Spin

La genèse du concept de spin fut l'une des plus difficiles de l'histoire de la physique quantique aux alentours des années 1920. L'effet Zeeman anomal, la structure hyperfine des raies spectrales observées, ou encore l'expérience de Stern et Gerlach (1922) posèrent à cette époque de grosses difficultés d'interprétation.

La notion théorique de spin a été introduite par Pauli en décembre 1924 pour le noyau et pas pour l'électron, afin d'expliquer un résultat expérimental qui restait incompréhensible dans le cadre naissant de la mécanique quantique non relativiste : l'effet Zeeman anomal. L'approche développée par Pauli consistait à introduire de façon ad hoc le spin.

La découverte, en septembre 1925, du concept de spin de l'électron (au sens d'un moment cinétique intrinsèque d'une particule élémentaire) par Samuel Goudsmit et George Uhlenbeck, fut révolutionnaire. Immédiatement après la publication, un problème de facteur 2 dans la structure fine du spectre de l'hydrogène, identifié par Heisenberg, fut résolu par les deux physiciens et publié en décembre 1925.

Le spin a d'abord été interprété comme un degré de liberté supplémentaire, s'ajoutant aux trois degrés de liberté de translation de l'électron : son moment cinétique intrinsèque (ou propre). En d'autres termes, l'électron ponctuel était vu comme tournant sur lui-même — d'où le nom de « spin » (de l'anglais « to spin » : faire tourner). Mais il est vite apparu que cette « rotation » devait être considérée comme purement quantique : elle n'a pas d'équivalent en mécanique classique. La représentation du spin en termes de simple rotation a donc été abandonnée. Wolfgang Pauli avait déjà noté en 1924 que, compte tenu des dimensions estimées de l'électron, une rotation de l'électron nécessiterait une vitesse tangentielle de rotation à son équateur qui serait supérieure à la vitesse de la lumière, vitesse par principe infranchissable selon la théorie de la relativité restreinte.

En 1927, Wolfgang Pauli proposa la modélisation du spin en termes de matrice, ce qui correspond à une écriture en termes d'opérateurs sur la fonction d'onde intervenant dans l'équation de Schrödinger : l'équation de Pauli. En 1928, à partir de l'équation de Klein-Gordon, Paul Dirac démontra qu'une particule ayant un spin non nul vérifie une équation relativiste, appelée aujourd'hui équation de Dirac.

Enfin, c'est en théorie quantique des champs que le spin montre son caractère le plus fondamental. L'analyse du groupe de Poincaré effectuée par Wigner en 1939 montra en effet qu'une particule est associée à un champ quantique, opérateur qui se transforme comme une représentation irréductible du groupe de Poincaré. Ces représentations irréductibles se classent par deux nombres réels positifs : la masse et le spin.

Le spin du photon a été mis en évidence expérimentalement par Râman et Bhagavantam en 1931.

Le spin est le moment cinétique intrinsèque des particules quantiques. Il est donc soumis aux mêmes lois générales qui régissent tout autre moment cinétique quantique, tel que, par exemple, le moment cinétique orbital.

Le spin est donc un opérateur vectoriel hermitien ${\displaystyle {\hat {S}}}$ comportant trois composantes, notées usuellement ${\displaystyle {\hat {S}}_{x},\,{\hat {S}}_{y}}$ et ${\displaystyle {\hat {S}}_{z}}$ par référence aux trois axes de coordonnées cartésiennes utilisables dans l'espace physique. Ces composantes sont des observables vérifiant les relations de commutations caractéristiques d'un moment cinétique :

${\displaystyle \left[\,{\hat {S}}_{i}\,\ {\hat {S}}_{j}\,\right]\ =\ i\ \hbar \ \epsilon _{ijk}\ {\hat {S}}_{k}}$

où ${\displaystyle \epsilon _{ijk}}$ est le symbole de Levi-Civita et

${\displaystyle \left[{\hat {S}}^{2},{\hat {S}}_{i}\right]=0}$.

Ces relations de commutations sont analogues à celles découvertes en novembre 1925 par Born, Heisenberg et Jordan ^souhaitée] pour les composantes du moment cinétique orbital. Ces relations de commutations impliquent que le principe d'incertitude s'applique aux mesures du spin faites dans les différentes directions de l'espace : on peut en effet mesurer très exactement la norme du vecteur et une projection sur un axe de coordonnées, mais les deux autres projections sur les deux autres axes orthogonaux ne sont plus alors mesurables précisément.

