))

Déplacement énergétique final

On a alors :

\Delta E = {\beta\over 2}(j(j+1) - l(l+1) -s(s+1))

\beta = {-\mu_B\over m_eecˆ2}\left\langle{1\over r}{\partial U(r) \over \partial r}\right\rangle

Pour l'hydrogène, on peut écrire le résultat explicite :

\beta (n,l) = {\mu_0\over 4\pi}g_s\mu_Bˆ2{1\over nˆ3a_0ˆ3l(l+1/2)(l+1)}

Pour tout atome mono-ionisé à Z protons :

\beta (n,l) = Zˆ4{\mu_0\over 4\pi}g_s\mu_Bˆ2{1\over nˆ3a_0ˆ3l(l+1/2)(l+1)}

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Références


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