Centrale Physique 2 PC 2012

Thème de l'épreuve Trajectoires électroniques dans un atome, traitement du rayonnement Zeeman
Principaux outils utilisés mécanique du point, polarisation, rayonnement dipolaire
Mots clefs Zeeman, polarisation des ondes lumineuses, force centrale, rayonnement dipolaire électrique, particule chargée

Corrigé

(c'est payant, sauf le début): - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - -

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Énoncé obtenu par reconnaissance optique des caractères


PC
4 heures

Calculatrices autorisées

2012

Physique 2

Trajectoires électroniques dans un atome
Traitement du rayonnement Zeeman
Le champ magnétique régnant à la surface du soleil est un des paramètres qui 
influent sur l'activité solaire
(instabilités, jets de plasma, etc.). Il est donc nécessaire de caractériser au 
mieux celui-ci.

Figure 1 Jet de plasma soumis au champ magnétique solaire (image NASA/SDO/AIA)
Dans les parties I et II, on détermine l'effet d'un champ magnétique sur les 
trajectoires électroniques au sein
des atomes (effet Zeeman), puis dans la partie III on s'intéresse aux ondes 
électromagnétiques produites par
de tels systèmes et sur la façon de les caractériser. La partie III est dans 
une large mesure indépendante des
deux premières.
Les données sont regroupées en fin d'énoncé. Les résultats numériques seront 
donnés avec un nombre de chiffres
significatifs compatible avec celui utilisé pour les données.

3 avril 2012 11:35

Page 1/7

I Atome isolé
On s'intéresse au mouvement d'un électron d'un atome, supposé ponctuel, de 
masse m et de charge -e, étudié
--
dans un référentiel R = (Oxyz) galiléen. On note M la position de cet électron 
et on pose OM = rþer .
Dans une première approche, on suppose que la force qui s'exerce sur l'électron 
se réduit à la force électrostatique
exercée par le noyau, de type
k
Fþ = - 2 þer
r
Le noyau, de masse très supérieure à la masse des électrons, pourra être 
considéré comme fixe à l'origine du
référentiel R.
I.A ­
Donner l'expression de k dans le cas particulier de l'atome d'hydrogène.
I.B ­
Montrer, pour k quelconque, que le mouvement est plan. On supposera par la 
suite que ce plan coïncide
avec Oxy.
I.C ­
Montrer qu'une trajectoire circulaire de rayon a est possible et déterminer 
l'expression de la vitesse
angulaire (ou pulsation) 0 de l'électron pour cette trajectoire circulaire. On 
exprimera 0 en fonction de a, m
et k.
I.D ­
Pour un atome d'hydrogène, donner l'ordre de grandeur de a et en déduire 
l'ordre de grandeur de 0
dans ce modèle.
On admettra par la suite que l'ordre de grandeur de 0 est 1016 rad · s-1 .

II Atome placé dans un champ magnétique extérieur
þ 1 = B1þez et on s'intéresse
On suppose désormais que l'atome est placé dans le champ magnétique extérieur B
à la modification, sous l'effet de ce champ magnétique, du mouvement de 
l'électron. Pour les applications
numériques, on considèrera que l'ordre de grandeur de B1 ne dépasse pas la 
dizaine de Tesla. Le référentiel
R = (Oxyz) est toujours supposé galiléen.
II.A ­

Mise en équation

II.A.1) En notant toujours Fþ la force exercée par le noyau sur l'électron, þa 
et þv respectivement l'accélération
þ 1 /m et m.
et la vitesse de l'électron par rapport à R, déterminer la relation entre þa, 
Fþ , þv , 
þ 1 = eB
II.A.2) Préciser, en justifiant le raisonnement, la dimension de 1 et 
déterminer l'ordre de grandeur maximal
de 1 /0 .
II.B ­ Étude générale
On introduit un référentiel R en rotation à la vitesse angulaire 
þ = þez uniforme. On note þex , þey et þez les

vecteurs unitaires liés à R , en rotation à 
þ par rapport à R. On suppose qu'à t = 0 les deux référentiels R et
R coïncident et qu'à tout instant þez = þez .
Pour un point M quelconque, on désigne respectivement par þv et þv  les 
vitesses du point M par rapport aux
référentiels R et R et par þa etAþa  les
B accélérations
A
B du point M par rapport aux mêmes référentiels. Pour un
þ
þ
d
U
d
U
þ dans les référentiels R et R .
þ quelconque, on note
et
les dérivées de U
vecteur U
dt
dt