Par analogie avec les résultats obtenus pour le moment cinétique orbital (ou plus généralement pour un moment cinétique quantique), il existe pour l'opérateur spin une base de vecteurs propres notés ${\displaystyle |s,m_{s}\rangle }$, où ${\displaystyle s}$ est entier ou demi-entier, et ${\displaystyle m_{s}}$ est un entier ou demi-entier prenant l'une des ${\displaystyle 2s+1}$ valeurs ${\displaystyle -\,s\leq m_{s}\leq s}$, tels que :

${\displaystyle {\hat {S}}^{2}\ |s,m_{s}\rangle \ =\ s(s+1)\,\hbar ^{2}\ |s,m_{s}\rangle \qquad (1)}$

${\displaystyle {\hat {S}}_{z}\ |s,m_{s}\rangle \ =\ m_{s}\,\hbar \ |s,m_{s}\rangle \qquad (2)}$.

Le nombre ${\displaystyle s}$ est un nombre quantique, qui est aussi appelé le spin (de manière impropre toutefois).

Les valeurs propres des opérateurs ${\displaystyle {\hat {S}}^{2}}$ et ${\displaystyle {\hat {S}}_{z}}$ représentent l'ensemble des mesures possibles pour les deux observables, c'est-à-dire respectivement le carré de la norme, et la projection sur un axe ${\displaystyle z}$ arbitraire dans l'espace.

Toutes les particules connues ou d'existence fortement suspectée ont un nombre quantique de spin compris entre 0 et 2, en particulier les particules élémentaires :

• spin 0 : le boson de Higgs ;
• spin 1/2 : l'électron, le positron, les neutrinos, les quarks, etc. ;
• spin 1 : le photon, le gluon (vecteur de l'interaction forte), les bosons et (vecteurs de l'interaction faible) ;
• spin 2 : le graviton, particule hypothétique, qui serait vecteur de la gravitation.

Il n'existe pas de particule élémentaire connue de spin 3/2, mais la théorie de la supersymétrie en prédit une, le gravitino.

Le spin (à l'état fondamental) des particules composées de plusieurs particules élémentaires, comme le proton, le neutron, tout noyau atomique ou encore tout atome, est constitué des spins des particules élémentaires qui les composent, auxquels s'ajoute le moment cinétique orbital de ces différentes particules élémentaires :

• spin 0 : noyaux atomiques tels que ¹²C, ¹⁶O, ²⁸Si… et de manière générale les noyaux composés d'un nombre pair de protons et de neutrons ;
• spin 1/2 : le proton, le neutron et certains noyaux atomiques, par exemple : ¹³C, ²⁹Si, etc. ;
• spin > 1/2 : les noyaux de 75 % des isotopes stables, par exemple ¹⁴N spin 1, ³⁵Cl spin 3/2, ²⁰⁹Bi spin 9/2.

Il n'est pas toujours facile de déduire le spin d'une particule à partir de principes simples ; par exemple, même s'il est connu que le proton a un spin 1/2, la façon dont les particules élémentaires qui le composent sont disposées et arrangées est toujours un sujet actif de recherche (voir structure de Spin des nucléons)^,.

Comme le montre le théorème spin-statistique, la valeur entière ou demi-entière du spin détermine une propriété cruciale de la particule :

• si son spin est entier, elle suit la statistique de Bose-Einstein, et c'est un boson ;
• si son spin est demi-entier, en raison du principe d'exclusion de Pauli, elle suit la statistique de Fermi-Dirac, et c'est un fermion.

Aux hautes températures, ces statistiques tendent toutes les deux vers la statistique de Maxwell-Boltzmann. Aux basses températures, la différence explique que seuls les bosons puissent former un condensat de Bose-Einstein.

Pour une particule de nombre quantique de spin ${\displaystyle s=1/2}$ comme l'électron, le proton ou le neutron, donc ${\displaystyle 2s+1=2}$ : il existe seulement deux états de spin distincts, caractérisés par ${\displaystyle m_{s}=\pm 1/2}$.

On note souvent les deux états propres correspondants : ${\displaystyle |+\rangle }$ et ${\displaystyle |-\rangle }$, ou encore : ${\displaystyle |\uparrow \rangle }$ et ${\displaystyle |\downarrow \rangle }$.

