X Physique 2 PC 2011

Thème de l'épreuve Activité optique
Principaux outils utilisés polarisation, électromagnétisme, mécanique du point, optique

Corrigé

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

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Énoncé obtenu par reconnaissance optique des caractères


ÉCOLE POLYTECHNIQUE ­ ÉCOLES NORMALES SUPÉRIEURES
ÉCOLE SUPÉRIEURE DE PHYSIQUE ET DE CHIMIE INDUSTRIELLES
CONCOURS D'ADMISSION 2011

FILIÈRE

PC

COMPOSITION DE PHYSIQUE ­ B ­ (XELC)
(Durée : 4 heures)
L'utilisation des calculatrices n'est pas autorisée pour cette épreuve.

Activité Optique
Lorsqu'une lumière polarisée rectilignement pénètre dans une substance isotrope 
optiquement
active, la lumière émergente a, dans tous les cas, quelle que soit la direction 
de polarisation initiale
et l'épaisseur traversée, une polarisation rectiligne. Cependant, la direction 
de polarisation a
tourné, c'est la raison pour laquelle on parle de pouvoir rotatoire.
On se propose dans ce problème d'étudier quelques propriétés et modèles de 
substances ou
matériaux présentant ce genre d'activité optique appelée aussi pouvoir 
rotatoire.
Constantes usuelles
Célérité de la lumière dans le vide :
Permittivité du vide :
Perméabilité du vide :
Masse de l'électron :
Charge élémentaire :

c =
0 =
µ0 =
m =
e =

3, 00 × 108 m · s-1
8, 82 × 10-12 F · m-1
4 × 10-7 H · m-1
9, 11 × 10-31 kg
1, 60 × 10-19 C

I. Introduction
Une lumière monochromatique polarisée rectilignement selon l'axe Ox pénètre en 
z = 0
dans une substance optiquement active. Elle émerge en z =  avec une 
polarisation qui fait un

angle  avec l'axe Ox (voir figure 1). L'algébrisation de l'angle est telle que 
(~ex , ~ey ) = + .
2
I.1 Quelle(s) source(s) permet(tent) d'obtenir une lumière 
quasi-monochromatique ?
Comment réaliser une source de lumière monochromatique polarisée rectilignement 
?
I.2 Proposer, en quelques lignes, un protocole expérimental permettant de 
vérifier que le plan
de polarisation d'une lumière polarisée rectilignement et ayant traversé un 
milieu optiquement
actif, a tourné.
1

x

~
E

y

~k

vide

z=

0
substance 
optiquement
active

z

z=

vide

Figure 1.

II. Théorie de FRESNEL : notion de biréfringence circulaire
La théorie phénoménologique de Fresnel permet de rendre compte du pouvoir 
rotatoire
en postulant que le milieu optiquement actif transmet, avec des indices 
optiques différents, des
ondes polarisées circulairement gauche et droite. Lorsqu'une onde polarisée 
circulairement gauche
(respectivement droite) se propage, le milieu se comporte comme un milieu 
d'indice optique ng
(respectivement nd ).
Cette hypothèse d'existence de deux indices optiques pour des ondes circulaires 
explique le
terme biréfringence circulaire.
~ (~r, t) d'une onde plane progressive
On considère, dans cette partie, le champ électrique E
harmonique (O.P.P.H.) de pulsation  se propageant selon l'axe Oz dans un milieu 
d'indice
optique n. On note :
~ (~r, t) = R(E
~ (~r, t)) = R(E
~ 0 exp i ~k · ~r - t )
E
î Ä

äó

où :
~ 0 est un vecteur constant dont les composantes sont éventuellement complexes. 
On le
· E
~ (~r, t) ;
nomme amplitude complexe du champ E

2
· ~k est le vecteur d'onde : ~k = n~ez =
n~ez (0 désigne la longueur d'onde dans le vide
c
0
et ~ez le vecteur unitaire de l'axe z dirigé dans le sens des z croissants).
~ 0 = E0x~ex + E0y ~ey + E0z ~ez ou
Dans la base cartésienne (~ex , ~ey , ~ez ), on note indifféremment E
~ 0 E0x , E0y , E0z .
E
Ä

ä

II.1 Quelle est la polarisation du champ électrique :
~ 0 (E0x , E0y , 0) où E0x et E0y sont réels ?
­ si E
~ 0 E0x , E0y , 0 où E0x et E0y sont des complexes quelconques ?
­ si E
Ä