R

R

II.B.1) Déterminer la projection des vecteurs þex et þey sur la base des 
vecteurs þex et þey .
3 4
dþex
II.B.2) En déduire l'expression de
en fonction de 
þ et þex uniquement, ainsi que l'expression de
dt R
3 4
dþey
en fonction de 
þ et þey .
dt R
--
II.B.3) Déterminer l'expression de þv en fonction de þv  , 
þ et OM .
--
II.B.4) Déterminer l'expression de þa en fonction de þa  , þv  , 
þ et OM .
II.B.5) Montrer que pour une valeur particulière 
þ L de 
þ , on a :
þa  =

1
--2
Fþ
+
þL  
þ L  OM
m

et préciser l'expression de 
þ L (pulsation de Larmor) en fonction de 
þ 1.
þ à des trajectoires électroniques
II.B.6) On admet que la force Fþ conduit, en l'absence de champ magnétique
B,
1
--2
circulaires de pulsation 0 dans R. En déduire que le terme 
þL  
þ L  OM est négligeable devant le terme

Fþ /m et écrire l'équation différentielle approchée vérifiée par þa . Commenter.
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Page 2/7

II.B.7) On considère les trajectoires circulaires dans le référentiel R qui 
sont contenues dans un plan orþ 1 . Montrer que le résultat précédent permet de 
prédire l'existence, dans R,
thogonal au champ magnétique B
de mouvements circulaires de sens opposés et de pulsations + et - (on choisira 
+ > - > 0) et donner
l'expression de ces pulsations en fonction de 0 et 1 . Représenter dans le plan 
0xy ces trajectoires en précisant
dans chaque cas les sens de parcours.
II.B.8) On considère les trajectoires circulaires dans le référentiel R qui 
sont contenues dans un plan contenant
þ 1 (on peut par exemple prendre des trajectoires dans le plan Ox z  ). On note 
a le rayon
le champ magnétique B
de la trajectoire. Déterminer l'expression des coordonnées x (t) et z  (t) en 
fonction de a et 0 . Montrer que,
dans R, le mouvement peut se voir comme la superposition d'un mouvement 
sinusoïdal selon Oz et de deux
mouvements circulaires dans le plan Oxy, dont on précisera les caractéristiques.
II.B.9) On considère enfin le cas d'une trajectoire circulaire dans R dans un 
plan dont la normale fait
avec l'axe Oz  un angle  quelconque. Décrire qualitativement l'évolution, dans 
le référentiel R, du plan de la
-
þ  (O) = -
trajectoire et préciser en particulier la surface décrite par le vecteur L
OM  mþv  . Montrer que dans le