Pauli a introduit trois matrices 2 × 2, notées ${\displaystyle {\hat {\sigma }}_{i},\ i=x,y,z}$ telles que l'opérateur de spin s'écrive :

${\displaystyle {\hat {S}}_{i}\ =\ {\frac {\hbar }{2}}\ {\hat {\sigma }}_{i}}$.

Ces trois matrices de Pauli s'écrivent explicitement :

${\displaystyle {\hat {\sigma }}_{x}\ =\ {\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}};\quad {\hat {\sigma }}_{y}\ =\ {\begin{pmatrix}0&-\ \mathrm {i} \\\mathrm {i} &0\end{pmatrix}};\quad {\hat {\sigma }}_{z}\ =\ {\begin{pmatrix}1&0\\0&-\ 1\end{pmatrix}}}$.

Elles satisfont les relations de commutation :

${\displaystyle \left[\,{\hat {\sigma }}_{i}\,\ {\hat {\sigma }}_{j}\,\right]\ =\ 2\ \mathrm {i} \ \epsilon _{ijk}\ {\hat {\sigma }}_{k}}$.

Il a été remarqué^{[Par qui ?]} qu'il s'agit là des relations entre quaternions découvertes par William Rowan Hamilton, ce qui donne une représentation plus compacte des opérateurs de spin ^souhaitée].

Les nombres quantiques de spin sont définis aussi pour les systèmes de spins couplés, tels que les atomes de plus qu'un électron. Les symboles majuscules sont employés ː S pour le spin électronique total, et m_S ou M_S pour la composante sur l'axe z. Une paire d'électrons dans un état singulet de spin possède la valeur S = 0, tandis qu'une paire dans un état triplet a S = 1, avec m_S = −1, 0, ou +1. Les nombres quantiques de spin nucléaire sont écrits I pour le spin, et m_I ou M_I pour la composante sur l'axe-z.

Toutes les particules connues ou d'existence fortement suspectée ont un nombre quantique de spin compris entre 0 et 2, en particulier les particules élémentaires :

• spin 0 : le boson de Higgs ;
• spin 1/2 : l'électron, le positron, les neutrinos, les quarks, etc. ;
• spin 1 : le photon, le gluon (vecteur de l'interaction forte), les bosons et (vecteurs de l'interaction faible) ;
• spin 2 : le graviton, particule hypothétique, qui serait vecteur de la gravitation.

Il n'existe pas de particule élémentaire connue de spin 3/2, mais la théorie de la supersymétrie en prédit une, le gravitino.

Le spin (à l'état fondamental) des particules composées de plusieurs particules élémentaires, comme le proton, le neutron, tout noyau atomique ou encore tout atome, est constitué des spins des particules élémentaires qui les composent, auxquels s'ajoute le moment cinétique orbital de ces différentes particules élémentaires :

• spin 0 : noyaux atomiques tels que ¹²C, ¹⁶O, ²⁸Si… et de manière générale les noyaux composés d'un nombre pair de protons et de neutrons ;
• spin 1/2 : le proton, le neutron et certains noyaux atomiques, par exemple : ¹³C, ²⁹Si, etc. ;
• spin > 1/2 : les noyaux de 75 % des isotopes stables, par exemple ¹⁴N spin 1, ³⁵Cl spin 3/2, ²⁰⁹Bi spin 9/2.

Il n'est pas toujours facile de déduire le spin d'une particule à partir de principes simples ; par exemple, même s'il est connu que le proton a un spin 1/2, la façon dont les particules élémentaires qui le composent sont disposées et arrangées est toujours un sujet actif de recherche (voir structure de Spin des nucléons)^,.

Comme le montre le théorème spin-statistique, la valeur entière ou demi-entière du spin détermine une propriété cruciale de la particule :

• si son spin est entier, elle suit la statistique de Bose-Einstein, et c'est un boson ;
• si son spin est demi-entier, en raison du principe d'exclusion de Pauli, elle suit la statistique de Fermi-Dirac, et c'est un fermion.

Aux hautes températures, ces statistiques tendent toutes les deux vers la statistique de Maxwell-Boltzmann. Aux basses températures, la différence explique que seuls les bosons puissent former un condensat de Bose-Einstein.

Pour une particule de nombre quantique de spin ${\displaystyle s=1/2}$ comme l'électron, le proton ou le neutron, donc ${\displaystyle 2s+1=2}$ : il existe seulement deux états de spin distincts, caractérisés par ${\displaystyle m_{s}=\pm 1/2}$.

