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Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par
bombardement électronique
Jean Claude Pebay-Peyroula
To cite this version:
Jean Claude Pebay-Peyroula. Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par bombardement
électronique. Physique Atomique [physics.atom-ph]. Université Paris, 1959. Français. �tel-00011794�
HAL Id: tel-00011794
https://tel.archives-ouvertes.fr/tel-00011794
Submitted on 8 Mar 2006
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destinée au dépôt et à la diffusion de documents
scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,
émanant des établissements d’enseignement et de
recherche français ou étrangers, des laboratoires
publics ou privés.
THÈSES
présentées
A LA
FACULTÉ DES SCIENCES
L’UNIVERSITÉ
DE
Pour obtenir le
grade
DE
PARIS
de Docteur ès Sciences
Physiques
par
Jean-Claude
PEBAY-PEYROULA
PREMIÈRE THÈSE
RÉSONANCE
EXCITÉS
MAGNÉTIQUE
PAR
DE NIVEAUX
BOMBARDEMENT
ATOMIQUES
ÉLECTRONIQUE
DEUXIÈME THÈSE
PROPOSITIONS
SOUTENUS LE
DONNÉES PAR
LA
FACULTÉ
1959 DEVANT LA COMMISSION D’EXAMEN
M. Y. ROCARD,
MM. A. KASTLER,
J. BROSSEL
Président
Examinateurs
T H È S E S
présentées
FACULTÉ
à la
de l’
DES SCIENCES
UNIVERSITE
DE PARIS
pour obtenir
le Grade de Docteur ès Sciences
Physiques
par
Jean-Claude PEBAY-PEYROULA
ère
1
Thèse - Résonance
ème
2
Thèse - Propositions données par la Faculté.
magnétique
électronique.
Soutenues le
de niveaux
atomiques excités
1959 devant la Commission d’Examen
MM.
Y. ROCARD
:
Président
A. KASTLER :
Examinateur
J. BROSSEL :
-
par bombardement
Ce travail
Normale
Supérieure
été effectué
a
des années
au cours
Je suis heureux
au
d’exprimer
Laboratoire de
1955-1958.
toute
A. KASTLER et à Monsieur J, BROSSEL qui ont
apporté
constamment
La
partie
des
aide
une
participation à
appareillages
de l’Ecole
Physique
ma
reconnaissance à Monsieur
dirigé
mes
recherches et m’ont
indispensable.
ce
travail de J.P. DESCOUBES
qui
a
réalisé
et fait de nombreuses mesures, m’a été très
une
pré-
cieuse.Je l’en remercie vivement, ainsi que les différents chercheurs du
Laboratoire pour les discussions fructueuses que
Je remercie
également
très
précieux
Française
des Tubes
HA
et PATRIARCHE de la
Electroniques
dont le
pour la fabrication des différents tubes
Monsieur
ROCARD,
eues avec eux.
les techniciens du Laboratoire pour leur
collaboration dévouée et Messieurs
Industrielle
j’ai
concours
m’a été
électroniques.
Laboratoire, m’a donné
toute ma gratitude.
Directeur du
lité de travail. Qu il recoive ici
Compagnie
toute faci-
TABLE
DES
MATIERES
Page
CHAPITRE I
- Introduction .....
- Polarisation des raies excitées par bombardement électronique
Résultats
-
expérimentaux
.....
-
-
6
................
8
-
-
Montage expérimental :
électronique
Tube
Champ magnétique
Champ de haute fréquence
Montage optique
-
-
13
13
15
16
Résonances cyclotrons
18
Etude
Identification
-
-
Niveau
Niveau
Niveau
Niveau
1
P
3
6
.....
6
4
F
3
9
5d
6
2
s 1
p
2
D
.....
2
P
3
Problèmes posés
CHAPITRE IV -
.....
des résonances magnétiques .....20
.....
.....
par la détermination
etde durée de
vie
Résultats
précise
et
23
24
de facteur de Landé
.....
expérimentaux
21
22
25
interprétation:
Isotopes
-
-
-
10
expérimentale du montage :
Expériences préliminaires : influence du champ magnétique et du
.....
champ de haute fréquence
-
-
.....
.....
-
-
.....
.....
CHAPITRE III -
5
.........
Origine de la polarisation - Différentes théories
- Application aux méthodes de résonance hertzienne
-
CHAPITRE II -
1
pairs :
Etude de la forme de raie ..... 29
Résultats expérimentaux
33
.....
Isotopes impairs :
Isotope 199,
4
F
3
6
.....
36
36
Etude du niveau F =
...............................
..................................
niveau
Isotope 201,
Etude expérimentale
.....
Etude du niveau
.....
Autres niveaux .....
38
41
42
42
45
-
Résultats
niveau
.....
expérimentaux
9/2
-
4
F
3
6
11/2
-
CHAPITRE V
-
-
-
Expériences
sur
le sodium
.....
46
La méthode d’excitation électronique et ses possibilités
47
Conclusions ..... 48
BIBLIOGRAPHIE
........
.....
51
1
CHAPITRE
I
INTRODUCTION
expérimentales d’étude
atomes ont fait de nombreux progrès. En spectroscopie classique, l’emploi
étalons interférentiels a été porté à un grand degré de perfectionnement,
Depuis
des
des
et il
a
vingtaine d’années,
une
les méthodes
été possible par l’étude de la structure de différentes raies optiques
de déterminer la structure
hyperfine de nombreux niveaux excités. Malheureuserésultats, malgré le perfectionnement des sources
ment la
précision de ces
lumineuses employées, est limitée
par l’effet DOPPLER-FIZEAU.
expériences de résonance hertzienne, on observe des transitions dont la fréquence est beaucoup plus faible que celle des transitions
optiques. L’élargissement créé par l’effet DOPPLER est négligeable et généralement c’est la largeur naturelle des niveaux excités qui limite la précision
des mesures. Ces méthodes se sont revélées très fécondes et en particulier la
résonance magnétique qui consiste à détruire par un champ magnétique oscillant
de fréquence convenable une inégalité de population créée au préalable entre
les sous-niveaux magnétiques d’un état atomique (1)
.