cas du mouvement circulaire quelconque dans R , on peut toujours décomposer le 
mouvement dans R en deux
mouvement circulaires et un mouvement rectiligne de pulsations différentes que 
l'on précisera.
II.C ­ Aspect énergétique
Dans cette sous partie, on se place dans le référentiel R galiléen et on 
considère que l'électron soumis à la force
þ 1 a une trajectoire circulaire dans le plan Oxy à la
Fþ et placé éventuellement dans le champ magnétique B
pulsation  (à priori ici quelconque).
II.C.1) Variation d'énergie mécanique
a) Déterminer l'expression de l'énergie potentielle Ep associée à la force Fþ .
b) En déduire l'expression de l'énergie E = Ec +Ep de l'électron dans le cas 
particulier du mouvement circulaire
de pulsation  en fonction de m,  et k.
c) On considère l'évolution de la trajectoire d'un électron entre une rotation 
circulaire uniforme à 0 dans le
plan Oxy en l'absence de champ magnétique et une rotation circulaire uniforme à 
+ = 0 + 1 /2 dans le plan
þ 1 . On suppose 1  0 . Calculer l'expression approchée de la variation
Oxy en présence du champ magnétique B
relative E/E de l'énergie E entre ces deux états. On exprimera le résultat en 
fonction 0 et 1 uniquement.
d) Cette variation d'énergie peut-elle avoir été causée par la force due au 
champ magnétique ? Justifier brièvement.
e) Proposer une explication qualitative des causes de cette variation d'énergie.
II.C.2) Étude du régime transitoire
þ = B(t)þez la
On s'intéresse ici à l'évolution du champ magnétique dans lequel est placé 
l'atome. On note B
valeur instantanée du champ magnétique, B(t) variant de 0 à B1 . On considère 
que ce champ est uniforme. On
þ duquel dérive le champ magnétique. On se place en coordonnées
cherche l'expression du potentiel vecteur A
cylindriques d'axe Oz (cf figure 6) et on impose, d'une part la nullité du 
potentiel sur l'axe et d'autre part, la
þ = þ0.
relation de jauge de Coulomb div A
a) Préciser les dépendances en cordonnées de chaque composante du potentiel 
vecteur.
þ
b) Déterminer l'expression de A.
On suppose que l'établissement du champ magnétique B est suffisamment lent pour 
que l'évolution de la
trajectoire d'un électron sur une période soit faible et que l'on puisse 
considérer celle-ci quasi circulaire. On
supposera de même que le moment cinétique en O de l'électron varie peu lors de 
l'établissement du champ, de
sorte qu'on pourra à tout instant le confondre avec le moment cinétique initial.
c) Montrer que la quantité rv peut alors être considérée constante. On notera C 
cette valeur.
d) Déterminer le travail infinitésimal reçu par un électron pendant dt lors de 
l'établissement du champ magnétique, dû aux forces autres que l'attraction 
électrostatique exercée par l'atome.
e) En déduire l'expression du travail total W de ces forces lors de 
l'établissement du champ et exprimer W en
fonction de e, C et B1 .
f) Comparer l'expression de W à la variation E d'énergie mécanique obtenue 
précédemment. Commenter.

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Page 3/7

III Étude des ondes électromagnétiques émises
III.A ­ Structure de l'onde émise
On s'intéresse dans cette partie aux ondes électromagnétiques émises par un 
système constitué d'une particule
fixe de charge e, placée à l'origine O du référentiel d'étude et d'une 
particule mobile de charge -e placée en M .
On suppose que les coordonnées du point M sont de la forme :

 x(t) = a cos(+ t) + b cos(- t)
y(t) = a sin(+ t) - b sin(- t)

z(t) = c cos(t)

avec + =  + 1 /2 et - =  - 1 /2.
On donne de plus, pour un dipôle électrique pþ(t) variable placé en O, 
l'expression du champ électromagnétique
créé par ce dipôle à l'instant t en un point M « très éloigné » du dipôle :
B
A3
4
2
þ
-
-

--
d
p
þ
K
þ
þ = þer  E
E(M,
t) = 5
 OM  OM , B
2
r
dt t-r/c
c
--
avec K constant, OM = rþer et où la notation