On note souvent les deux états propres correspondants : ${\displaystyle |+\rangle }$ et ${\displaystyle |-\rangle }$, ou encore : ${\displaystyle |\uparrow \rangle }$ et ${\displaystyle |\downarrow \rangle }$.

Pauli a introduit trois matrices 2 × 2, notées ${\displaystyle {\hat {\sigma }}_{i},\ i=x,y,z}$ telles que l'opérateur de spin s'écrive :

${\displaystyle {\hat {S}}_{i}\ =\ {\frac {\hbar }{2}}\ {\hat {\sigma }}_{i}}$.

Ces trois matrices de Pauli s'écrivent explicitement :

${\displaystyle {\hat {\sigma }}_{x}\ =\ {\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}};\quad {\hat {\sigma }}_{y}\ =\ {\begin{pmatrix}0&-\ \mathrm {i} \\\mathrm {i} &0\end{pmatrix}};\quad {\hat {\sigma }}_{z}\ =\ {\begin{pmatrix}1&0\\0&-\ 1\end{pmatrix}}}$.

Elles satisfont les relations de commutation :

${\displaystyle \left[\,{\hat {\sigma }}_{i}\,\ {\hat {\sigma }}_{j}\,\right]\ =\ 2\ \mathrm {i} \ \epsilon _{ijk}\ {\hat {\sigma }}_{k}}$.

Il a été remarqué^{[Par qui ?]} qu'il s'agit là des relations entre quaternions découvertes par William Rowan Hamilton, ce qui donne une représentation plus compacte des opérateurs de spin ^souhaitée].

Les nombres quantiques de spin sont définis aussi pour les systèmes de spins couplés, tels que les atomes de plus qu'un électron. Les symboles majuscules sont employés ː S pour le spin électronique total, et m_S ou M_S pour la composante sur l'axe z. Une paire d'électrons dans un état singulet de spin possède la valeur S = 0, tandis qu'une paire dans un état triplet a S = 1, avec m_S = −1, 0, ou +1. Les nombres quantiques de spin nucléaire sont écrits I pour le spin, et m_I ou M_I pour la composante sur l'axe-z.

En mécanique classique, le moment angulaire d'une particule possède non seulement une magnitude (vitesse de rotation de la particule), mais également une direction (direction de l'axe de rotation de la particule).

En mécanique quantique, le moment angulaire de spin (spin) contient également ces informations, mais dans une forme plus subtile. La mécanique quantique montre en effet, par l'intermédiaire des équations (1) et (2) ci-dessus (voir #Le moment cinétique de spin), que si l'état du moment angulaire de spin est l'un des états propres de ${\displaystyle {\hat {S}}^{2}}$, la composante du spin mesurée selon une direction quelconque, c'est-à-dire sa projection sur un axe quelconque (par exemple l'axe z), ne peut prendre que les valeurs quantifiées suivantes :

${\displaystyle S_{z}=\langle s,m_{s}\vert {\hat {S}}_{z}\vert s,m_{s}\rangle =m_{s}\hbar ,\qquad m_{s}=-s,-s+1,\cdots ,s-1,s}$

où s est le nombre quantique de spin de la particule. On peut constater qu'il existe 2s+1 valeurs possibles de ${\displaystyle m_{s}}$. Le nombre 2s+1 est appelé la multiplicité de spin. Par exemple, il n'y a que deux valeurs possibles pour une particule de spin 1/2 : ${\displaystyle m_{s}=\pm 1/2}$. Cela correspond à deux états quantiques, notés symboliquement ${\displaystyle \vert \uparrow \rangle }$ et ${\displaystyle \vert \downarrow \rangle }$, pour lesquels la projection du spin pointe respectivement dans la direction +z ou -z. La valeur de la projection dans les autres directions de l'espace, x ou y par exemple, est par contre indéterminée, du fait des relations de non-commutation (ou d'« incertitude ») entre les trois composantes du spin. En d'autres termes, si on ne s'intéresse qu'à un spin individuel, il n'est pas possible de déterminer avec précision sa direction dans l'espace (c'est en quelque sorte l'équivalent du principe d'incertitude de Heisenberg en ce qui concerne la vitesse et la position d'une particule, qui ne peuvent pas être déterminées simultanément).