ä

2

~ 0 (E0 , iE0 , 0) où E0 est réel positif ?
­ si E
~ 0 (E0 , -iE0 , 0) où E0 est réel positif ?
­ si E
II.2 Décomposer l'O.P.P.H. (E0 , 0, 0) avec E0 réel en somme de deux O.P.P.H. 
polarisées circulairement gauche et droite.
L'O.P.P.H. d'amplitude (E0 , 0, 0) pénètre dans un milieu optiquement actif 
situé entre z = 0
et z = . On note :
nd - ng
ng + nd
et n =
n0 =
2
2
II.3 Exprimer ng et nd en fonction de n0 et n puis montrer que le plan de 
polarisation de l'onde
a tourné d'un angle :

 =
(nd - ng )  []
2c
II.4 On se place, dans cette question, dans le cas où ng et nd sont 
indépendants de la direction
de propagation (biréfringence dite naturelle). Lorsqu'on place un miroir 
parfait en z = , et que
l'on s'intéresse à l'onde réfléchie en z = 0, l'angle de rotation du plan de 
polarisation est-il doublé
(cas de la figure 2.b) ou est-il compensé (cas de la figure 2.a) ? Justifiez 
votre réponse.
x

x
2

~
E

~
E

y

z=

0
substance
optiquement
actve

z=

y

~k

z=

0

~k

substance
optiquement
active

z=

z

z

Figure 2.

III. Biréfringence circulaire induite ou effet FARADAY
~0
Michaël Faraday a découvert en 1845 que, sous l'action d'un champ 
magnétostatique B
appliqué parallèlement à la direction de propagation de la lumière, les 
substances optiquement
inactives acquièrent la propriété de biréfringence circulaire étudiée dans la 
partie précédente.
Cette propriété constitue l'effet Faraday.
On se propose, dans cette partie, de développer un modèle microscopique rendant 
compte de
cette biréfringence circulaire induite par le champ magnétostatique.
III.1 Modèle de l'électron élastiquement lié
On s'intéresse à un atome ou une molécule de la substance placé dans un champ 
magnéto~ 0 . L'onde électromagnétique interagit avec les charges des atomes 
mais les
statique uniforme B
3

noyaux étant beaucoup plus lourds que les électrons, on les suppose immobiles 
et on ne considère
que les mouvements des électrons. Ceux-ci seront représentés par le nuage 
qu'ils forment.
On néglige toute interaction entre les électrons.
Chaque nuage électronique est soumis à :
--
­ une force de rappel élastique -m12 OM où O désigne la position du noyau, M 
celle du
barycentre du nuage électronique, m la masse de l'électron et 1 une pulsation 
caractéristique ;
~ (M, t) traduisant l'interaction entre la lumière et l'électron (-e désigne la
­ la force -eE
charge de l'électron) ;
--
~ 0 où ~v = dOM .
­ la force -e~v  B
dt R
Le référentiel d'étude R(O, x, y, z) centré sur le noyau O est supposé galiléen.
La lumière est modélisée par une O.P.P.H. se propageant selon l'axe Oz. Le 
champ électrique
s'écrit :
~ (M, t) = E0 cos (kg z - t) ~ex - E0 sin (kg z - t) ~ey où kg = ng 
E
c
On négligera :
­ l'interaction de l'électron avec le champ magnétique de l'O.P.P.H.
­ la variation spatiale du champ électrique à l'échelle du déplacement de 
l'électron c'est-à-dire
que kg z =  où  est une constante.
-
~ 0 = B0~ez et -
III.1.1 On note B
OM = x~ex + y~ey + z~ez .
Déterminer les trois équations liant x, y, z et leurs dérivées par rapport au 
temps.
III.1.2 On ne s'intéresse désormais qu'au régime forcé. Vérifier que x(t) = a 
cos ( - t) et
y(t) = -a sin ( - t) sont solutions du mouvement et exprimer a en fonction de 
e, m, 1 , , E0
et B0 .
III.1.3 On note N la densité volumique d'électrons. Donner l'expression du 
vecteur densité
volumique de courant ~j (M, t) en fonction des vecteurs de base ainsi que de a, 
N, e, , cos ( - t)
et sin ( - t).
~ (M, t) est solution de l'équation :
III.1.4 Montrer que le champ électrique E
~-
E