3

d2 pþ
dt2

4

signifie que la dérivée doit être estimée à l'instant
t-r/c

t - r/c.
Enfin on introduit les vecteurs unitaires þe+ (t) = cos(+ t)þex + sin(+ t)þey 
et þe- (t) = cos(- t)þex - sin(- t)þey .
III.A.1) On considère un dipôle de direction fixe pþ = p(t)þez . Déterminer 
l'expression du champ électrique créé
par ce dipôle en un point M quelconque en fonction des coordonnées sphériques 
relatives à M (cf figure 7).
III.A.2) Proposer une interprétation qualitative du terme t - r/c.
III.A.3) Montrer à l'aide de schémas que le système des deux charges 
précédemment défini peut être vu comme
la superposition de deux dipôles de norme constante tournant en sens opposés 
dans un plan P1 et d'un dipôle
oscillant de manière harmonique orthogonalement à P1 . Préciser le plan P1 .
III.A.4) On prend un point M1 de l'axe Ox situé à grande distance de O. 
Déterminer l'expression du champ
électrique rayonné par le système des charges au niveau du point M1 . On 
exprimera le champ en fonction de K,
e, r, a, b, c, , + , - , cos((t - r/c)), sin(+ (t - r/c)) et sin(- (t - r/c)). 
Montrer que ce champ peut être
vu comme la superposition de trois champs de polarisations rectilignes et de 
pulsations différentes et préciser
sur un schéma.
III.A.5) On prend maintenant un point M2 de l'axe Oz situé à grande distance de 
O. Déterminer de même
l'expression du champ électrique rayonné par le système des charges au niveau 
du point M2 . Montrer que ce
champ peut être vu comme la superposition de deux champs polarisés 
circulairement de pulsations différentes.
Préciser sur un schéma.
III.A.6) La figure 2 représente une partie du spectre d'émission pour un 
mélange d'atomes d'hydrogène
(nombre de charge Z = 1, nombre de masse A = 1) et de deutérium (nombre de 
charge Z = 1, nombre
de masse A = 2) placé dans un champ magnétique extérieur. La direction 
d'observation est perpendiculaire au
champ magnétique. L'axe des ordonnées représente une grandeur proportionnelle à 
l'intensité. On observe deux
groupes de trois raies d'émission, la différence d'intensité relative de ces 
raies est due à des effets dont on n'a
pas tenu compte dans cette étude.
a) Expliquer qualitativement la présence de ces deux groupes.
b) On s'intéresse uniquement aux raies comprises entre les traits verticaux en 
pointillé. On note 0 la longueur
d'onde émise en l'absence de champ magnétique et  l'écart maximal entre les 
raies émises en présence de
champ magnétique. On a   0 . Déterminer l'expression approchée de l'intensité 
B1 du champ magnétique
régnant au voisinage de l'atome émettant ce rayonnement en fonction de m, e, 0 
,  et de la célérité des ondes
électromagnétiques dans le vide c. Faire l'application numérique.
III.B ­ Étude d'un polarimètre
III.B.1) Paramètres de Stokes
Pour une onde électromagnétique plane progressive harmonique se propageant 
selon l'axe Oz dans le sens des
z croissants, on donne en notation complexe
 
A
þ =  B ei(t-kz)
E
0

On définit de même quatre paramètres, appelés paramètres de Stokes par les 
relations : I = AA + BB  ,
Q = AA - BB  , U = AB  + A B, V = i(A B - AB  ).
a) On considère une onde polarisée rectilignement caractérisée par son 
amplitude E0 et par l'angle  entre l'axe
Ox et la direction du champ électrique. Déterminer l'expression des paramètres 
de Stokes relatifs à cette onde.
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4

Intensité relative

3

2

1

0
656,0

656,1

656,2
 (nm)

656,3

656,4

Figure 2 Spectre Zeeman d'un mélange hydrogène deutérium d'après
C.C. Chu et J.D. Hey Contrib. Plasma Phys. 40(2000) 5­6, 597­606
b) Même question pour une onde d'amplitude E0 de polarisation circulaire droite.
c) On donne enfin une onde dont les paramètres de Stokes sont les suivants : I 
= E02 , Q = 0, U = 0, V = E02 .
Déterminer les amplitudes complexes A et B de cette onde et déterminer sa 
polarisation.
On admettra par la suite que la donnée des quatre paramètres I, Q, U , V permet 
systématiquement de faire
cette détermination.
III.B.2) Dispositif à lames à retard
On considère un dispositif constitué de deux lames à retard L1 , L2 et d'un 
polariseur P tous orthogonaux à
l'axe Oz. On étudie l'action de ce dispositif sur une onde électromagnétique 
plane progressive harmonique se
propageant selon l'axe Oz dans le sens des z croissants, dont la notation 
complexe est toujours
 