Dans les
En
galité
dans les états excités
de
populationprincipe
polarisée
.
(2)
Ce
cessus
de pompage
te méthode. Dans
Sodium,
quanta,
du
niveau
.De
(3)
optique
le
cas
peut s’appliquer
du
excités,
fait
a
une
de l’atome de Mercure
en
fondamental par
lumière
un
pro-
201 du
étude
(6)(7)
1plusieurs
S
2
3
/2
du
découverte des transitions à
de la vapeur de Sodium et de
orientation
isotope
1
P
3
6
excitation
nombreux résultats ont été obtenus par cet-
Cesium,
1/2
S
2
6
atomique
J. BROSSEL
au niveau
d’obtenir cette iné-
de l’état fondamental : étude du niveau
tation nucléaire de 1
tat
proposé
grâce à une
BROSSEL et A. KASTLER ont
1949, J.
Mercure(5)
.Dans
systématique
et
a
le
Césium
cas
,
(4)
orien-
des niveaux
de cette méthode pour l’é-
montré que l’on pouvait ainsi
2
le facteur de LANDÉ et la durée de vie de l’état
mesurer
physiciens ont,
par cette
technique, mesuré
déterminé les moments quadrupolaires
,
(8)
Mercure
du Zinc
excité. D’autres
des structures
électriques
et
hyperfines
nucléaires dans le
du
cas
et des métaux alcalins (10)(11)(12)(13)
(9)
.
Rappelons brièvement les expériences de résonance magnétique appliquées au niveau
des isotopes pairs du Mercure. La raie d’intercombinaison 2537 Å correspond à la transition entre l’état fondamental
et
l’état
(fig. 1). La figure 2 montre la structure ZEEMAN de cette raie.
1
P
3
6
0
S
1
6
1
P
3
6
(fig. 3).
Considérons le trièdre trirectangle 0x 0y 0z
magnétique
peur de
directeur est
mercure
dirigé
placée en 0
est
polarisée rectilignement avec
résonance optique, les atomes
polarisation
niveau
sante
m
=
de la lumière
0 de
ne
Le
champ
suivant 0z. Une cellule contenant de la
et est illuminée par la radiation
son
vecteur
sont
portés
permet
électrique dirigé
dans l’état
2537 Å
suivant 0z. Par
1
P
3
6
,
que la transition 0394m
va-
=
mais l’état de
0. Seul le
sous-
1sera peuplé.
P
3
6
Lorsque les atomes redescendent à l’état de base, seule la compoZEEMAN 03C0 peut être émise, et un observateur placé suivant 0x ou 0y
lumière totalement
polarisée suivant 0z, si l’on néglige dans une
première approximation les phénomènes de dépolarisation magnétique et de
diffusion multiple
Un champ magnétique
1oscillant de fréquence 03C9
H
verra une
.
(14)
convenable, H
1étant situé dans le plan x0y, peut
dipolaires magnétiques entre les sous-niveaux m
posantes 03C3 vont alors apparaître dans la lumière
le taux de
polarisation
de cette lumière
va
induire des transitions
=
0 et
m
=
± 1. Des
de résonance
com-
optique
et
être modifié.
Si l’on trace la courbe
représentant le taux de polarisation en
fonction du champ magnétique
z
H
, il apparaît une résonance lorsque la fréquence des transitions 0394 m = ± 1 se trouve égale à la fréquence du champ
oscillant.
J. BROSSEL
dait que de deux
qui
montré que la forme des raies de résonance
paramètres :l’intensité
durée de cohérence
vie mais
a
Te qu’il
s’est revélée
du
champ
de
radiofréquence
avait identifiée tout d’abord
dépendre
ne
avec
dépenet
une
la durée de
du nombre d’atomes par unité de volume.
fig. 1
NIVEAUX
ENERGETIQUES DU MERCURE
traits renforcés, les différentes
- En
transitions étudiées. Les niveaux entourés sont ceux dont nous avons déterminé
les caractéristiques.
-
Après
la
longueur d’onde de chaque
transition,
indiqué le degré
polarisation d’après les résultats
nous avons
de
SKINNER et APPLEYARD.
Fig 2
Fig 3
3
Ce
est lié à la diffusion
phénomène
paramètre Te tend
Le
multiple
.
(14)
la durée de vie pour les faibles densités
vers
de vapeur. Pour les raies autres que la raie de
diffusion multiple de la lumière est
raies
permet
=
0 du même
d’isotope à spin nucléaire,
cas
quence de transition
1
=
de
et l’étude de la forme des
outre les transitions
précédentes, il est possible d’inle champ magnétique est nul, la fré-
.Si
(15)
correspond à
Cette méthode
peut
ne
qui peuvent être
niveau fondamental. En
gaz
phénomène
que les transitions
type
duire des transitions 0394 F
de résonance
négligeable,
le
d’obtenir directement la durée de vie.
Dans le
0394 F
résonance,
outre,
la structure
hyperfine
malheureusement
du niveau.
s’appliquer qu’aux
niveaux
optique à partir du
beaucoup d’éléments - en particulier les
atteints par excitation
pour
les raies de résonance sont situées dans l’ultra-violet lointain
rares -
et les difficultés
tion par échelon
expérimentales
rendent
s’est revélée
possible
ne
Vers 1930,
l’expérience impossible.
que dans des
cas
L’excita-
.
(16)
particuliers
ont montré que de nombreuses
quelques expérimentateurs
raies émises
lorsque
énergie
partiellement polarisées. Le bombardement électronique (comme
optique) permet donc d’obtenir une différence de population en-
sont
l’excitation
1
on
bombarde des atomes par des électrons de faible
tre les sous-niveaux ZEEMAN des différents états excités et
se
principe
on
trouve dans les conditions où la résonance
possible d’étudier
Il devient ainsi
d’autres
méthodes,
et leur structure
mettre
au
point
raisons
nous
-
plifie
le
hyperfine
cours
vie,
leur facteur de
LANDE
.