~
1 2E
~j
= µ0
2
2
c t
t

III.1.5 Montrer que :
n2g = 1 +

p2
12 + c  -  2

où l'on donnera l'expression de p2 en fonction de N, e, m et 0 et celle de c en 
fonction de e, m
et B0 .
4

III.1.6 Déterminer de même, en la démontrant, l'expression de nd en fonction de 
, 1 , c et p .
III.2 Constante de VERDET
Le physicien français Émile Verdet (1824-1866) a mis en évidence 
expérimentalement que
l'angle de rotation  (défini comme sur la figure 1) du plan de polarisation de 
la lumière est
proportionnel à l'épaisseur  du matériau traversé et à la mesure algébrique B0 :
 = Ve B0
Le facteur de proportionnalité Ve est nommé constante de Verdet.
III.2.1 En utilisant, entre autres, le résultat de la question II.3 et en 
admettant que pour les
p2
substances considérées, les ordres de grandeur sont tels que 2
 1, |c |  1 et
1 ± c  -  2
2c
  1 , donner une expression de la constante de Verdet en fonction de e, p ,  =
, 1 =

2c
, m et c.
1
III.2.2 Lorsqu'on place un miroir parfait en z = , et que l'on s'intéresse à 
l'onde réfléchie en
z = 0, on constate expérimentalement que l'angle de rotation du plan de 
polarisation est doublé
(comme dans le cas de la figure 2.b). Le modèle microscopique précédent rend-il 
compte de cette
observation ?
III.2.3 Application numérique
Pour la plupart des liquides illuminés par une lumière de longueur d'onde  = 
632 nm et à la
température usuelle, l'ordre de grandeur de la constante de Verdet est de 102 
deg · T-1 · m-1 .
Considérons un liquide placé dans un solénoïde comportant n = 105 spires/m et 
traversé, sur
une épaisseur  = 30 cm, par une onde plane polarisée rectilignement. En 
supposant que le
solénoïde crée le champ magnétostatique qui serait créé par un solénoïde 
"infini", calculer l'ordre
de grandeur du courant I dans le solénoïde pour que la rotation du plan de 
polarisation soit de
10 deg.

IV. Biréfringence circulaire naturelle : du microscopique au macroscopique
On développe, dans cette partie, un modèle simplifié qui rend compte du pouvoir 
rotatoire
naturel (en l'absence de champ magnétique extérieur) d'une substance traversée 
sur une très
faible épaisseur par une onde lumineuse polarisée rectilignement.
IV.1 Dipôles induits dans une molécule hélicoïdale
Le pouvoir rotatoire n'existe que pour des molécules possédant une certaine 
dissymétrie. Sur
un modèle de molécules ayant une géométrie hélicoïdale, on se propose de mettre 
en évidence
l'apparition de dipôles électrique et magnétique induits. Les composés 
organiques de la famille
des hélicènes possèdent une telle forme : à titre d'information on a représenté 
sur la partie droite
de la figure 3, l'hexahélicène.
On travaille dans le référentiel R(O, ~eX , ~eY , ~eZ ) supposé galiléen.
5

Dipôle électrique induit
On modélise une molécule par une structure hélicoïdale qui porte globalement la 
charge
+e. Le barycentre M1 du nuage électronique, de charge globale -e, de masse m, 
est supposé
se déplacer sans dissipation le long de l'hélice (H1 ) dont l'équation en 
coordonnées cartésiennes
a été portée sur la figure 3. Les principales notations classiques sont 
rappelées sur cette même
figure.
L'interaction entre le noyau et le nuage électronique est décrite par l'unique 
force de rappel
-m12 Z~eZ .
X = R cos 
Y = R sin 
Z=P

Z

R i 0 P 6= 0
R
O
A
X

M1

Y

~e
~er

Hexahélicène
Figure 3.