A
þ =  B ei(t-kz)
E
0
x

x

x

P

/4

z
y

y
L1

y

Axe lent
L2

Figure 3
La lame L1 (respectivement L2 ) comporte un axe lent et un axe rapide, la 
propagation de la composante du
champ électrique colinéaire à l'axe lent se faisant avec un retard de phase 1 
(respectivement 2 ) par rapport à
la composante colinéaire à l'axe rapide. Cette propagation s'effectue sans 
aucune atténuation. L'axe lent de L1
est selon Ox, celui de L2 fait un angle  = +/4 avec l'axe Ox et le polariseur a 
sa direction de polarisation
colinéaire à Ox.
þ ,
a) Déterminer dans la base (þex , þey , þez ), à un terme multiplicatif près, 
l'expression des coordonnées de E
1
amplitude complexe du champ en sortie de la lame L1 .
b) Déterminer de même dans la base (þex , þey , þez ) issue d'une rotation /4 
de la base (þex , þey , þez ), à un terme
þ , amplitude complexe du champ en sortie de la lame L2 .
multiplicatif près, l'expression des coordonnées de E
2
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c) En déduire que l'intensité lumineuse en sortie de polariseur IP peut 
s'écrire :
IP = K  (I + Q cos 2 + (U sin 1 - V cos 1 ) sin 2 )
où K  est une constante que l'on ne cherchera pas à déterminer et où I, Q, U et 
V sont les paramètres de Stokes
de l'onde incidente.
d) Donner les expressions de IP pour (1 , 2 ) prenant les couples de valeurs 
suivantes : (0, 0), (0, ), (0, /2),
(0, 3/2), (/2, /2) et (/2, 3/2).
III.C ­ Application
III.C.1) Résolution spectrale et polarisation
On donne figure 4 les spectres des rayonnements issus du polarimètre pour les 
configurations I, I + V et I - V
(axe vertical vers le bas). Justifier l'allure de la figure obtenue. Quel est 
l'intérêt du polarimètre dans l'étude
spectrale du rayonnement mis en évidence ici ?

Figure 4
þ1
III.C.2) Orientation du champ B
þ 1 n'est ni parallèle, ni orthogonal à la direction de visée
Dans une configuration réelle, le champ magnétique B
þ 1 et cette direction (cf figure 5).
de l'étoile. On note  l'angle entre B

þ1
B

Direction de visée
Polarimètre + spectromètre

Zone d'émission
Figure 5
On note B1ë = B1 cos  et B1 = B1 sin . Quels sont les réglages du polarimètre 
qui permettent, au niveau du
rayonnement reçu, de s'affranchir de l'influence de B1ë ? Même question pour B1 
. En déduire un autre intérêt
du polarimètre pour la caractérisation de champs magnétiques.

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Données et notations
Dans tout le problème i désigne le complexe tel que i2 = -1.
z

z
þer
M

þez

 M

r

r
y

O

O

þe

x

x

þe

Figure 6 Coordonnées
cylindriques

Figure 7 Coordonnées
sphériques

Charge élémentaire

e = 1,60 × 10-19 C

Masse d'un électron

m = 9,11 × 10-31 kg

Masse d'un proton

mp = 1,67 × 10-27 kg

Perméabilité magnétique du vide

µ0 = 410-7 H · m-1

Permittivité diélectrique du vide

0 = 8,85 × 10-12 F · m-1

Célérité de la lumière dans le vide

c = 3,00 × 108 m · s-1

Rotationnel en coordonnées cylindriques
4
3
4
3
4
3
V
Vz
V
1 (V ) V
1 Vz
- þ
-
-
-
þe +
þe +
þez
rot V =
 
z
z

Divergence en coordonnées cylindriques
þ =
div V

1  (V ) 1 V
Vz
+
+

z
· · · FIN · · ·

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þe
þe
y

Extrait du corrigé obtenu par reconnaissance optique des caractères



Centrale Physique 2 PC 2012 -- Corrigé
Ce corrigé est proposé par Pierre Jeannin (École Polytechnique) ; il a été relu 
par
Stanislas Antczak (Professeur agrégé) et Vincent Freulon (ENS Ulm).