(2)(17)
de notre travail,
nous nous sommes
efforcés de
cette méthode. L’élément choisi était le mercure. De nombreu-
ont
imposé
ce
choix :
La tension de vapeur
importante à
la
température
ambiante sim-
montage expérimental.
-
proche
des
magnétique peut être observée.
états excités, inaccessibles par
de déterminer leur durée de
Pendant le
ses
en
La
plupart
des raies du
spectre
ultra-violet et dans le visible. Elles
du Mercure
se
trouvent dans le
peuvent être aisément isolées
4
à l’aide de filtres colorés et de filtres
interférentiels,
tion, lorsqu’elles sont excitées par bombardement électronique,
complètement par SKINNER et APPLEYARD.
étudié
et ceci est la raison
Enfin,
-
détail par J. BROSSEL
en
possibilités
.Ce
(7)
de la méthode. En l’excitant par
a
étéétudiée
1
P
3
6
a
été
servir de test des
nous
pu
a
le niveau
essentielle,
niveau
polarisa-
et leur
chocsélectroniques, nous
avons
réussi à obtenir des courbes de résonance semblables à celles obtenues par
BROSSLL et redonnant les mêmes valeurs pour le facteur de LANDE et la durée
de vie.
électrons,
En accroissant la vitesse des
plusieurs autres courbes de résonance. Nous
plupart d’entre elles, c’est-à-dire à les
de l’atome de Mercure dont
nous avons
et
pu observer
parvenus à identifier la
sommes
attribuer à des niveaux
pu déterminer les
9
5d
6
2
D
S
p
4
F
3
6
,1
Ce sont les niveaux
nous avons
un
niveau
connus
caractéristiques.
3 imparfaitement dé2
P
terminé.
L’interprétation
des résultats
expérimentaux
a
été le plus souvent
rendu difficile par des effets de cascade et par la fait que la
des états excités est souvent
Nous
trons dont
cieuse
avons en
dispositif
au
Dans le
antérieurs
nique,
les
sur
la
complexe.
outre été
gênés
par la
présence
réussi à diminuer l’ampleur
nous avons
configuration
en
des résonances
donnant
une
forme
cyclojudi-
des électrodes.
premier chapitre,
polarisation
applications qui
nous
rappelerons brièvement
les travaux
des raies excitées par bombardement
ont été faites
en
électro-
résonance hertzienne et
nous
décrirons le principe de notre montage.
L’étude des transitions de résonance
(0394 F
=
0)
des différents
niveaux a
vail. Le
montage expérimental
III
consacré
à
sera
aux
l’interprétation
sera
magnétique
fréquence
été la partie essentielle de notre tradécrit dans le chapitre II. Le chapitre
expériences préliminaires,
aux
phénomènes parasites
et
trouvées; le chapitre IV, à l’étude des
cas des isotopes pairs, nous pouvons déduire
des résonances
transitions observées :dans le
basse
5
le facteur de
LANDE
isotopes 199 et 201,
structure
de
hyperfine
niveaux par des calculs du
ces
de
dans le
cas
ces
découplage
IJ. Nous
nécessaire
résultats, prévoir l’appareillage
pour déceler les résonances
correspondant aux transitions hyperfines 0394F
chapitre V les expériences qui ont été faites sur
Nous décrirons dans le
l’atome de
préciserons
électronique.
et
Sodium,
thode d’excitation
Certains de
des
possible d’obtenir des valeurs approchées de la
il est
donc, à partir
pourrons
excités;
et la durée de vie des niveaux
nous
ces
le domaine
d’application
=
1.
de cette mé-
résultats ont été donnés dans différentes publica-
.
(18)(19)(20)
tions
POLARISATION DES RAIES EXCITÉES PAR BOMBARDEMENT ÉLECTRONIQUE
Entre 1929 et
1930, plusieurs expérimentateurs
ont étudié la
pola-
risation de la lumière émise par des atomes excités par bombardement élec-
tronique.
Le
(21 à
étudié
ticulier par
Sodium, le Néon, l’Hélium ont principalement été
Les appareillages et les résultats ont été décrits en par-
Mercure,
.
27)
KÓSSEL
tout par SKINNER et
Les
soit à l’oeil
le
,
(21)
et GERTHSEN
ELLETT FOOTE
et MOHLER
APPLEYARD(26)
.
mesures
polarisation ont été faites
de taux de
,
(22)
par
ces
et
sur-
auteurs,
BABINET, les raies étant isolées
au moyen de filtres appropriés, soit à l’ide d’un spectrographe très dispersif, les raies étant dédoublées à l’aide d’un prisme de WOLLASTON, le cliché
obtenu étant dépouillé par microphotométrie.
au
moyen d’un
compensateur
de
Résultats expérimentaux
Les travaux des différents
ence
de
l’énergie
des électrons
sur
expérimentateurs ont porté sur l’influla degré de polarisation P des radiations
émises.
I//
et
I désignant respectivement
orthogonales,
I//
composante dont
les intensités des
le vecteur
composantes polarisées
électrique
est
parallèle à
la
6
et I composante
jet électronique (et du champ magnétique
vecteur électrique est perpendiculaire à cette direction.
)
o
H
direction du
dont le
Les courbes donnant P
le même
toujours
aspect
seuil d’excitation
e
V
,
en
(fig. 4) :
présente
l’énergie des électrons ont
pour l’énergie correspondant au
fonction de
P est nul
un
quelques volts, puis décroît.
valeur
1 et change de signe pour
V
maximum pour
m
V
, V
m
-V
e
dre de
Pour certaines
la
les
APPLEYARD ont ainsi étudié
précision absolue sur P
beaucoup moins bonne au
raies, P s’annule pour
énergies supérieures. SKINNER
détail les différentes raies du
en
est environ
0,01
niveau du seuil
étant de l’or-
au
maximum de
mercure.
polarisation
d’excitation, l’intensité
et
La
et est
de la raie
devenant alors très faible.