Un état quantique quelconque d'une particule isolée de spin s = 1/2 peut s'exprimer sous la forme générale :

${\displaystyle |\nearrow \rangle =a|\uparrow \rangle +b|\downarrow \rangle }$

où a et b sont deux nombres complexes. Cette formule exprime une superposition des deux états propres.

Penrose montre que l'état de spin 1/2 peut être caractérisé par le rapport des deux nombres complexes ${\displaystyle u=b/a}$. Si cette valeur est projetée sur une sphère de Riemann, qui permet de représenter l'ensemble des nombres complexes, il est possible d'établir une correspondance entre un état de spin et une direction dans l'espace ordinaire.

Selon cette représentation, tout état quantique ${\displaystyle |\nearrow \rangle }$ d'un spin s = 1/2 correspond à un point sur la sphère dont la projection stéréographique sur le plan complexe (le plan équatorial de la sphère) est ce rapport u. Ce point définit un vecteur correspondant à l'orientation de la polarisation d'un ensemble de spins placés dans le même état ${\displaystyle |\nearrow \rangle }$ (voir #Signification physique du vecteur d'orientation du spin).

Une autre représentation est possible, celle de la sphère de Bloch.

Dans cette représentation, les coefficients a et b sont définis en utilisant des coordonnées angulaires sphériques^, :

${\displaystyle a=\cos(\theta /2)}$

${\displaystyle b=\sin(\theta /2)\mathrm {e} ^{\mathrm {i} \varphi }}$

Le vecteur représentant l'état ${\displaystyle \vert \nearrow \rangle }$ est alors représenté comme sur la figure ci-contre. Cette représentation est bien entendu parfaitement équivalente à la représentation précédente sur une sphère de Riemann, pour laquelle le rapport u vaut :

${\displaystyle u=b/a=\tan(\theta /2)\mathrm {e} ^{\mathrm {i} \varphi }}$

Les représentations précédentes n'indiquent pas explicitement la direction proprement dite du spin (laquelle est indéterminée, comme il a été dit plus haut), mais plus exactement la direction moyenne d'un spin préparé expérimentalement dans un état particulier ${\displaystyle |\nearrow \rangle }$, sur lequel un grand nombre de mesures seraient réalisées, ou bien encore peut représenter celle d'un ensemble statistiquement significatif de particules placées dans le même état, sur lequel un nombre réduit de mesures (voire une seule) seraient faites. Ces deux types de protocoles de mesures donnent le même résultat, d'après le principe ergodique de Gibbs.

Pour un système préparé dans un état quantique de spin quelconque, il n'est possible de décrire les trois projections d'un moment angulaire spin sur trois axes orthogonaux que par des valeurs moyennes:

${\displaystyle \langle S_{i}\rangle =\langle \nearrow |{\hat {S}}_{i}|\nearrow \rangle \qquad i=x,y,z}$

Le vecteur ${\displaystyle {\vec {S}}}$ défini par les trois projections ${\displaystyle {\big (}\langle S_{x}\rangle ,\langle S_{y}\rangle ,\langle S_{z}\rangle {\big )}}$ décrit une « direction » vers laquelle pointe la direction moyenne du moment angulaire du spin, et qu'il est judicieux d'appeler polarisation. C'est exactement l'orientation de ce vecteur qui a été représentée précédemment sur la sphère de Riemann ou de Bloch. Il s'avère que ce vecteur de polarisation du spin a une signification physique pratique, notamment en spectroscopie de résonance magnétique nucléaire (RMN). Dans cette technique, les spins des protons (ou de tout autre noyau atomique possédant un spin non nul) peuvent être préparés dans n'importe quel état donné. Par exemple, si le système de spin est placé dans un champ magnétique homogène, la polarisation moyenne à l'équilibre thermodynamique correspond à l'état ${\displaystyle |\uparrow \rangle }$. L'application d'impulsions radiofréquence choisies permet ensuite de polariser les spins dans n'importe quelle autre direction de l'espace. Le signal RMN maximum est obtenu lorsque la bobine de détection est orientée selon la direction de cette polarisation.

Dans le cas de l'électron, la spectroscopie de résonance paramagnétique électronique (RPE) est fondée sur les mêmes principes et sert à étudier les radicaux libres, c'est-à-dire les espèces qui possèdent un électron non apparié.

