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Interféromètre de Michelson

1. Interféromètre
1.a. Lame séparatrice
Albert Abraham Michelson (physicien américain 1852-1932) a inventé son interféromètre
en 1881, dans le but de mettre en évidence le mouvement de la Terre par rapport à un hypothé-
tique milieu supposé au repos absolu (l’éther), dans lequel la lumière aurait une vitesse fixe.
Il a mené de nombreuses expériences avec Edward Morley, qui ont démontré l’inexistence de
ce milieu, ce qui a ouvert la voie au principe de relativité restreinte (la lumière a une vitesse
indépendante du référentiel).
Les dispositifs interférométriques modernes sont souvent des variantes de l’interféromètre
de Michelson. Par exemple, la détection des ondes gravitationnelles (projet VIRGO) se fait
avec un interféromètre géant.
Dans l’interféromètre de Michelson, la division de l’onde est réalisée par une lame de verre
à faces parallèles (planes et polies). L’une des faces est recouverte d’un dépôt métallique très
mince, dont l’épaisseur est inférieure à la distance de pénétration de la lumière dans le métal.
En choisissant bien l’épaisseur de cette couche, on obtient une surface qui réfléchit la moitié
de l’intensité incidente et transmet l’autre moitié.

I/2

Air

Verre

I Couche semi-réfléchissante
I/2

La face arrière de la lame reçoit un traitement antireflet pour minimiser les réflexions. L’utilisa-
tion les lois de Descartes de la réfraction permet de montrer que le rayon transmis est parallèle
au rayon incident.
Lorsqu’un rayon incident est séparé en deux rayons, on parle de division d’amplitude. Par
comparaison, le dispositif de Young, qui réalise une division du front d’onde, produit deux
ondes à partir de deux rayons différents.

1.b. Dispositif optique

L’interféromètre et constitué principalement d’une lame séparatrice et de deux miroirs
plans. Ceux-ci sont des pièces en verre poli recouvertes d’une couche métallique (argent ou
aluminium) dont l’épaisseur est très supérieure à la profondeur de pénétration de la lumière,
ce qui permet d’obtenir une réflexion pratiquement totale (95 pour 100). Ces miroirs ont un
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diamètre de l’ordre de 2 à 4 centimètres, et doivent avoir un défaut de planéité sur toute leur
surface qui n’excède pas λ/10 (de même pour la lame séparatrice).

V V

Miroir M2

Surface argentée

V : vis d'inclinaison

Lame compensatrice Rail de guidage

e
Lame séparatrice
V
Lumière incidente
Vernier

Vis de translation

M'2 Miroir M1
Couche mince semi-réfléchissante Chariot

La lame compensatrice est une lame de verre identique à la lame séparatrice mais sans couche
semi-réfléchissante. Sa fonction sera expliquée plus loin.
La lumière transmise par la lame rencontre un miroir, que l’on notera M1 , qui est fixé sur
un chariot mobile en translation. Le système de translation est une mécanique de précision,
qui assure un mouvement en translation à la fraction de longueur d’onde près. Le chariot
est ramené en arrière par un contrepoids et une vis micrométrique vient le pousser. Cette vis
permet de mesurer le déplacement du chariot à 10 µm près, mais la finesse du réglage est de
l’ordre de la longueur d’onde.
La lumière réfléchie par le miroir M1 est réfléchie en retour par la couche semi-réfléchissante
de la séparatrice, et sort du dispositif dans une direction environ perpendiculaire à la direction
incidente. Il y a la moitié de l’intensité qui repart vers la source de lumière.
Le second miroir M2 est disposé perpendiculairement au premier. Il reçoit la lumière réflé-
chie par la séparatrice. Après réflexion, cette lumière ressort du dispositif après avoir traversé
la séparatrice.
Dans le réglage de base, l’image de M2 par le plan de la couche semi-réfléchissante (plan
séparateur) est parallèle à M1 . On note M20 cette image et e la distance entre M1 et le miroir
virtuel M20 . Sur le papier, cette configuration est obtenue lorsque les deux miroirs sont perpen-
diculaires, et lorsque le plan séparateur est à 45 degrés des miroirs. En pratique, cette condition
n’est pas strictement vérifiée, car il suffit que l’image de M2 par la séparatrice soit parallèle à
M1 . Ce réglage est appelé rglageenlamed0 air, car les deux plans M1 et M20 forment une lame
d’air à faces parallèles.
Sur la figure, on a représenté en rouge le rayon passant par M1 , en bleu le rayon passant
par M2 . En sortie du dispositif, ces deux rayons ont une différence de phase qui est fonction
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de l’espacement e. Il faudra prévoir un dispositif complémentaire en sortie pour obtenir le