IV.1.1 Exprimer l'énergie potentielle U de laquelle dérive la force de rappel.
On suppose que la molécule est placée dans une région de l'espace où le champ 
magnétique
~ = B(t)~eZ où B(t) = B0 cos(t). Il apparaît un champ électrique dont
est uniforme et s'écrit B
~ (M, t) = E (r, t) ~e .
on admettra que l'expression locale, en coordonnées cylindriques, est E
IV.1.2 Établir l'expression de E(r, t) en fonction de B0 , , r et t.
IV.1.3 Établir l'expression de l'énergie cinétique K du nuage électronique en 
fonction de m, R, P
et Z.
Montrer que l'équation différentielle vérifiée par Z est
Z + 02 Z = -

eB0 P R2
 sin(t)
2m (R2 + P 2 )

où l'on exprimera 02 en fonction de 1 , R et P .
--
IV.1.4 On nomme pZ la composante selon ~eZ du moment dipolaire électrique ~
p(t) = -eOM 1
de la molécule.
6

dB
Toujours en régime harmonique forcé, montrer que pZ = 1
 1 B(t) où l'on exprimera
dt
1 en fonction de , 0 , e, m, R et P .
Le moment dipolaire est-il cependant parallèle à ~eZ ?
La molécule est maintenant modélisée par une structure en double hélice portant 
globalement
la charge +2e. On considère deux nuages électroniques, chacun de charge globale 
-e et de masse
m, dont les barycentres M1 et M2 se déplacent sans dissipation le long des 
hélices (H1 ) et (H2 ),
dont les équations en coordonnées cartésiennes sont fournies sur la figure 4.
Z
X = R cos 
H1

Y = R sin 
Z=P
X = -R cos 

H2

Y = -R sin 
Z=P

M2
A2
Ri0

P 6= 0

R
M1

A1

Y
X

~e

~er

Figure 4. Molécule en double hélice
IV.1.5 Exprimer le moment dipolaire p~(t) de la molécule.
-

Justifier que p~(t) = 21 B (t).

~ et l'axe de l'hélice vaut
IV.1.6 De manière plus générale, lorsque l'angle entre le champ B

-

, la relation devient p~(t) = 21 B (t) cos2 . En considérant un échantillon 
mésoscopique de
molécules orientées aléatoirement et dans toutes les directions, justifier que 
la moyenne statistique
notée h~
p(t)i des moments dipolaires s'exprime :
-

h~
p(t)i = e B (t) avec

e =

7

e2
P R2
1
2
2
2
3m (R + P ) ( - 02 )

Dipôle magnétique induit
La molécule en double hélice précédente est désormais placée dans une région de 
l'espace où
règne un champ électrique uniforme :
~ (M, t) = E (t) ~eZ
E

avec

E (t) = E0 cos (t)

IV.1.7 Montrer que la composante Z du vecteur position de chaque nuage 
électronique est
solution de l'équation
e
P2
E0 cos(t)
Z + 02 Z = -
m (R2 + P 2 )
~ est défini par :
IV.1.8 Le moment magnétique induit M
-
~ = -e-
M
OM 1  ~v1 -
2

e --
OM 2  ~v2
2

où

~v1 =

--
dOM 1
dt

et ~v2 =
R

--
dOM 2
dt

R

Montrer que

~ = -2 -
M
E

où l'on exprimera 2 en fonction de 0 , , e, m, P et R.
À nouveau, lorsque l'on considère un échantillon mésoscopique de molécules 
orientées aléatoirement et ¨dans toutes
les directions, on admettra que la moyenne statistique des moments

~
magnétiques M(t) est

-

~
M(t)
= -m E (t) avec

¨

m =

e2
P R2
1
2
2
2
3m (R + P ) ( - 02 )

IV.2 Application à la théorie de Lord Rayleigh
Lord Rayleigh développa le modèle suivant pour rendre compte de l'interaction 
entre des
molécules polarisables et un champ électromagnétique.
Les molécules en double hélice étudiées précédemment sont situées dans une 
couche d'épaisseur h orthogonale à l'axe z située entre les plans z = 0 et z = 
h avec la densité volumique
uniforme N . Elles sont illuminées par une O.P.P.H. dont la composante 
électrique s'écrit :
~ i (z, t) = E0 cos (k0 z - t) ~ex
E
Sous l'effet de cette onde, les molécules acquièrent des moments dipolaires 
électrique et magnétique selon les mécanismes décrits aux questions IV.1.6. et 
IV.1.8. Lord Rayleigh démontre
alors les résultats suivants que nous admettons :
­ le champ électrique rayonné par les dipôles électriques induits a pour 
expression :
2

e k0
(e)
~ ray
E
(z, t) = E0
hN cos(k0 z - t)~ey
0 2
­ le champ électrique rayonné par les dipôles magnétiques induits a pour 
expression :
2