L'existence du moment cinétique de spin électronique était déduite de l'expérience de Stern et Gerlach faite en 1922. Stern et Gerlach ont démontré que les atomes d'argent possèdent deux états discrets possibles du moment cinétique, bien qu'un atome d'argent ne possède aucun moment cinétique orbital.

En mécanique classique, le moment angulaire d'une particule possède non seulement une magnitude (vitesse de rotation de la particule), mais également une direction (direction de l'axe de rotation de la particule).

En mécanique quantique, le moment angulaire de spin (spin) contient également ces informations, mais dans une forme plus subtile. La mécanique quantique montre en effet, par l'intermédiaire des équations (1) et (2) ci-dessus (voir #Le moment cinétique de spin), que si l'état du moment angulaire de spin est l'un des états propres de ${\displaystyle {\hat {S}}^{2}}$, la composante du spin mesurée selon une direction quelconque, c'est-à-dire sa projection sur un axe quelconque (par exemple l'axe z), ne peut prendre que les valeurs quantifiées suivantes :

${\displaystyle S_{z}=\langle s,m_{s}\vert {\hat {S}}_{z}\vert s,m_{s}\rangle =m_{s}\hbar ,\qquad m_{s}=-s,-s+1,\cdots ,s-1,s}$

où s est le nombre quantique de spin de la particule. On peut constater qu'il existe 2s+1 valeurs possibles de ${\displaystyle m_{s}}$. Le nombre 2s+1 est appelé la multiplicité de spin. Par exemple, il n'y a que deux valeurs possibles pour une particule de spin 1/2 : ${\displaystyle m_{s}=\pm 1/2}$. Cela correspond à deux états quantiques, notés symboliquement ${\displaystyle \vert \uparrow \rangle }$ et ${\displaystyle \vert \downarrow \rangle }$, pour lesquels la projection du spin pointe respectivement dans la direction +z ou -z. La valeur de la projection dans les autres directions de l'espace, x ou y par exemple, est par contre indéterminée, du fait des relations de non-commutation (ou d'« incertitude ») entre les trois composantes du spin. En d'autres termes, si on ne s'intéresse qu'à un spin individuel, il n'est pas possible de déterminer avec précision sa direction dans l'espace (c'est en quelque sorte l'équivalent du principe d'incertitude de Heisenberg en ce qui concerne la vitesse et la position d'une particule, qui ne peuvent pas être déterminées simultanément).

Un état quantique quelconque d'une particule isolée de spin s = 1/2 peut s'exprimer sous la forme générale :

${\displaystyle |\nearrow \rangle =a|\uparrow \rangle +b|\downarrow \rangle }$

où a et b sont deux nombres complexes. Cette formule exprime une superposition des deux états propres.

Penrose montre que l'état de spin 1/2 peut être caractérisé par le rapport des deux nombres complexes ${\displaystyle u=b/a}$. Si cette valeur est projetée sur une sphère de Riemann, qui permet de représenter l'ensemble des nombres complexes, il est possible d'établir une correspondance entre un état de spin et une direction dans l'espace ordinaire.

Selon cette représentation, tout état quantique ${\displaystyle |\nearrow \rangle }$ d'un spin s = 1/2 correspond à un point sur la sphère dont la projection stéréographique sur le plan complexe (le plan équatorial de la sphère) est ce rapport u. Ce point définit un vecteur correspondant à l'orientation de la polarisation d'un ensemble de spins placés dans le même état ${\displaystyle |\nearrow \rangle }$ (voir #Signification physique du vecteur d'orientation du spin).

Une autre représentation est possible, celle de la sphère de Bloch.

Dans cette représentation, les coefficients a et b sont définis en utilisant des coordonnées angulaires sphériques^, :

${\displaystyle a=\cos(\theta /2)}$

${\displaystyle b=\sin(\theta /2)\mathrm {e} ^{\mathrm {i} \varphi }}$

Le vecteur représentant l'état ${\displaystyle \vert \nearrow \rangle }$ est alors représenté comme sur la figure ci-contre. Cette représentation est bien entendu parfaitement équivalente à la représentation précédente sur une sphère de Riemann, pour laquelle le rapport u vaut :

${\displaystyle u=b/a=\tan(\theta /2)\mathrm {e} ^{\mathrm {i} \varphi }}$

Les représentations précédentes n'indiquent pas explicitement la direction proprement dite du spin (laquelle est indéterminée, comme il a été dit plus haut), mais plus exactement la direction moyenne d'un spin préparé expérimentalement dans un état particulier ${\displaystyle |\nearrow \rangle }$, sur lequel un grand nombre de mesures seraient réalisées, ou bien encore peut représenter celle d'un ensemble statistiquement significatif de particules placées dans le même état, sur lequel un nombre réduit de mesures (voire une seule) seraient faites. Ces deux types de protocoles de mesures donnent le même résultat, d'après le principe ergodique de Gibbs.