Ce sujet propose de découvrir une méthode de mesure du champ magnétique
régnant à la surface du Soleil. Puisque bien évidemment on ne peut y aller ou y
envoyer une sonde, on a recours à une méthode indirecte, grâce à l'effet 
Zeeman. Selon
cet effet, qui valut à Zeeman le prix Nobel en 1902, le champ magnétique 
solaire scinde
les raies d'émission spectrales présentes dans la lumière émise par le Soleil. 
Comme on
sait relier le champ magnétique à l'écartement entre les raies, l'observation 
du Soleil
via un spectrographe permet de reconstituer le champ magnétique à sa surface.
· La première partie du sujet est une étude simple du mouvement d'un électron 
autour d'un atome. On se place donc dans un modèle planétaire classique
(modèle de Rutherford).
· Dans la deuxième partie, un champ magnétique fixe est introduit et ses effets
sur le mouvement de l'électron sont étudiés. Le passage à un référentiel en
rotation autour de l'axe du champ magnétique à une fréquence dépendant du
champ magnétique, appelée fréquence de Larmor, permet de se ramener au
cas du mouvement sans champ magnétique. On obtient la forme explicite des
trajectoires dans quelques cas particuliers. La dernière sous-partie propose une
approche énergétique du problème.
· La troisième et dernière partie, largement indépendante des deux précédentes,
est consacrée aux ondes émises par un atome à la surface du Soleil et au moyen
d'observer le décalage de raies dû à l'effet Zeeman. Après avoir caractérisé le
rayonnement suivant l'orientation relative de l'axe de visée et du champ 
magnétique, on introduit le formalisme de Stokes puis le dispositif 
polarimétrique
permettant d'observer les raies spectrales, de mesurer leur décalage et de 
retrouver la valeur du champ magnétique.
Ce sujet est assez long, mais de difficulté moyenne. Les commentaires du sujet 
sont limités au strict minimum, ce qui n'aide pas à relier les différentes 
parties.
La première partie est très proche du cours. La deuxième nécessite de bien 
suivre
la méthode de résolution, un peu inhabituelle. La troisième est indépendante des
précédentes et demande des calculs plus compliqués, même si les principaux 
résultats sont donnés dans l'énoncé. Lire l'intégralité du sujet avant de 
commencer était,
comme toujours, judicieux : cela permet de repérer les thèmes des différentes 
parties
et de mieux organiser son temps au cours de l'épreuve, surtout quand les 
parties sont
indépendantes.

Indications
Partie I
I.B Penser à la conservation du moment cinétique.
I.D L'ordre de grandeur de la taille d'un atome est 1 A = 10-10 m.
Partie II
II.A.2 Plutôt que de trouver directement la dimension de 1 à partir de son 
expression, utiliser l'homogénéité de l'équation trouvée à la question II.A.1.
II.B.2 Dans un trièdre direct les vecteurs de base sont liés par des relations 
faisant

intervenir le produit vectoriel, par exemple -
ez = -
ex  -
ey .
II.B.4 Utiliser à la fois le résultat et la méthode de la question précédente.
II.B.6 L'ordre de grandeur de F/m est le même que dans le cas déjà traité du
mouvement circulaire.
II.B.7 Il s'agit simplement de la composition de deux rotations de même axe.
II.B.8 Écrire l'équation paramétrique d'un cercle dans le plan Ox z  puis 
revenir
dans le repère lié à R et utiliser les formules trigonométriques.

-
II.B.9 Remarquer que L  est à tout moment orthogonal au plan du mouvement.
Ensuite, écrire l'équation d'un cercle dans le plan du mouvement, projeter 
cette équation sur le plan Ox y  . Utiliser les formules de trigonométrie
comme à la question précédente.
II.C.1.b Utiliser le résultat de la question I.C pour exprimer le rayon de la 
trajectoire
en fonction de la pulsation .
II.C.1.c Faire un développement limité de E autour de 0 .

-

-
- -
II.C.2.b Utiliser d'abord rot A = B pour déterminer Az et A , puis div A = 0
pour trouver A .
II.C.2.c Utiliser la conservation du moment cinétique.

-
A
II.C.2.d Un champ magnétique variable crée un champ électrique -
.
t

III.A.1
III.A.3
III.A.5
III.A.6.b
III.B.1.b
III.B.1.c
III.B.2.a
III.B.2.b
III.B.2.c

Partie III
-

-

-
Projeter ez sur e et e .
Les vecteurs unitaires introduits par l'énoncé sont utiles.

-

-
-
 -
 -

Calculer (-
e
+  ez )  ez et (e-  ez )  ez .
Faire un développement limité autour de 0 .
Pour une onde circulaire droite on a B = iA.
Utiliser Q pour montrer que A et B ont même module. Ils ne diffèrent donc
que d'une phase que U et V permettent de déterminer.
Un retard de 1 correspond à une multiplication par e -i 1 .
Passer d'abord dans la nouvelle base, puis introduire le retard.
Revenir dans la base de départ pour prendre en compte l'effet du polariseur.
Ensuite le calcul est assez lourd, mais le résultat est donné, il ne faut pas
hésiter à l'utiliser pour guider la progression.