recoupement des rayons. Ces deux rayons ont pratiquement la même intensité. On obtient
donc en sortie l’interférence de deux ondes cohérentes de même intensité.
Le parallélisme de M1 et M20 doit être réalisé au dixième de micromètre près. Pour cela,
deux vis d’inclinaison sont disposées à l’arrière des deux miroirs. Les vis du miroir M1 (le
miroir du chariot), permettent un réglage relativement grossier de l’inclinaison relative des
miroirs. Les vis du miroir M2 ont un pas plus fin et permettent un réglage très fin de l’incli-
naison relative. La lame séparatrice est fixée sur le support. On joue donc uniquement sur les
inclinaisons des miroirs pour obtenir le réglage en lame d’air.

1.c. Lame compensatrice

La figure suivante montre le chemin de la lumière dans la lame séparatrice :

M2

M1

On constate que le rayon réfléchi par M1 traverse 3 fois la lame alors que le rayon réfléchi par
M2 ne la traverse qu’une fois. La lame introduit donc une différence de marche entre les deux
rayons.
On souhaite obtenir en sortie une différence de marche entre les deux rayons qui soit in-
dépendante de la lame séparatrice. Le rôle de la lame compensatrice est de compenser la dif-
férence de marche introduite par la lame séparatrice. Elle a la même épaisseur que la lame
séparatrice. Le schéma suivant en montre le fonctionnement :
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M2

b
b
a b

Compensatrice

Séparatrice

M1

Après la séparation, le rayon réfléchi par M1 traverse une fois le verre sur une longueur a et
deux fois sur une longueur b. Il en est de même pour le rayon réfléchi par M2 . En sortie, la
différence de marche ne dépend plus de la traversée des lames.

1.d. Schémas simplifiés

La première simplification consiste à remplacer la combinaison séparatrice-compensatrice
par un plan séparateur Sp . Pour la lumière réfléchie vers M2 , ce plan constitue un miroir plan,
et n’a pas d’effet sur la lumière transmise vers M1 . La simulation Interféromètre de Michelson
utilise cette simplification.
La seconde simplification consiste à enlever le plan séparateur et à remplacer le miroir M2
par son image M20 . Avec ce schéma, la séparation du rayon incident se fait sur le miroir M20 ,
et la lumière ressort de l’interféromètre dans la direction de la source. Ce schéma simplifié est
parfaitement équivalent au schéma de départ, mais simplifie beaucoup les raisonnements et les
calculs.
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V V

Miroir M2

V : vis d'inclinaison

Rail de guidage
e
Sp

V
Lumière incidente
Vernier

Vis de translation

M'2 Miroir M1
Chariot
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2. Réglage en lame d’air

2.a. Source ponctuelle
Dans le réglage en lame d’air, les miroirs M1 et M20 sont parallèles. On considère tout
d’abord les interférences produites avec une source ponctuelle quasi monochromatique.
Soit S le point source. On considère son image S1 par le miroir M1 , et son image S2 par le
miroir M20 . Ces deux images sont situées sur la droite Sz contenant la source et perpendiculaire
aux miroirs, et sont à une distance 2e l’une de l’autre. Elles constituent deux sources secon-
daires synchrones. On considère un plan d’observation perpendiculaire à l’axe Sz. Pour tracer
les deux rayons parvenant en un point M de ce plan, il faut faire la construction en partant de
ce point.

d d
θ
C z
S S2 S1
2e

M'2 M1
e

Les deux rayons partant de la source ne sont pas confondus : il s’agit donc d’une division du
front d’onde. Comme nous l’avons montré dans le chapitre Ondes lumineuses et interférences,
les franges obtenues sur ce plan sont des anneaux centrés sur le point C, qui se trouve sur
la droite passant par S et perpendiculaire aux miroirs. Si l’on introduit l’angle θ défini sur la
figure, la différence de marche est (l’indice de l’air est n = 1) :

δ = 2ne cos θ (1)