Les
I et
pendice
principaux résultats concernant
rappelés dans la fig.1.Les raies
le
mercure
sont donnés dans
l’ap-
de résonances du Sodium
ont été étudiées (21)
.Aucune polarisation
3/2
(3P
- 3S
1/2
,
1/2
3P
)
1/2
3S
n’a été
faites
mais dans
appréciable
le Sodium - voir
sur
les
chapitre
V -
expériences
nous avons
des niveaux
que
nous avons
étudié les résonances magnéen étudiant les raies 4D -
3/2 5/2
4D
4D et 5D
5/2
3/2 5D
(5683 Å - 5688 Å) et 5D - 3P (4979 Å et 4983 Å).
tiques
3P
trouvée,
Ces radiations sont po-
polarisation est approximativement de 15%. Nous n’avons pas fait de mesures plus précises de taux de polarisation, notre appareillage ne s’y prêtant pas.
larisées,
le taux de
Origine de la polarisation
- Différentes théories
La discussion d’un modèle idéal formé par
un
atome à
un
électron,
spin, montre l’origine des effets de polarisation. Considérons le cas
où l’électron possède une énergie cinétique juste suffisante pour exciter
sans
champ magnétique étant parallèle à la direction des électrons;
moment angulaire de l’électron, avant le choc, est dans un plan normal à
l’atome,
le
un
la vitesse.
ne
Après
peut emporter
le
choc,
aucun
la vitesse de l’électron est nulle :
ce
dernier
moment angulaire. En faisant le bilan du moment
an-
gulaire, le choc a transféré à l’atome un moment angulaire perpendiculaire
au champ magnétique. Le passage de l’état fondamental à l’état excité ne peut
Fig. 4
Fig 5
D~ 1
P en fonction
polarisation pour une transition 1
(V énergie de l’électron incident, V
o énergie correspondant
Degré
de
au
o
V/V
de
seuil d’excitation).
La courbe
en
pointillé
donne les résultats
transition
P
1
D~ 6
1
7
déduite de l’approximation
D~ 3
1
3
P
1
de l’hélium. La courbe en trait
expérimentaux
de SKINNER et APPLEYARD pour la
de BORN pour la transition
plein
est la courbe
du mercure.
(D’après
I.C. PERCIVAL et M. SEATON
)
(39)
7
être
donc pas
accompagné
parallèle
laire
changement
et la transition
champ
au
d’un
de la
du moment angu-
se
=
composante
fait avec 0394 m
0.
Lorsque l’a-
règles de sélection de
l’effet ZEEMAN, la lumière sera polarisée parallèlement à la direction du
jet électronique. D’après le principe de stabilité spectroscopique, nous obtiendrons le même état de polarisation en l’absence de champ magnétique.
tome retombera à l’état
Si l’on
une
de
fondamental, d’après
applique à
ce
les
même atome, dans le cas d’électrons ayant
centaine d’électrons-volt - l’approximation
énergie plus élevée - une
BORN, on s’aperçoit qu’au contraire
0394m
les transitions
=
±1
sont
plus
favorisées.
Ces résultats sont évidemment très
teurs
Le
se
sont efforcés d’obtenir des résultats
est très
problème
teurs
et il faut tenir
complexe,
accord
avec
au-
l’expérience.
des différents fac-
compte
spin électronique
d’échange
- les effets
l’interaction
-
- le
appliquées
nique.
premières interprétations théoriques
à des atomes tels que Hg et He
BETHE
emploie
électronique.
accord
La courbe
polarisation
Le
maximum
expliqué,
et de PENNEY
spin-orbite
tenant
d’approximation
(fig. 5)
est maximum
est celle de
compte
du
spin électro-
de BORN-OPPENHEIMER
triplets
(28)
BETHE
par effet
qui per-
d’échange
l’aspect des résultats obtenus. Le
seuil d’excitation, ce qui n’est pas en
donne
au
l’expérience.
avec
mais été
la méthode
en
de l’excitation des états de
l’explication
taux de
spin-orbite
spin nucléaire.
Une des
de
(32)(33)
et du
Durant
polarisation et sa valeur
façon parfaite. Les travaux
de
en
particulier,
spin nucléaire,
ces
dernières
collision atomes-électrons de
pour
en
et de nombreux
suivants, négligés précédemment :
- le
met
approchés,
l’Hélium,
par MASSEY et
nulle
au
seuil n’ont
d’OPPENHEIMER
cherchant l’influence du
ja-
(29)(30)(31)
couplage
donnent des résultats souvent décevants.
années, l’étude des sections efficaces de
basse énergie a été développée, en particulier
ses
collaborateurs
(34 à
.
37)
SEATON
(38)(39)
8
étudié d’une façon analogue la polarisation de la lumière émise
après la
collision, mais des différences subsistent avec les résultats expérimentaux,
notamment auprès du seuil d’excitation. Dans l’état actuel de la théorie, on
ne peut donc donner encore aucune règle générale permettant de prévoir les
états de polarisation des raies observées. Ceci ne nous empêche pas de tirer
parti de cette polarisation et d’interpréter nos résultats, et nous verrons,
dans le chapitre consacré à l’étude des raies de résonance, que les résultats
a
essentiels :durée de
être mesurés
sans
niveaux. Seule
çons
LANDÈ,
structure
hyperfine, peuvent
connaître les populations respectives des différents
sous-
différence de population est nécessaire.
une
MÉTHODES
APPLICATION AUX
facteur de
vie,
DE
RÉSONANCE
HERTZIENNE
Reprenons le schéma de l’expérience de BROSSEL (fig. 3), et remplal’excitation optique de la vapeur de mercure par une excitation électro-
nique réalisée
trons lents
suivant les conditions décrites
dirigés
suivant Oz, L’état de
observée suivant Ox
citation
champ
ou
Oy
polarisation
par
un
jet d’élec-
de la lumière émise
comparable à celui observé dans le
polarisation étant généralement plus
sera
le taux de
optique,
précédemment
cas
de l’ex-
faible. Un
tournant d’axe
pouvons
0z, ou plus simplement un champ oscillant H
1 que nous
prendre dirigé suivant Oy, pourra donc induire des transitions de
résonance
magnétique.