Trajectoires électroniques dans un atome.
Traitement du rayonnement Zeeman
I. Atome isolé
I.A D'après la loi de Coulomb, la force électrostatique exercée par le noyau, 
réduit
ici à un proton de charge +e, sur l'électron de charge -e s'écrit

-
1 -e2 -

F =
er
40 r2
La comparaison avec la formule de l'énoncé donne
k=

e2
40

-
I.B Soit L le moment cinétique de l'électron par rapport au point O. Appliquons
le théorème du moment cinétique à l'électron, dans le référentiel galiléen R.

-
-- -

dL
= OM  F
dt

Puisque la force comme le vecteur position sont tous deux portés par -
er ,
-- -
 -

OM  F = 0

-
Par conséquent, L est constant. Par définition, le moment cinétique est à tout 
moment orthogonal au vecteur position : la trajectoire est entièrement contenue 
dans le

-
plan fixe passant par O et orthogonal à L , donc
La trajectoire est donc plane.
I.C Montrons qu'une trajectoire circulaire est compatible avec le principe 
fondamental de la dynamique. Dans ce cadre la vitesse de l'électron s'écrit

-

v = a  -
e

-

-

e .
Comme e = - e , on obtient les accélérations tangentielle a -
e et normale -a2 -

r

r

Appliquons le principe fondamental de la dynamique à l'électron dans le 
référentiel

galiléen R. L'unique force étant portée par -
er , l'accélération tangentielle est nulle et
donc  est une constante, notée 0 : le mouvement est uniforme. Utilisons 
maintenant

le principe fondamental de la dynamique en projection sur le vecteur -
er . En utilisant
l'expression de l'accélération normale, il vient
k
-m a 0 2 = - 2
a
r
k
d'où
0 =
m a3
Une trajectoire circulaire est compatible avec le principe fondamental de la
dynamique, à condition d'être un mouvement circulaire uniforme à la pulsation
r
k
0 =
m a3
Ce résultat est classique et valable pour tous les mouvements à force centrale,
indépendamment d'ailleurs de l'expression de la force.

I.D L'ordre de grandeur du rayon d'un atome d'hydrogène est a  10-10 m.
Calculons également
k=

e2
= 2,30.10-28 N.m2
40

Finalement,

0  1016 rad.s-1

Il est bon de connaître le rayon de Bohr de l'atome d'hydrogène, 52,9 pm.

II. Atome placé dans un champ magnétique extérieur
II.A

Mise en équation

II.A.1 Appliquons à l'électron le principe fondamental de la dynamique, dans le
référentiel galiléen R. L'électron est soumis à la force de Lorentz, dont le 
terme

-
-

-
électrostatique est donné par F , auquel s'ajoute le terme magnétique -e 
v  B1 :

-
-

m-
a = F -e-
v B
1

-
F
-

a =
--
v -

1
m

soit, en divisant par m,

-
II.A.2 La dimension de -
a est L.T-2 , celle de 
v est L.T-1 . Par homogénéité de
l'équation obtenue à la question précédente,
-
 a pour dimension l'inverse d'un temps.

1
Avec B1 = 10 T, valeur indiquée par le texte introductif à la partie II.A, on 
trouve
1  1012 s-1 . L'ordre de grandeur maximal de 1 /0 est donc
1 /0  10-4
Mieux vaut utiliser l'homogénéité de l'équation de la question précédente 
plutôt que de partir de l'expression explicite de 1 pour en trouver la 
dimension.
II.B

Étude générale

II.B.1 Avec les notations de la figure 6 en fin d'énoncé,
la projection des vecteurs unitaires liés à R sur la base
des vecteurs unitaires liés à R s'écrit
(-

e  = cos  -
e + sin  -
e
x

x

-

ey 
-

ez = -
ez 

y

-

ey  = - sin  -
ex + cos  -
ey

-

ey

-

ex 

-
e
x