Ces interférences sont non localisées, car une translation du plan d’observation dans la direc-
tion Z ne change pas leur visibilité.
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Lorsque les deux plans M1 et M20 sont confondus (e = 0), on parle de contact optique des
deux miroirs. La différence de marche est alors nulle pour tous les points du plan d’observation
donc l’éclairement sur ce plan est uniforme. Pour régler l’interféromètre, il faut être en mesure
de parvenir au contact optique en partant d’un espacement quelconque, alors qu’on ne sait
pas en général le signe de e. On remarque que la différence de marche diminue lorsqu’on
s’éloigne du centre des anneaux. Si l’on veut réduire la distance entre les miroirs, c’est-à-dire
réduire la différence de marche au centre, il faut donc que le rayon d’un anneau d’ordre donné
diminue. Pour réduire la distance entre les miroirs, il faut tourner la vis de translation du chariot
dans le sens qui donne des anneaux entrant, c’est-à-dire dont le rayon diminue. La simulation
Interféromètre de Michelson montre l’évolution des anneaux lorsqu’on fait varier e.
Si la source est déplacée perpendiculairement à l’axe d’une distance xs , les anneaux sont
déplacés de la même distance. Lorsqu’on remplace la source ponctuelle par une source éten-
due (de type lampe à décharge), il faut considérer les interférences produites par les différents
points de la source, qui sont incohérents. Soit d la distance la plus petite entre deux anneaux
consécutifs sur le plan d’observation. Si la taille de la source est petite devant d, les interfé-
rences produites par les différents points de la source coïncident pratiquement. Au contraire, si
la source a une taille de l’ordre de d ou plus grande, les interférences ne coïncident pas : il se
produit alors un brouillage des franges qui deviennent complètement invisibles si la source est
très étendue. Si l’on éloigne le plan d’observation, la distance d augmente donc on peut utiliser
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une source plus grande. Nous allons à présent considérer le cas d’un plan d’observation situé
à l’infini, qui permet d’utiliser une source de taille quelconque.

2.b. Source étendue

Une manière pratique de placer le plan d’observation à l’infini est de le placer dans le plan
focal image d’une lentille convergente (que l’on supposera parfaitement stigmatique). Dans ce
cas, les deux rayons qui parviennent en un point du plan d’observation, et qui proviennent du
même point S de la source étendue, sont nécessairement confondus au départ de la source.
Lorsqu’on observe à l’infini, il y a donc division d’amplitude. Pour tracer ces deux rayons, le
plus simple et de tracer un rayon à partir d’un point quelconque de la source. Ce rayon arrive
sur les miroirs avec un angle d’inclinaison θ.

M
K
r
J
θ
F' z
I

S θ

f' M'2 M1

Pour calculer la différence de marche entre ces deux rayons au point M , on remarque que la
séparation (virtuelle) se fait au point I. C’est à partir de ce point que les deux rayons ont un
chemin différent. Pour prendre en compte l’effet de la lentille sur le chemin optique, on utilise
le théorème de Malus : si l’on reporte depuis le point M des chemins optiques égaux, on obtient
une surface perpendiculaire aux rayons. Considérons alors le point K projeté orthogonal de I
sur le rayon réfléchi par M1 . Les points I et K sont sur un plan perpendiculaire aux deux
rayons réfléchis. On en déduit, en utilisant le théorème de Malus, que les chemins optiques
depuis le point M jusqu’à ces deux points sont égaux :

[M I] = [M K] (2)
La différence de marche cherchée est :

δ(M ) = [IJ] + [JK] + [KM ] − [IM ] = [IJ] + [JK] = n(IJ + JK) (3)
où n est l’indice de l’air.
Le triangle rectange (IJK) a un angle 2θ en son sommet J, donc :
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IJ cos(2θ) = JK (4)
D’autre part :

IJ cos θ = e (5)
On en déduit :

δ = 2ne cos θ (6)

Les franges d’interférence sont donc des anneaux de centre F 0 , le foyer image de la lentille.
On obtient bien sûr les mêmes franges qu’avec la source ponctuelle, mais le centre des anneaux
est déterminé par la position de la lentille, et non par le point S d’où les rayons proviennent.
Chaque frange correspond à une égale inclinaison θ des rayons, c’est pourquoi on parle de
franges d’égale inclinaison.
En pratique, l’angle θ reste petit et on peut utiliser l’approximation suivante

r = f 0θ (7)
Voyons à présent pourquoi ces interférences sont parfaitement visibles avec une source éten-
due. La différence de marche ne dépend que de la position du point considéré sur le plan
d’observation (elle ne dépend que de r). Elle est indépendante de la position du point S de
la source d’où les rayons partent. Il faut comparer cela à la situation étudiée au paragraphe
précédent, où le plan d’observation était à distance finie, et où la position de la source avait
une importance. En conséquence, toutes les paires de rayons qui parviennent au point M , et
qui viennent de différents points de la source étendue, ont en ce point exactement la même
différence de marche. Les figures d’interférence produites par les différents points de la source
(qui sont incohérents), sont donc exactement coïncidantes sur le plan d’observation.