méthode de BROSSEL
en
L’observation de
ces
résonances
se
fera
comme
dans la
étudiant le taux de polarisation de la lumière émise
suivant Ox.
de
l’interprétation difficile des résonances observées,(à cause
l’impossibilité de résoudre totalement les différentes raies du spectre
en
conservant
Outre
apparaissent
Le
un
du
flux lumineux
point
de
vue
champ magnétique
qui peut provoquer
acceptable),
deux difficultés essentielles
expérimental:
s’accompagne d’un champ électrique
mercure un régime de décharge favorisé
oscillant
dans la vapeur de
présence d’électrons. Cette décharge est instable, et les effets de
polarisation disparaissent. En plus, des phénomènes de résonance cyclotron
des électrons du jet peuvent être très importants et masquer ou déformer les
par la
9
résonances magnétiques. Nous nous sommes donc efforcés d’éliminer ces phénomènes afin d’obtenir les courbes de résonance dans les moilleures conditions
d’observation et de
reproductibilité (cf. chapitre III).
Des travaux utilisant des
techniques analogues à
ci-dessus ont été effectués à la même
-
DEHMELT
(40)
a
époque
celles décrites
par d’autres auteurs:
étudié le niveau métastable
2
P
3
6
du Mercure par
méthode voirice : le
bombardement électronique très intense produit une
grande quantite d atones dans l’etat métastable o
2
P
3
, les sous-niveaux ZEEMAN étant inégalement peuples. La resonance magnérique de cet état, induite
par un champ magnétique oscillant est détectée en étudiant l’absorption de la
radiation 5640 Å Cette expérience est actuellement développée
une
2
P
3
.
7,(41).6
1
S
3
par AUBREY et BRAULEY
-
polarisation
LAMB et
ses
collaborateurs ont
par bombardement
ture fine des niveaux
P
3
et
électronique
P
3
2
également utilisé
l’effet de
dans la détermination de la struc-
de l’Hélium
.
(42)(43)
10
CHAPITRE
MONTAGE
BROSSEL dont
le schéma
description détaillée
une
général
de notre
en
a
beaucoup
Les
premiers
.
(7)
donnée
été
du
points
La
montage
de
figure 6 donne
montage.
essais de
effet, plusieurs
montage
raisons
avec
- la
température
maximum les
pompage continu ont été déce-
imposent l’emploi
- la surface émettrice doit être
de limiter
de
ÉLECTRONIQUE
I.- LE TUBE
vants. En
EXPÉRIMENTAL
montage utilisé s’inspire
Le
II
d’une cathode à
oxyde :
équipotentielle;
de fonctionnement doit être
assez
basse,
afin
de lumière
parasite;
la puissance électrique nécessaire au chauffage doit être la
possible pour réduire au maximum les champs magnétiques parasites;
au
sources
-
plus
faible
les diverses tensions accélératrices sont de l’ordre d’une di-
-
zaine de volts.
Pour
trice doit être
assez
Or, dès que
avoir
un
la
pression d’air dépasse
des
(de
l’ordre du
de mercure, la cathode
dont
on ne
outre,
il
possède
ne
que
irrégulier. Ceci
serait pas possible d’opérer
des très faibles quantités
milligramme).
opéré dans des enceintes scellées construites suitechnique radioélectrique. Un vide excellent s’est toujours maintenu
Nous
vant la
-5mm
10
et le fonctionnement devient très
pompage continu. En
isotopes séparés
sur
débit électronique convenable, la surface émet-
grande.
s’empoisonne partiellement
exclut donc
un
avons
donc
dans les différents tubes que
la cathode
a
nous avons
construits,
été toujours extrêmement régulier.
et le fonctionnement de
Fig. 6
Schéma
du
montage
11
Technique de fabrication - Nous
employé des pieds de lampe en verre
pressé (verre au molybdène, passages en molybdène, qui servent à la construction des tubes d’émission de petite puissance 4Y100, 3T50 de la C.I.F.T.E.).
Après la construction et le montage des différentes électrodes, le pied est
scellé à l’ampoule de
respondants.
verre sur
avons
la même machine que les tubes d’émission
technique, très sûre, réduit
Cette
ment
chauffage H.F.
magnétique
et
se
soude par-
isolantes sont réalisées
en
mica
tantale. Ce métal
préalable-
étuvage et par
électrodes. L’enceinte est ensuite scellée jusqu’au moment
cathode ainsi conservée sous vide ne risque pas de s’altérer.
remplissage.
des
La
Remplissage mis
de
dégazé.
Après fabrication,
de
risques
surface très
en
propre, il n’absorbe pas le mercure, n’est pas
pièces
maximum les
a une
fuite. Les électrodes sont réalisées
faitement par points; les
au
cor-
en
place
Le tube
sur un
l’enceinte est
vidée, dégazée
électronique auquel
a
banc de pompage. Il est de
On distille ensuite le
mercure
dans le
queusot.
par
été adjoint le queusot est
nouveau
étuvé soigneusement.
Avant le scellement défini-
tif, on forme la cathode. Elle est chauffée à une température supérieure à
sa température de fonctionnement normale et une tension alternative est ap-
pliquée
entre la cathode et les autres électrodes. Lors de l’activation de
la surface
émissive,
on
observe à la
tant et
l’apparition
jusqu’à
stabilisation du débit
Getters - Des
malgré
du courant
getters
jauge à ionisation
un
dégazage impor-
électronique. L’opération est poursuivie
électronique et retour à un vide excellent.
sont nécessaires pour maintenir
le fonctionnement de la cathode
un
vide
parfait
premiers
dégazer. Les
tubes ont été munis de getters industriels au baryum. Le dépôt de baryum
formé est très avide de mercure et une grande quantité de mercure est nécessaire pour saturer la surface du baryum. Il est ensuite difficile de régler
la pression de vapeur dans l’enceinte en agissant sur la température de la
goutte de mercure contenue dans le queusot. En outre, il est impossible d’employer un isotope séparé dont on possède une quantité très faible.
qui risque
de
12
Quelques
essais
titane obtenu par la
nous
ont conduits à
un
getter formé par
film de
un
vaporisation d’un fil de titane de 0,1 mm enroulé sur un
l’on peut chauffer par effet Joule. Un tel getter est
de mercure que le getter au baryum. Cependant nous avons
tungstène que
beaucoup moins avide
été conduits, dans certains cas, à sceller et à enlever l’ampoule contenant
le getter après quelques jours de fonctionnement assurant un dégazage parfait
fil de
de la cathode.