m k0
(m)
~ ray
E
(z, t) = E0
hN cos(k0 z - t)~ey
0 2
8

Ces expressions des champs rayonnés sont valables loin de la couche de 
molécules (k0 z  1)
et pour une couche mince (k0 h  1).
~ (z, t) dans le cadre des hypothèses énoncées
IV.2.1 Déterminer le champ électrique total E
précédemment.
En déduire que l'expression de l'angle  (très faible) de rotation du plan de 
polarisation à la
traversée de la mince couche de milieu actif est :
e + m 2
=
k0 N h
(1)
20
IV.2.2 On considère l'image de la molécule en double hélice par un miroir 
parallèle à l'axe Oz
(la molécule et son image sont dites chirales car elles ne sont pas 
superposables). Comment sont
modifiées les équations cartésiennes des hélices (H1 ) et (H2 ) pour obtenir 
celles décrivant la
molécule image ? En déduire comment est modifié l'angle  lorsqu'on travaille 
avec les molécules
images.

V. Mise en évidence et mesure de rotations faibles
On développe dans cette partie des exemples permettant :
­ de mettre en évidence expérimentalement la biréfringence circulaire naturelle 
;
­ de mesurer des caractéristiques liées à l'effet Faraday.
V.1 Mise en évidence d'une rotation faible par décalage
On considère un milieu présentant une activité optique naturelle et placé dans 
une cellule :
il s'agit du limonène. Un rayon lumineux venant de l'air (d'indice optique nair 
= 1, 0003) et
polarisé rectilignement, arrive sur cette cellule avec une incidence  = 30 deg 
(cf. figure 5.a.).
On rappelle qu'une O.P.P.H. polarisée rectilignement est la superposition d'une 
O.P.P.H. polarisée circulairement droite et d'une O.P.P.H. polarisée 
circulairement gauche. Comme dans la
partie II, on note nd (resp. ng ) l'indice associé à l'onde circulaire droite 
(resp. gauche). On donne
ng + nd

n0 =
= 1, 4740 et = 7, 5 deg · cm-1 pour la longueur d'onde considérée 0 = 632 nm.
2

V.1.1 Écrire la loi de la réfraction pour chaque onde séparément et estimer 
numériquement le
décalage angulaire entre les deux rayons lumineux émergeant dans le limonène. 
Commenter.
On considère maintenant deux cellules accolées, représentées sur la figure 5.b, 
remplies de
liquides d'activités optiques opposées. Les indices optiques de chaque cellule 
sont portés sur la
figure.
V.1.2 Reproduire les figures 5.b et tracer qualitativement les rayons lumineux 
réfractés correspondant aux deux situations. Quel intérêt voyez-vous à utiliser 
une série de tels prismes alternés ?
V.2 Mesure d'effet Faraday en utilisant une cavité optique
Une cavité optique est constituée de deux miroirs de grande réflectivité mis en 
vis-à-vis dans
l'air. Pour simplifier les calculs, on considèrera ces miroirs plans, 
parallèles entre eux et séparés
9

ng,2 = n0 + n

Onde
circulaire
gauche

ng,1 = n0 - n
Activité
optique

ng,1 = n0 - n

nd,2 = n0 - n

Onde
circulaire
droite

nd,1 = n0 + n

nd,1 = n0 + n

Figure 5.
d'une distance d. On étudiera la propagation de la lumière parallèlement à la 
normale à leurs
surfaces, notée ~ez . On note r et t respectivement le coefficient de réflexion 
et de transmission du
champ électrique par les miroirs supposés identiques. On admettra que R + T = 1 
avec r 2 = R
et t2 = T .
On considère l'amplitude complexe notée E de la composante selon une direction 
quelconque
du champ électrique incident assimilé à une O.P.P.H. La variation de phase de 
cette composante
de l'onde lorsqu'elle a parcouru la distance d dans la cavité est . Ainsi, par 
exemple, la composante du champ électrique qui émerge (en z = d) en ayant 
traversé une seule fois la cavité a
pour amplitude complexe E 0 (z = d+ ) = t2 exp(i)E(z = 0- ).

E 0 (z = d+ )
E 1 (z = d+ )

E0 (z = 0- ) = E i

z

p tours

E p (z = d+ )

d
z=0

z=d
Figure 6.