Les interférences observées à l’infini sont visibles avec une source étendue

Lorsque le plan d’observation n’est pas à l’infini, nous avons vu que l’extension permise
à la source est très limitée, d’autant plus que le plan est proche. Pour cette raison, on peut
conclure que :

avec une source très étendue, les interférences sont localisées à l’infini.

En pratique, on utilise couramment une lampe à décharge. Pour que le maximum d’anneaux
soit visible, il faut que l’angle θ balaye une plage [−θm , θm ] la plus large possible (quelques
degrés). Pour cela, il faut utiliser un condenseur (lentille convergente de gros diamètre et de
courte focale) et former (à peu près) l’image de la lampe sur le miroir M1 . La lentille de
projection doit avoir une grande focale (de l’ordre du mètre) pour que les anneaux soient
grands. La figure suivante montre le montage complet.
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M2

Condenseur

Lampe
θm

M1

f'

F'

Pour l’influence de la position du plan d’observation et de la taille de la source, voir la simula-

tion Interféromètre de Michelson.
L’image suivante est une phographie des franges obtenues sur un écran blanc. La source de
lumière est une lampe spectrale Na.
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L’image suivante montre les anneaux obtenus avec une lampe Hg-Cd. Ils sont colorés en raison
de la présence de nombreuses raies dans le spectre de ces gaz.
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L’observation de l’évolution des anneaux lorsqu’on tourne très lentement la vis de translation
du chariot permet de déterminer le sens de variation de e (épaisseur de la lame d’air). Soit pc
l’ordre d’interférence au centre (supposé entier). L’ordre d’interférence du premier anneau est
pc − 1. Si e diminue, l’ordre au centre diminue donc le rayon du premier anneau diminue. On
voit donc le rayon des anneaux diminuer : on dit que les anneaux entrent, et inversement qu’ils
sortent lorsque e augmente. La vidéo ci-dessous montre, pour un éclairage avec une lampe
à vapeur de mercure, l’évolution des anneaux lorsque e diminue (entraînement motorisé). La
vitesse apparente de déplacement du chariot est de 85 nm · s1 . La cadence de prise de vue est
de 198 images par secondes et le scintillement est dû aux cycles de la lampe à décharge, de
fréquence 100 Hz.

2.c. Analyse spectrale d’une source

L’interféromètre de Michelson réglé en lame d’air peut servir à faire l’analyse spectrale
d’une source.

Doublet de raies
On considère tout d’abord le cas d’un spectre formé de deux raies λ1 et λ2 très voisines,
d’intensités voisines. On note ∆λ = λ2 − λ1 l’écart entre ces deux longueurs d’onde, qui
est très petit par rapport aux longueurs d’onde (de l’ordre du nanomètre). Ces deux longueurs
d’onde sont incohérentes. Elles produisent chacune des interférences dont les éclairements
sont :
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2π
I1 (δ) = 2I0 1 + cos δ (8)
λ1
  
2π
I2 (δ) = 2I0 1 + cos δ (9)
λ2

avec δ = 2e cos(θ). Ces deux longueurs d’onde différentes étant incohérentes, l’éclairement
total est :

I(δ) = I1 (δ) + I2 (δ) (10)

Pour une valeur donnée de l’espacement e entre les miroirs, la différence de marche ne varie
que d’une dizaine de longueur d’onde entre le centre et le bord de la figure d’interférence. Si les
deux figures coïncident au centre, alors il y a pratiquement coïncidence partout. La condition
de coïncidence au centre s’écrit :
2π 2π
2e = 2e + 2πq (11)
λ1 λ2
où q est un nombre entier. Lorsque cette condition est vérifiée, les interférences sont visibles
avec un maximum de contraste. La condition d’anti-coïncidence est :
2π 2π
2e = 2e + 2πq + π (12)
λ1 λ2
Lorsque cette condition est vérifiée, le contraste est minimal. Si les deux raies ont la même
intensité, il est même nul. On en déduit les valeurs de e qui donnent une anti-coïncidence :

λ21
 
1
e= q+ (13)
2∆λ 2
Lorqu’on déplace le miroir M1 (en partant du contact optique), il se produit périodiquement un
minimum de contraste que l’on peut repérer facilement, à quelques micromètres près. Voir la
simulation Interféromètre de Michelson. Le relevé de la périodicité permet d’en déduire ∆λ.