Pour un système préparé dans un état quantique de spin quelconque, il n'est possible de décrire les trois projections d'un moment angulaire spin sur trois axes orthogonaux que par des valeurs moyennes:

${\displaystyle \langle S_{i}\rangle =\langle \nearrow |{\hat {S}}_{i}|\nearrow \rangle \qquad i=x,y,z}$

Le vecteur ${\displaystyle {\vec {S}}}$ défini par les trois projections ${\displaystyle {\big (}\langle S_{x}\rangle ,\langle S_{y}\rangle ,\langle S_{z}\rangle {\big )}}$ décrit une « direction » vers laquelle pointe la direction moyenne du moment angulaire du spin, et qu'il est judicieux d'appeler polarisation. C'est exactement l'orientation de ce vecteur qui a été représentée précédemment sur la sphère de Riemann ou de Bloch. Il s'avère que ce vecteur de polarisation du spin a une signification physique pratique, notamment en spectroscopie de résonance magnétique nucléaire (RMN). Dans cette technique, les spins des protons (ou de tout autre noyau atomique possédant un spin non nul) peuvent être préparés dans n'importe quel état donné. Par exemple, si le système de spin est placé dans un champ magnétique homogène, la polarisation moyenne à l'équilibre thermodynamique correspond à l'état ${\displaystyle |\uparrow \rangle }$. L'application d'impulsions radiofréquence choisies permet ensuite de polariser les spins dans n'importe quelle autre direction de l'espace. Le signal RMN maximum est obtenu lorsque la bobine de détection est orientée selon la direction de cette polarisation.

Dans le cas de l'électron, la spectroscopie de résonance paramagnétique électronique (RPE) est fondée sur les mêmes principes et sert à étudier les radicaux libres, c'est-à-dire les espèces qui possèdent un électron non apparié.

L'existence du moment cinétique de spin électronique était déduite de l'expérience de Stern et Gerlach faite en 1922. Stern et Gerlach ont démontré que les atomes d'argent possèdent deux états discrets possibles du moment cinétique, bien qu'un atome d'argent ne possède aucun moment cinétique orbital.

Au moment cinétique orbital d'une particule de charge ${\displaystyle q}$ et de masse ${\displaystyle m}$ est associé un moment magnétique orbital :

${\displaystyle {\vec {\mu }}_{L}\ =\ {\frac {q}{2m}}\ {\vec {L}}}$

Le facteur ${\displaystyle q/2m}$ est appelé rapport gyromagnétique. De même, on associe à une particule de charge ${\displaystyle q}$, de masse ${\displaystyle m}$, et de spin donné un moment magnétique de spin :

${\displaystyle {\vec {\mu }}_{S}\ =\ g\ {\frac {q}{2m}}\ {\vec {S}}}$

où ${\displaystyle g}$ est un nombre sans dimension, appelé facteur de Landé (1921). Ce nombre varie selon la nature de la particule : on a approximativement ${\displaystyle g=2}$ pour l'électron, ${\displaystyle g=5,586}$ pour le proton, et ${\displaystyle g=-\,3,826}$ pour le neutron. On trouve aussi des valeurs moitié pour le proton et le neutron qui correspondraient à un moment magnétique anomal.

Pour l'électron, on a les valeurs suivantes : ${\displaystyle s=1/2}$ et ${\displaystyle g=2,002}$ ; on introduit alors le « quantum magnétique » suivant, appelé magnéton de Bohr :

${\displaystyle \mu _{\mathrm {B} }={\frac {e\hbar }{2m_{e}}}}$

L'équation de Dirac prédit pour l'électron un facteur de Landé exactement égal à ${\displaystyle g=2}$. Or, la valeur expérimentale admise en 2005 vaut :

${\displaystyle g\ \simeq \ 2,002\ 319\ 304\ 373\ 7}$

Il existe donc un écart, décelé pour la première fois en 1947 dans la structure hyperfine de l'hydrogène et du deutérium : on parle alors du moment magnétique anomal de l'électron. La théorie quantique des champs du modèle standard permet de rendre compte de cette anomalie avec une très grande précision.