V.2.1 Déterminer l'expression de l'amplitude complexe E p (z = d+ ) de la 
composante du champ
électrique qui a traversé une fois la cavité puis fait p aller(s) et retour(s) 
avant d'émerger en
z = d en fonction de E(z = 0- ), exp(i), T , R et p.

10

En déduire que l'amplitude complexe du champ émergeant de la cavité notée E s 
s'écrit :
Es =

T ei 
E
1 - Rei 2 i

(2)

où E i = E(z = 0- ) désigne l'amplitude complexe du champ électrique pénétrant 
en z = 0 dans
la cavité.
V.2.2 On cherche, dans cette question, à déterminer un ordre de grandeur du 
nombre f effectif
d'ondes interférentes contribuant au champ émergeant de la cavité. On se fixe 
le critère suivant :
f est tel que la norme de l'écart entre le champ émergeant de la cavité et la 
somme partielle
f
P
p=0

E p ne dépasse pas 1%. On supposera que R est proche de 1.

Proposer une expression de f en fonction de R. Donner un ordre de grandeur de f
si R = 0, 999.
V.2.3 On place dans la cavité un échantillon de longueur  soumis au champ 
magnétique uniforme
~ 0 = B0~ez . La composante électrique de l'O.P.P.H. pénétrant dans la cavité 
est
et constant B
polarisée rectilignement selon l'axe Ox (perpendiculaire à l'axe Oz) et 
d'amplitude réelle E0
~ = 0- ) = E0~ex . Il est possible d'ajuster la valeur de  telle que   0 [2]. 
Dans
telle que E(z
ces conditions, nous admettrons que l'amplitude réelle du champ électrique qui 
a traversé une
fois la cavité puis fait p aller(s) et retour(s) avant d'émerger en z = d peut 
s'écrire
~ p = E0 (1 - R)Rp~up où ~up = cos [(2p + 1) ] ~ex + sin [(2p + 1) ] ~ey
E
L'angle  est défini comme aux paragraphes II et III.
Par une simple représentation graphique, expliquez l'intérêt de la cavité pour 
la mise en
évidence de l'effet Faraday.
L'utilisation d'une telle cavité présenterait-elle un intérêt pour la mise en 
évidence de l'activité
optique naturelle ? Argumentez votre réponse en vous appuyant sur un calcul 
d'ordre de grandeur
de l'angle de rotation du plan de polarisation à la sortie de la cavité.

11

Extrait du corrigé obtenu par reconnaissance optique des caractères



X Physique B PC 2011 -- Corrigé
Ce corrigé est proposé par Rémy Hervé (Professeur agrégé à l'université) ; il a 
été
relu par Emmanuel Bourgeois (Professeur en CPGE) et Sébastien Dusuel (Professeur
en CPGE).

Ce sujet porte sur la biréfringence circulaire, également appelée phénomène de
polarisation rotatoire. Il se compose de cinq parties essentiellement 
indépendantes.
· La première est une introduction rapide, qui teste en deux questions les 
connaissances théoriques et expérimentales sur la lumière polarisée.
· La deuxième partie est consacrée à une théorie effective de la biréfringence
circulaire : la théorie de Fresnel. On y étudie l'évolution d'une onde polarisée
rectilignement à partir de propriétés portant sur les ondes polarisées 
circulairement. Particulièrement dans l'esprit des épreuves de Polytechnique, 
cette
partie s'appuie sur une bonne connaissance des notions et outils fondamentaux
du cours sur la polarisation, pour construire les principaux résultats sur la 
biréfringence circulaire naturelle. Il faut noter que cette partie constitue le 
point
d'entrée du sujet : si les différentes parties sont assez indépendantes du 
point de
vue des résultats, ne pas parvenir à traiter celle-ci rend le reste du sujet 
difficile,
car c'est là que les notions et raisonnements fondamentaux sont introduits.
· Dans un troisième temps, on s'intéresse à une description microscopique d'un
phénomène de biréfringence induit : l'effet Faraday. On y étudie la réponse 
mécanique des électrons élastiquement liés aux noyaux au passage d'une onde 
électromagnétique en présence d'un champ magnétique permanent. La démarche
suivie, qui nécessite une bonne maîtrise de la mécanique du point et de 
l'électromagnétisme, est très proche de celle permettant d'obtenir l'expression 
de
l'indice optique d'un milieu diélectrique en fonction de ses caractéristiques 
microscopiques. Une fois les principaux résultats obtenus, ils sont utilisés 
pour
construire une théorie effective similaire à celle de la deuxième partie.
· Cousine de la troisième, la quatrième partie propose un modèle microscopique
pour étudier cette fois une forme de biréfringence naturelle due à des molécules
chirales. Bien que similaires, les raisonnements sont nettement plus fins et on
sent poindre l'influence des ENS dans la subtilité que certaines démarches 
requièrent. Toutefois, l'essentiel des résultats intermédiaires sont donnés, ce 
qui
permet d'avancer malgré tout.
· Enfin, les principaux aspects théoriques sur la biréfringence ayant été 
étudiés
dans les parties précédentes, la dernière discute la mise en évidence 
expérimentale de ce phénomène, d'abord dans le cas naturel, puis dans celui de 
la biréfringence induite. Cette partie tranche sensiblement dans son contenu 
avec les
précédentes puisque ce sont essentiellement des notions d'optique géométrique
et d'optique interférentielle qu'il faut mobiliser. Par ailleurs, très ouverte 
dans
la formulation de ses principales questions, cette dernière partie cherchait à
évaluer le sens physique.
Très riche, ce sujet s'efforce de faire la synthèse des attentes de l'X et des 
ENS.
Il était ainsi peu probable qu'un candidat parvienne à le traiter entièrement 
sans
jamais être mis en difficulté.