Largeur de raie
Comme nous l’avons vu dans le chapitre Ondes lumineuses et interférences, les raies
d’émission des gaz sont en fait quasi monochromatiques. La largeur de raie est reliée à la
longueur de cohérence par la relation :
∆λ λ
= (14)
λ ∆l
Nous avons vu aussi que les interférences sont visibles avec un contraste maximal si la diffé-
rence de marche est petite devant la longueur de cohérence :

δ  ∆l (15)
Si au contraire la différence de marche est de l’ordre de la longueur de cohérence, les inter-
férences ont un contraste très faible, et disparaissent lorsque δ dépasse ∆l. Cette propriété
peut être utilisée pour évaluer l’ordre de grandeur de la longueur de cohérence d’une raie (à
condition d’isoler cette raie). La longueur de cohérence des raies des lampes à décharge est de
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l’ordre du centimètre. Le déplacement du miroir à effectuer pour que les interférences dispa-
raissent est donc de l’ordre du centimètre.
Les lasers à gaz peuvent avoir des longueurs de cohérence de plusieurs dizaines de centi-
mètres ou même de plusieurs mètres, qui ne peuvent pas être mises en évidence avec un petit
interféromètre dont le déplacement du miroir est de quelques centimètres. Des interféromètres
de grande taille éclairés avec des lasers sont utilisés en physique, par exemple pour faire des
mesures de distance très précises.
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3. Réglage en coin d’air

3.a. Source ponctuelle
La configuration en coin d’air s’obtient à partir du contact optique, en inclinant légère-
ment le miroir M1 . Les deux images de la source ponctuelle sont alors diposées à peu près
transversalement par rapport à l’axe passant par la source et perpendiculaire aux miroirs. La
construction de deux rayons parvenant au point M se fait en partant de ce point.

M1

S1
z
S S2

M'2

Les deux rayons partant de la source ne sont pas confondus : il s’agit d’une division du front
d’onde. Nous avons vu dans le chapitre Ondes lumineuses et interférences que les interfé-
rences observées sur un plan parallèle à la droite joignant les deux sources sont rectilignes.
Ces franges sont perpendiculaires à la droite S1 S2 , c’est-à-dire parallèles à la droite ∆ d’inter-
section des plans M1 et M20 , qui est selon y sur la figure.
L’interfrange est d’autant plus petit que l’angle entre les deux miroirs est grand. Voir la
simulation Interféromètre de Michelson.
Un déplacement de la source ponctuelle dans la direction x conduit à une translation des
franges dans la même direction. Pour une source étendue, les différents points de la source
produisent des interférences qui ne coïncident pas. En conséquence, les interférences se pro-
duisant sur le plan représenté ci-dessus ne sont pas visibles avec une source étendue. Nous
allons voir néanmoins qu’il est possible d’observer ces franges avec une source étendue, à
condition de modifier le dispositif d’observation.

3.b. Source étendue

Avec une source étendue, il faut utiliser une lentille convergente pour faire l’image des
miroirs (qui sont presque confondus) sur le plan d’observation. Soit P un point quelconque
sur les miroirs et M son point conjugué par la lentille. Les deux rayons qui interfèrent au
point M se coupent nécessairement au point P (à cause du stigmatisme). Ces deux rayons sont
confondus lorsqu’ils quittent la source : il y a division d’amplitude.
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XM

M1
Image des miroirs

épaisseur e
P

Ordre zéro
x

M'2

z' z

On admet le résultat suivant pour la différence de marche, valable si les rayons incidents ont
un angle d’incidence faible par rapport au miroir (quelques degrés) :

δ = 2ne (16)

où n est l’indice de l’air et e l’épaisseur du coin d’air au point P . Les franges observées sont
donc des lignes d’égale épaisseur du coin d’air, c’est-à-dire des lignes sur lesquelles la distance
entre les deux faces du coin est constante. Ces franges sont appelées franges d’égale épaisseur.
Pour un coin d’air, les franges d’égale épaisseur sont des franges rectilignes parallèles à la
droite ∆ d’intersection des deux plans M1 et M20 . Sur le plan d’observation, la frange d’ordre
zéro est l’image de cette droite. La différence de marche s’exprime en fonction de l’angle α
entre les deux miroirs et de la distance x à cette droite :