Description
des différents tubes
électroniques employés -
Deux
types
dif-
férents ont été réalisés.
1)
l’électrode A
(fig. 7)
Les électrons émis par la cathode
sont accélérés par
qu’un pinceau de dimension
10x2 mm, l’électrode B ainsi que l’anode P sont portées au potentiel
2
V
.
Dans l’espace compris entre B et P, les électrons ont, suivant Oz, une vitesse
uniforme
2
V
-V
e
,V
e étant le potentiel d’extraction de la cathode. Le courant
anodique est d’environ 0,3 mA pour V
1
=V
2
= 16 Volts. L’électrode B forme
en outre l’extrémité d’une ligne haute fréquence accordée (cf. s III, page 13).
Le pinceau électronique a une longueur d’environ 20 mm. Deux fenêtres en
quartz,raccordées à l’ampoule en verre au molybdène à l’aide d’anneaux de
verre intermédiaire, permettent l’observation des raies ultra-violettes.
2)
est
portée
au
potentiel
Une
1qui
V
ne
laisse passer
grille à maille lache, placée à 2
mm
de la cathode
(fig.8)
même potentiel que l’anode. Le pinceau
d’électron, dans l’espace d’observation compris entre la grille et l’anode, a une section de 15x8
mm et une longueur de 4 mm. Le circuit de haute fréquence est placé à l’extérieur du tube. Lorsque l’anode et la grille sont portées au même potentiel,
le débit
au
anodique
est d’environ 2 mA pour
Nous utilisons
comme
1= V
V
2
=
16 Volts.
cathodes celles utilisées habituellement
le tube d’émission 4Y100. Elles ont été toutefois raccourcies à
de 30
mm.
chauffage
Elles nécessitent alors
normal. Le filament
mant environ
dans la
une
puissance
longueur
de 15 watts environ pour leur
d’origine, formé par
3,75 Ampères sous 4
région d’observation. Ce
une
sur
replié en U consomVolts, provoque un champ magnétique parasite
champ très inhomogène, d’environ 0,5 gauss,
un
fil
Tube
C
A
B
F
K
L
Fig. 7
électronique
Filamen
(six fi
modèle 1
Cathode
Electrode accélératrice
Ligne H.F.
8
Fig.
Tube
électronique
modèle 2
Anode
Goutte de tercure
Système de compensation
1
2
Filaments
Cathode
3
Ecran, support
4
Anode
de
grille
1
F
2
I
Fig. 10 a
Fig. 10 b
13
apporte
cet
des distorsions
effet,
branchés
des courbes de résonance. Pour réduire
inacceptables
employé 6 filaments de UL41 (40 Volts, 0,1 Ampère)
parallèle disposé côte à côte (fig. 9). Le champ magnétique para-
nous avons
en
site est alors inférieur à
-2
10
gauss.
II.- CHAMP MAGNÉTIQUE
Le
champ magnétique
refroidies par eau,
sant de 6
Ampères.
est créé par deux bobines
développant
au
L’alimentation
maximum 500 gauss pour
fait
se
au
position d’HELMHOLTZ
un courant magnéti-
en
moyen de batteries
au
plomb.
L’in-
tensité du courant est mesurée à l’aide d’un
type
K
3
.Le
géité
du
potentiomètre LEEDS et NORTHRUP
température de la glace fondante. L’homo-
shunt est maintenu à la
champ
est
assez
médiocre,
de l’ordre de
-4
5.10
dans le volume d’ob-
servation.
précises, un autre ensemble de bobines d’HELMHOLTZ
d’un diamètre moyen de 70 cm a été employé. Elles permettaient d’obtenir un
champ de 200 gauss environ pour un courant de 10 Ampères. Le réglage de la
Pour les
mesures
position d’HELMHOLTZ avait été réalisé à l’aide d’un appareillage de résonan-4 sur une sphère de 3 cm
ce protonique. L’homogénéité est de l’ordre de 10
de rayon.
III.- CHAMP DE HAUTE FRÉQUENCE
Le
champ magnétique ayant
la direction Oz
(fig. 3),
les transitions
dipolaires magnétiques sont provoquées par un champ oscillant circulaire dans
le plan xOy. Nous pouvons donc opérer indifféremment avec un champ oscillant
rectiligne d’axe Ox ou Oy.
Les
nique du type
03BB/2
premières expériences
(1).
formée par deux conducteurs plans
tion de cette
un
ligne à
mm
(fig. 7).
parallèles
le tube électro-
l’aide d’un émetteur à 140
mm
en
et
couplage permet l’excita-
Me/s.
maximum
Ce montage permet d’aau
niveau du
pinceau
champ électrique est faible. Un champ oscillant
obtenu avec une puissance de 70 watts.
alors que le
3 gauss peut être ainsi
d’une largeur de 30
Une boucle de
champ magnétique oscillant d’amplitude
électronique
avec
L’électrode B forme l’extrémité d’une ligne résonante
dont la distance est 10
voir
ont été effectuées
de
14
électroniques
Pour les tubes
créé par
montage extérieur.
un
fréquences
aux
et 594
de 25
Mc/s,
140
Mc/s,
238
est
champ oscillant
le
permis d’opérer
de circuits ont
types
Mc/s,
50
(2),
type
Mc/s,
307
Mc/s,
Mc/s
378
Mc/s.