Indications
Partie II
II.1 Pour distinguer les ondes circulaires gauche et droite, on peut s'aider de 
la
section III.1 qui décrit une onde circulaire gauche (l'indice est ng ). 
Attention
toutefois au changement de signe entre i et 1/i.
II.2 Comparer la somme des deux ondes circulaires de la question précédente à
l'onde rectiligne proposée.
II.4 Quel est l'effet de la réflexion sur les polarisations circulaires droite 
et gauche ?
Partie III
III.1.3 Attention au signe devant la charge dans l'expression du courant.
III.1.4 Il faut utiliser les quatre équations de Maxwell pour une distribution 
de cou
rant -
 baignant dans le vide et un champ électrique transverse.
III.1.6 Comment l'expression de l'onde circulaire droite diffère-t-elle de 
celle circulaire gauche ? En déduire rapidement la façon dont les différents 
calculs avec
l'onde circulaire gauche sont affectés.
III.2.2 Du point de vue de l'onde, comment est altéré le champ magnétique lors
de la réflexion ? Comment en tenir compte dans la théorie ? Quelle est la
conséquence sur l'angle  ?
III.2.3 Le champ magnétique créé par un solénoïde infini a pour amplitude
B0 = µ0 nI
Partie IV
IV.1.2 Intégrer l'équation de Maxwell-Faraday sur un disque orienté de rayon r 
et

de normale +-
ez , situé à l'altitude z.
IV.1.3 Utiliser le théorème de la puissance mécanique.
IV.1.5 Comment changer l'équation de la première hélice en celle de la seconde ?
IV.1.6 Il faut faire une moyenne sur l'ensemble des orientations possibles de 
l'hélice,
la direction du champ magnétique étant fixée. Or, la direction de l'hélice se
caractérise par deux angles, dont un est celui défini par l'énoncé.
IV.1.7 Reprendre rapidement la démarche précédente en adaptant l'expression du
travail du champ électrique.
IV.1.8 Réduire au maximum le problème par symétrie entre les deux hélices avant
de calculer le moment.
Partie V
V.1.1 Avant de pouvoir faire l'application numérique, il faut linéariser les 
relations
de Descartes en faisant apparaître le décalage angulaire.
V.2.2 On donne ln 10  2.