δ = 2nαx (17)

. Exercice : Exprimer l’interfrange sur le plan d’observation, en tenant compte des dis-
tances z et z 0 .
Les interférences observées sur le plan des miroirs sont bien visibles avec une source éten-
due. En effet, la différence de marche au point P ne dépend pas de l’angle d’incidence du
rayon venant de la source (du moins tant qu’il reste inférieur à quelques degrés). Les différents
points de la source produisent donc des interférences qui coïncident.

Les interférences observées sur le plan des miroirs sont visibles avec une source
étendue.

Nous avons vu plus faut qu’une observation sur un autre plan ne peut se faire avec une
source étendue.
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Avec une source étendue, les interférences sont localisées sur les miroirs.

Ces interférences localisées sur les miroirs s’observent très facilement en regardant direc-
tement à l’œil nu. Pour les observer sur un écran, il faut faire l’image avec une lentille de
courte focale (par exemple 20 cm), de manière à obtenir une image des miroirs avec un fac-
teur de grandissement de 2 ou 3. Pour l’éclairage, il faut placer la lampe environ au foyer du
condenseur, de manière à éclairer les miroirs à peu près en incidence normale.

M2

Condenseur

Lampe

M1

Image des miroirs

Pour l’influence de la position du plan d’observation et de la taille de la source, voir la simula-

tion Interféromètre de Michelson.
L’image suivante est une photographie de l’écran sur lequel l’image des miroirs avec la
lentille est formée. La source de lumière est une lampe spectrale Na.
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La vidéo ci-dessous montre, pour une lampe spectrale Hg, l’évolution de l’image des miroirs
lorsqu’on incline très lentement le miroir M1 en partant du contact optique.

3.c. Lumière blanche

Au voisinage de l’ordre zéro, les franges du coin d’air sont visibles avec une lumière
blanche, comme le sont les franges d’Young. Voir aussi la simulation Interférences avec deux
sources ponctuelles. La figure suivante montre la photographie de l’image formée par la lentille
sur un écran blanc.
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La lumière blanche est utile pour repérer la frange d’ordre zéro, qui est blanche avec des bords
marrons, entourée de deux franges noires.
Les franges d’égale épaisseur s’observent aussi sur les films de savon éclairés par la lumière
du jour. Un film de savon est en fait un film mince d’eau qui doit sa stabilité aux molécules
de surfactant qui se placent sur ses deux surfaces. Lorsqu’on regarde un film de savon, on voit
les interférences d’égale épaisseur localisées sur le film (la source de lumière est générale-
ment le ciel ou le Soleil). La photographie ci-dessous montre un film de savon dans un cadre
métallique :
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Le film est plus mince sur sa partie haute (la gravité est vers le bas). On voit donc une frange
d’ordre zéro blanche et très large.
Les franges d’égale épaisseur ne sont pas toujours rectilignes, comme le montre la photo-
graphie suivante, prise lorsque le film n’est pas encore stabilisé (il est le siège de mouvements
turbulents) :
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Pour l’explication des couleurs observées, voir aussi la simulation Franges d’égale épaisseur
en lumière blanche. Les couleurs vues sur le film permettent de déterminer son épaisseur.
Lorsqu’elle dépasse 2 micromètres, il n’y a plus d’interférences visibles.
Dans certains interféromètres de Michelson, la frange d’ordre zéro est noire. Cela est dû à
la présence d’un déphasage de π lors de la réflexion sur la face semi-réfléchissante de la lame
séparatrice.

3.d. Contrôle des surfaces optiques

Une autre application des franges d’égale épaisseur est le contrôle des surfaces optiques.
Par exemple, on peut se servir de l’interféromètre pour contrôler la planéité d’un miroir plan.
Le miroir à contrôler est par exemple le miroir M20 . Si le miroir est bien plan (à l’échelle
optique), les franges d’égale épaisseur sont bien rectilignes et d’interfrange constant. Un défaut
de planéité se traduit soit par des franges déformées, soit par un interfrange non constant.
Les miroirs sphériques sont aussi contrôlés de cette manière. Les franges d’égale épaisseur
sont alors des anneaux, qui peuvent être déformés si le miroir n’est pas tout à fait sphérique.