1)
Le
oscillant est créé par des boucles L
champ
tube de cuivre refroidies par
couplage à l’émetteur
Le
Deux
du
(fig. 10a).
La
eau.
capacité
permet
en
permet d’obtenir l’accord.
C
couplée
est fait à l’aide d’une boucle
Un wattmètre directionnel
(fig. 9a)
de vérifier
bobines L
aux
du cir-
l’adaption
cuit.
Ce circuit
aux
bornes du circuit résonant
2)
réalisée
nous
comme
champ oscillant est créé au centre
l’indique la figure 10b. En modifiant
Le
pouvons faire varier la gamme d’accord de 100
précis
de l’accord est obtenu
étant cherchée
en
Ce circuit
trique à l’intérieur
le circuit
déplaçant
en
un
champ électrique
déplaçant
du
les
Mc/s
cylindrique
paramètres
à 600
Mc/s.
et
a
Un
h,
régla-
diélectrique (téflon)
direct, l’adaption opti-
est
le contact C.
l’avantage d’être à
a
d’une cavité
lame
une
couplage à l’émetteur
entre les deux plaques. Le
mum
tension très élevée et
une
il existe
impédance",
entre les boucles.
important règne
ge
l’inconvénient d’être à "haute
a
cylindre
est
impédance
basse
beaucoup plus
et le
champ élec-
faible que celui créé par
précédent.
fréquences
Les
25, 50
de
Mc/s
et 140
ont été obtenues à l’aide d’un
émetteur constitué d’un oscillateur à quartz, d’une chaîne multiplicatrice et
d’un
amplificateur
Nous
un
(entre
en
Mc/s,
coaxial
champ oscillant
électronique.
Mc/s)
étage
doubleur
1est
H
aux
ou
tripleur pouvant
générateur d’harmoniques
à lampe-phare 2C39. Cet appareil, attaqué
et d’un
donnait 15 watts à 600
voltmètre de crête branché
té du tube
outre d’un
200 et 420
amplificateur
par 20 watts à 300
Le
puissance permettant d’obtenir jusqu’à 70 watts.
disposions
fournir 20 watts
formé par
de
mesuré
en
Mc/s
et 10 watts à 900
Mc/s.
valeur relative à l’aide d’un
bornes d’un circuit oscillant
placé
à
proximi-
15 .
IV.Les différentes électrodes sont alimentées à l’aide de batteries
au
l’on
plomb. Lorsque
le
applique
niveau des différentes électrodes
qui
provoque
radiofréquence, il existe au
champ électrique oscillant parasite
champ
un
de
modulation de la vitesse des électrons. Cette modulation
une
et même
totalement, pour certaines raies, la lumière émise. En plaçant judicieusement dans le circuit anodique une boucle de
compensation accordée L, nous pouvons atténuer considérablement ce phénomène
dépolarise partiellement,
(fig. 7).
V.- MONTAGE OPTIQUE
Dans chacune des directions
passe à travers
ations
un
visibles),
prisme de GLAZEBROOK
une
lentille,
l’anode du
rentiel -
et tombe
plicateurs
ont été utilisés :
sur
IP28 pour la bande
IP21
ou
un
5189 pour
6217 au-dessus de
le faisceau lumineux
d’observation,
(ou
un
polaroïd
dans le
filtre - filtre coloré
cas
des radi-
filtre interfé-
ou
photomultiplicateur. Différents photomulti-
2500 Å - 3600 Å
la bande 3600 Å - 5000 Å
5000 Å.
photomultiplicateur 6217 était placé dans une enceinte pouvant être refroidie à l’air liquide pour diminuer le courant d’obscurité et améliorer
ainsi le rapport signal-bruit.
Le
Les courants
dans
un
pont
anodiques
des deux
sec.
sont
opposés
de résistance et leur différence est mesurée à l’aide d’un
vanomètre dont la sensibilité est de
de 12
photomultiplicateurs
La déviation est
brage, proportionnelle à
émise.
Nous pouvons
l’aide d’un suiveur de
-11 Amp/mm
2.10
alors, moyennant
la variation du
enregistrer
spot
de
polarisation
les déviations du
SEFRAM. Un rhéostat
période
précautions d’équili-
à 1 mètre et la
certaines
degré
gal-
spot
du
de la lumière
galvanomètre
électronique constitué
à
par
15 triodes 6AS7 peut être inclus dans le circuit d’alimentation des bobines
d’HELMHOLTZ. Le champ magnétique est alors fonction linéaire du potentiel de
des triodes.
potentiel est pris aux bornes d’un potentiomètre entraîné à l’aide d’un moteur synchrone. Les différents enregistrements des
figures 15, 32, 35, 36 ont été ainsi obtenus.
grille
Ce
16
CHAPITRE
ETUDE
I.-
III
EXPÉRIMENTALE DU MONTAGE
EXPÉRIENCES PRÉLIMINAIRES
Avant la recherche
avons
fait
sur
les
systématique
des résonances
premiers tubes construits, du modèle
magnétiques, nous
n°1, les expériences
suivantes :
- Etude spectroscopique de la lumière émise - Nous
un
HILGER à
spectrographe
férents clichés obtenus
raies de
sur
et
HgI
nous
optique
de
montrent que
nous
et à
quartz
fournissent d’autre
nous
part
avons
employé
grande dispersion. Les dif-
obtenons exclusivement les
des
les intensités relatives des différentes raies
renseignements qualitatifs
(cf.
page
22).
champs magnétique sur le degré de polarisation un champ de 40 gauss parallèle au jet
D’après SKINNER et
d’électrons modifie peu le degré de polarisation. Nous avons précisé ce point
très important en étudiant l’influence du champ magnétique sur le degré de
polarisation pour différentes raies du spectre. La figure 4 donne un exemple
des résultats obtenus. L’influence du champ magnétique est donc faible.