Au moment cinétique orbital d'une particule de charge ${\displaystyle q}$ et de masse ${\displaystyle m}$ est associé un moment magnétique orbital :

${\displaystyle {\vec {\mu }}_{L}\ =\ {\frac {q}{2m}}\ {\vec {L}}}$

Le facteur ${\displaystyle q/2m}$ est appelé rapport gyromagnétique. De même, on associe à une particule de charge ${\displaystyle q}$, de masse ${\displaystyle m}$, et de spin donné un moment magnétique de spin :

${\displaystyle {\vec {\mu }}_{S}\ =\ g\ {\frac {q}{2m}}\ {\vec {S}}}$

où ${\displaystyle g}$ est un nombre sans dimension, appelé facteur de Landé (1921). Ce nombre varie selon la nature de la particule : on a approximativement ${\displaystyle g=2}$ pour l'électron, ${\displaystyle g=5,586}$ pour le proton, et ${\displaystyle g=-\,3,826}$ pour le neutron. On trouve aussi des valeurs moitié pour le proton et le neutron qui correspondraient à un moment magnétique anomal.

Pour l'électron, on a les valeurs suivantes : ${\displaystyle s=1/2}$ et ${\displaystyle g=2,002}$ ; on introduit alors le « quantum magnétique » suivant, appelé magnéton de Bohr :

${\displaystyle \mu _{\mathrm {B} }={\frac {e\hbar }{2m_{e}}}}$

L'équation de Dirac prédit pour l'électron un facteur de Landé exactement égal à ${\displaystyle g=2}$. Or, la valeur expérimentale admise en 2005 vaut :

${\displaystyle g\ \simeq \ 2,002\ 319\ 304\ 373\ 7}$

Il existe donc un écart, décelé pour la première fois en 1947 dans la structure hyperfine de l'hydrogène et du deutérium : on parle alors du moment magnétique anomal de l'électron. La théorie quantique des champs du modèle standard permet de rendre compte de cette anomalie avec une très grande précision.

L'analyse du comportement des objets sous l'effet des rotations nécessite de prendre en compte la structure mathématique de groupe formé par celles-ci. À un objet se transformant sous les rotations est alors associée une représentation de groupe. Deux objets ayant des propriétés de symétrie similaires seront donc associés à des représentations équivalentes du groupe des rotations. De ce point de vue, le spin n'est rien d'autre qu'un nombre qui permet de classifier les différentes représentations irréductibles non équivalentes du groupe des rotations.

• Wolfgang Pauli ; Zeitschrift fur Physik 31 (1925) 373.
• George E. Uhlenbeck et Samuel Goudsmit ; Naturwissenschaften 13 (1925) 953.
• Samuel Goudsmit et George E. Uhlenbeck ; Nature 117 (1926) 264.
• Sin-Itiro Tomonaga ; The story of spin, The university of Chicago press (1997), (ISBN ). Traduction anglaise d'un ouvrage paru en japonais en 1974.
• Marc Knecht ; The anomalous magnetic moments of the electron and the muon, séminaire Poincaré (Paris, 12 octobre 2002), publié dans : Bertrand Duplantier et Vincent Rivasseau (Eds.) ; Poincaré Seminar 2002, Progress in Mathematical Physics 30, Birkhäuser (2003), (ISBN ).

• Animation, applications et recherches liées au spin

• Portail de la physique

• Wolfgang Pauli ; Zeitschrift fur Physik 31 (1925) 373.
• George E. Uhlenbeck et Samuel Goudsmit ; Naturwissenschaften 13 (1925) 953.
• Samuel Goudsmit et George E. Uhlenbeck ; Nature 117 (1926) 264.
• Sin-Itiro Tomonaga ; The story of spin, The university of Chicago press (1997), (ISBN ). Traduction anglaise d'un ouvrage paru en japonais en 1974.
• Marc Knecht ; The anomalous magnetic moments of the electron and the muon, séminaire Poincaré (Paris, 12 octobre 2002), publié dans : Bertrand Duplantier et Vincent Rivasseau (Eds.) ; Poincaré Seminar 2002, Progress in Mathematical Physics 30, Birkhäuser (2003), (ISBN ).