Chapitre 8. Perturbations dues à une excitation haute fréquence
Pages 167 à 185
Citer ce chapitre
- COHEN-TANNOUDJI, Claude
- et GUÉRY-ODELIN, David,
- Cohen-Tannoudji, Claude.
- et al.
- Cohen-Tannoudji, C.
- et Guéry-Odelin, D.
Citer ce chapitre
- Cohen-Tannoudji, C.
- et Guéry-Odelin, D.
- Cohen-Tannoudji, Claude.
- et al.
- COHEN-TANNOUDJI, Claude
- et GUÉRY-ODELIN, David,
Notes
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[1]
Nous garderons cependant dans les calculs les corrections relativistes à l’ordre le plus bas, avec des termes en 1/c2 où c est la vitesse de la lumière.
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[2]
Willis Lamb et Polykarp Kusch reçurent le prix Nobel de physique en 1955 pour ces découvertes expérimentales.
-
[3]
Richard Feynman, Julian Schwinger et Sin-Itiro Tomonaga reçurent le prix Nobel de physique en 1965 pour leurs travaux pionniers sur l’électrodynamique quantique.
-
[4]
On la note ici ω1 et non Ω comme dans les autres chapitres de ce livre, car c’est cette notation qui est en général utilisée dans toutes les références citées dans ce chapitre.
-
[5]
Voir §26.2.7, où le même hamiltonien, conduisant à des effets similaires, apparaît dans le cas d’un condensat de Bose-Einstein dans un double puits de potentiel dépendant du temps.
-
[6]
C’est pour cela que nous n’avons pas inclus de termes décrivant le couplage du spin avec les autres modes du champ dans l’hamiltonien quantique (8.6).
-
[7]
Cette particularité était absente de l’exemple simple du §8.2. La raison en est que dans ce cas, les règles de sélection auxquelles obéit l’hamiltonien d’interaction empêchent tout couplage non diagonal au second ordre entre les deux états de spin |N, +⟩ et |N, −⟩.
-
[8]
Cet effet a été observé expérimentalement, voir le chapitre 10.
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[9]
De fait, les mesures les plus précises du facteur g d’un électron unique piégé consistent à mesurer les fréquences de Larmor et cyclotron de l’électron en présence du même champ magnétique statique B0 et à calculer leur rapport [Brown et Gabrielse (1986)].
-
[10]
En fait, la contribution du domaine ħω > mc2 est faible et négative.
-
[11]
Voir le chapitre 10.
L’objectif de ce chapitre est de souligner les points communs et les différences qui existent entre la perturbation des systèmes atomiques due à une excitation haute fréquence, et les corrections radiatives d’électrodynamique quantique (QED) qui résultent de l’interaction d’une particule chargée avec le champ du vide et avec son propre champ. Nous espérons par cette démarche apporter une image plus physique des corrections radiatives. Par champ haute fréquence, on entend champ dont la fréquence est supérieure aux fréquences atomiques ωA. On peut alors faire un développement en puissance de ωA/ω et obtenir des expressions explicites pour les corrections dues au couplage avec le champ. Nous supposons toutefois que ω est suffisamment faible pour se contenter d’un traitement non relativiste des interactions atome-champ . Pour un électron de l’atome, ces deux conditions sur ω s’écrivent :
où m est la masse de l’électron.
Un premier exemple bien connu de correction radiative est le déplacement de Lamb (en anglais Lamb shift). En 1947, des mesures de précision montrèrent l’existence d’un petit écart en énergie entre les niveaux 2s1/2 et 2p1/2 de l’hydrogène, qui n’était pas prédit par l’équation de Dirac [Lamb et Retherford (1947)]. Un autre exemple est le moment magnétique anomal g − 2 de l’électron. Des mesures ont montré que le moment magnétique g de l’électron n’était pas égal à 2, comme le prévoyait l’équation de Dirac, mais légèrement supérieur [Kusch et Foley (1948)…
Date de mise en ligne : 01/06/2022
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