Activité Optique
I. Introduction
I.1 Pour obtenir une lumière quasi monochromatique, on peut utiliser une source
laser ou une lampe spectrale dont on isole une raie d'émission à l'aide de 
filtres.
Pour polariser rectilignement la lumière issue de la source choisie, on 
interpose sur
son trajet un film dichroïque (également appelé « polariseur »).
Signalons que certains lasers sont naturellement polarisés rectilignement.
Un film dichroïque est un matériau qui est conducteur dans une seule direction. 
Lorsqu'une une onde électromagnétique dont le champ électrique est
aligné avec cette direction arrive sur le film, ce dernier se comporte comme un
conducteur réel produisant deux effets sur l'onde : une partie de l'onde est 
réfléchie tandis que l'autre partie est absorbée (plus précisément, elle 
engendre
un courant qui est dissipé par effet Joule). Si le film dichroïque est 
suffisamment épais (plus épais que l'épaisseur de peau), il n'y a pas d'onde 
transmise.
En revanche, si le champ électrique est orthogonal au dichroïque, le film se
comporte comme un milieu diélectrique : une partie de l'onde est transmise
et l'autre est réfléchie. Cette anisotropie de la conduction est à rapprocher de
l'anisotropie de la réponse diélectrique responsable de la biréfringence 
linéaire
(à distinguer de la biréfringence circulaire étudiée ici).
I.2 En l'absence du milieu optiquement actif, on interpose sur le trajet de la 
lumière
polarisée un film dichroïque ­ l'analyseur ­ que l'on dispose orthogonalement à 
la
direction de propagation, ainsi qu'un écran sur lequel on récupère la lumière 
issue
de l'analyseur. On oriente alors l'analyseur jusqu'à éteindre complètement 
l'onde :
l'écran ne reçoit aucune lumière. Entre la source polarisée et l'analyseur, on 
interpose
le milieu optiquement actif. Si la polarisation a été affectée, l'écran est de 
nouveau
éclairé. On tourne l'analyseur en essayant d'éteindre de nouveau l'onde. Si 
l'on y
parvient alors la polarisation de l'onde a tourné d'un angle égal à celui dont 
il a fallu
tourner l'analyseur pour retrouver l'extinction.
Si on ne parvient pas à retrouver l'extinction, c'est que la polarisation n'est
plus rectiligne. Cela suggère un phénomène de biréfringence linéaire qui 
transforme une polarisation rectiligne en une polarisation elliptique.

II. Théorie de Fresnel : notion de
biréfringence circulaire
II.1 Considérons les différents cas proposés :

-
· E 0 (E0x , E0y , 0) : les deux composantes sont en phase donc l'onde est 
polarisée
rectilignement ;

-
· E 0 (E0x , E0y , 0) : c'est l'écriture la plus générale d'une polarisation 
donc l'onde
est polarisée elliptiquement ;

-
· E 0 (E0 , iE0 , 0) : les deux composantes ont même amplitude et la composante
suivant y est en retard de /2 donc l'onde est circulaire gauche ;

-
· E 0 (E0 , -iE0 , 0) : les deux composantes ont même amplitude et la composante
suivant y est en avance de /2 donc l'onde est circulaire droite.
Identifier qu'une polarisation est circulaire est simple : les deux composantes 
ont même amplitude et elles sont déphasées de /2. En revanche,
distinguer la polarisation gauche de la polarisation droite est problématique
car soumis à plusieurs conventions. En premier lieu, il y a le sens du vecteur
d'onde par rapport au plan (xOy). Les réponses données ici correspondent

au cas où le vecteur d'onde est suivant +-
ez . S'il était suivant --
ez , les polarisations seraient échangées. Cela intervient dans les questions 
II.4 et III.2.2.
En second lieu, il y a le signe de l'exponentielle portant l'information 
temporelle. Ici, un facteur i correspond à un retard de /2 parce que le 
préfacteur
est en exp(-it). Si c'était exp(+it), le facteur i correspondrait à une avance
de /2 et, à nouveau, les deux polarisations circulaires seraient échangées.
La définition donne que, lorsqu'une onde polarisée circulaire gauche se
déplace vers l'observateur, celui-ci voit le champ électrique tourner dans le

-
sens trigonométrique (lorsque E passe par la verticale haute, elle part vers la
gauche). Ici, on peut vérifier par le calcul que cela correspond aux résultats
annoncés. Par ailleurs, on peut noter que cela est en accord avec l'expression
de la polarisation circulaire gauche donnée au début de la partie III.1.
II.2 Pour décomposer l'O.P.P.H polarisée rectilignement (E0 , 0, 0) avec E0 
réel, il
suffit d'écrire

-
 E0 E0
-

-
E0
E0
E 0 (E0 , 0, 0) = E g
,i ,0 + Ed
, -i , 0
2
2
2
2
II.3 On a directement
ng = n0 - n

et

nd = n0 + n

Du fait de la propagation dans le milieu entre z = 0 et z = , l'onde circulaire
gauche acquiert la phase

g = k g  = ng 
c
tandis que l'onde circulaire droite acquiert

d = k d  = nd 
c