les forces optiques COMPRENDRE induite par une onde plane dans la direction de propagation est la résultante de deux contributions : l ’ impulsion « retirée » au faisceau par la section efficace d ’ extinction de la sphère σ ext = σ scat + σ abs ( sections efficaces de diffusion et d ’ absorption ) et l ’ impulsion diffusée définie par σ scat . La force exercée sur la sphère s ’ écrit alors comme
F z = ε 0 | ε | 2 [ σ scat ( 1 – — cosθ ) + σ abs ] ( 2 )
— où cosθ tient compte de la projection de l ’ impulsion diffusée le long de . Dans le
— cas d ’ une stricte rétrodiffusion , cosθ = – 1 et l ’ on retrouve le résultat ( 1 ). Ces sections efficaces se calculent exactement par la théorie de Mie qui permet ainsi de décrire très précisément les impacts de la forme de l ’ objet diffuseur sur la pression de radiation .
D ’ autres influences sont importantes , telles que la structure spatiale du faisceau lumineux lui-même , sa nature vectorielle ( sa polarisation ), l ’ environnement optique , etc . Pour les appréhender et les interpréter facilement , le cadre dipolaire – compris dans la théorie de Mie comme la limite des « sphères petites » vis-à-vis de la longueur d ’ onde du champ - est bien adapté .
FORCES OPTIQUES DIPOLAIRES Considérons donc un dipôle électrique P plongé dans un champ électromagnétique ( ε , H ). La loi de Lorentz , écrite comme l ’ action du champ sur les charges formant le dipôle , donne la force instantanée qui s ’ exerce sur le dipôle
F = ( P . ) ε + µ 0 P . × H ( 3 )
avec l ’ opérateur gradient [ 3 ]. On considère ici des champs harmoniques ε = Re [ E 0 ( r ) e – iωt ] et H = Re [ H 0 ( r ) e – iωt ] et un dipôle P = Re [ p 0 ( r ) e – iωt ] initialement immobile dans le vide avec p 0 ( r )= ε 0 αE 0 ( r ) et α ( ω ) la polarisabilité complexe ( prise scalaire ici pour simplifier ) du dipôle induit p 0 . La moyenne temporelle de la force ( 3 ) prend une forme compacte bien connue 〈 F 〉 = Re [ ε 0 αf 0 ]/ 2 où f 0 se sépare en deux termes f 0 = ρ ρ – iρ 2 φ dans le cas d ’ un champ polarisé linéairement E 0 ( r ) = ρ ( r ) e iφ ( r ) .
Cette séparation donne deux contributions de force , l ’ une dite réactive
〈 F r 〉 = 1 – 2 ε 0 Re [ α ] ρ ρ ( 4 )
engageant la partie réelle de la polarisabilité , et l ’ autre dite dissipative
〈 F d 〉 = 1 – 2 ε 0 Im [ α ] ρ 2 φ ( 5 ) engageant la partie imaginaire
Figure 1 . a ) Une onde plane éclaire un miroir sous un angle θ . Pour un miroir parfaitement réfléchissant , la variation d ’ impulsion entre l ’ onde incidente et l ’ onde réfléchie dp R = ( u / c ) 2cosθ se transfère au miroir suivant la normale . Pour un miroir absorbant , l ’ impulsion transférée au miroir s ’ écrit simplement p [ η = 1 ] = ( u / c ) . Sous incidence oblique , la surface effective éclairée est réduite du facteur angulaire cosθ par rapport à la surface S éclairée sous incidence normale . Sous incidence normale , ces deux transferts d ’ impulsion se combinent comme l ’ Eq . ( 1 ). b ) Pendule de torsion utilisé par P . N . Lebedev pour tester la prédiction de Maxwell ( tiré de [ 2 ]). La série de petits miroirs suspendus ( miroirs circulaires de diamètre 5 mm , d ’ épaisseur approchant les 100 microns ) aux coefficients de réflexion et d ’ absorption mesurés ( platine , aluminium , nickel ), disposés symétriquement de part et d ’ autre de l ’ axe de torsion permet de se débarrasser des principaux effets systématiques ( comme les effets calorimétriques ) et de vérifier l ’ Eq . ( 1 ) quantitativement .
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