- Influence
du
APPLEYARD(26)
,
layant
en
Les différentes résonances sont étudiées à
ba-
champ magnétique.
va-
riation continue du taux de
Cet effet s’est revélé
polarisation s’ajoute
et il est nécessaire de faire
Les
successivement
mesures
et
de
dégré
une
de
correction
(cf.
fréquence fixe en
gênant :une légère
aux
page
courbes de résonance
28).
polarisation sont effectuées
en
mesurant
à l’aide d’un
photomultiplicateur et d’un polariseur
que l’on peut tourner de 03C0/2. L’expérience montre que la sensibilité de la
cathode varie avec l’état de polarisation de la lumière et avec la région
I
//
I
utilisée de la cathode. Afin d’éviter toute
erreur
systématique,
nous avons
17
quart-d’onde. Le photomultiplicateur reçoit
alors, quel que soit la position du polariseur, une lumière circulaire. Nous
avons vérifié, en substituant au tube électronique une source de lumière naturelle, l’identité des signaux pour les différentes positions du polariseur
adjoint
polariseur
au
une
lame
).
(44)
(cf.
-
magnétique,
Influence du champ de
nous
devons
appliquer
Pour faire la résonance
radiofréquence atomes soumis
aux
au
bombardement électro-
nique, un champ magnétique oscillant H
1
.Il est expérimentalement impossible
d’appliquer à un certain volume, un champ magnétique de haute fréquence sans
également lui appliquer un champ électrique oscillant. Nous pouvions attendre
différents effets :
a) Décharges -
Dans
ce
cas, le processus d’émission de lumière
est
complexe, et l’on n’observe plus de polarisation. La région d’observation
est placée dans un système résonant où le champ magnétique est maximum, et
par suite, le champ électrique minimum, il est donc facile d’éviter les décharges. Il a été possible, en appliquant 50 watts environ, d’obtenir des
champs oscillants de l’ordre du gauss, la pression de vapeur de mercure étant
mm Hg (t #
de
10°C) sans aucun phénomène de décharge.
-3
0,5.10
b) Dépolarisation degré
de
polarisation
en
figure 14 montre
fonction de la
lant. La
fréquence
Pour
puissance élevée, il
une
La
est choisie de
puissance fournie
façon qu’il
subsiste
ne
encore un
ciable. Nous attribuons cette
troduite par le
une
se
courbe donnant le
au
produise
degré
de
expériences
saires à l’observation de la résonance
nous
aucune
résonance.
polarisation appré-
dépolarisation à la modulation
champ électrique de radiofréquence.
Ces différentes
circuit oscil-
de vitesse in-
montrent que les conditions néces-
magnétique des niveaux excités peuvent
être réalisées. Cependant, le taux de polarisation variant avec le niveau du
champ oscillant, l’étude des amplitudes des résonances telle qu’elle a pu être
faite dans le cas du niveau
excité optiquement, ne sera pas possible.
1
P
3
6
F
ig 11
Degré de polarisation en fonction
fréquence transmise au circuit oscillant.
de la
puissance de haute
Fig 12
Résonances
cyclotrons
Fig 13
18
PHÉNOMENES
II.-
PARASITES : "Résonance cyclotron"
électronique n°1, nous avons constaté, qu’en faisant
varier le champ magnétique en présence du champ oscillant
1à la fréquence
H
constante de 142 Mc/s, il apparaissait des résonances parasites importantes
1 et
pour les champs magnétiques correspondant au facteur de LANDE g
2 (fig. 12). Leur aspect est indépendant des raies observées, et elles
g
se traduisent, non seulement par une variation du degré de polarisation, mais
Avec le tube
=
=
aussi de l’intensité lumineuse. La forme et
l’amplitude
de
résonances dé-
ces
pendent en particulier de la vitesse des électrons, de la fréquence et de la
répartition du champ oscillant. Elles sont donc liées aux propriétés dynamiques des électrons.
Résonance g
=
2 - Elle s’observe pour des
champs
oscillants très faibles.
puissance fournie 0,01 watt - sa largeur est alors d’environ 1 gauss,
Lorsque la puissance augmente, elle s’élargit considérablement, se déplace
devient dissymétrique. Sa structure devient complexe (fig. 12).
-
et
phénomène est lié à la résonance cyclotron des électrons. Une
étude du phénomène peut être faite en prenant des conditions idéales :le
pinceau électronique n’est pas absolument parallèle au champ magnétique H
z
et les électrons possèdent une légère vitesse radiale
Leurs trajectoires
y
v
.
Ce
(fig. 13).
sont alors des hélices d’axe Oz
trique perpendiculaire à
Oz. Dans
donné est
fonction
au cours
général
en
du
temps
faiblement de
03C9
=
du
c
03C9
= e H m,
temps
notre
une
une
de
l’énergie
la fulsation
w
expérience,
cette
conditions, l’energie
périodique du temps et la
ces
d’un grand nombre d’électrons
du
champ
l’énergie cinétique
.Cette valeur 03C9
()
c
est
contraire
au
correspond
au
Un calcul analogue
()
.
(45)
BUCHSBAUM
Il
4),
par
est fait dans le
se
généralise
d’un électron
valeur moyenne
ne
facteur de LANDE
une
cas
totale,
et
dépend que
particulière
g
se
=
2. Dans
traduit par
également, d’après
modification du
particulier
facilement.
champ élec-
fonction parabolique
une
augmentation d’énergie électronique
polarisation (fig.
un
oscillant. Pour la valeur
modification de l’intensité lumineuse
courbes de
Ils sont soumis à
y
v
degré
=
de
les
polarisation.
0 ,v
z
= 0
par
19
L’inhomogénéité de vitesse, introduite d’une part par les imperfections de l’appareil et d’autre part par le fait que le champ oscillant électrique n’est qu’imparfaitement dirigé suivant Oy, complique l’interprétation
précédente et nous attribuons à cet effet le déplacement de la résonance en
fonction de l’amplitude du champ oscillant ainsi que sa structure complexe.
Résonance g =
quence
assez
1
-
intenses
n’apparaît
Elle
(5
watts dans
que pour des
puissances
expériences),
nos
et
son
de haute fré-
aspect complexe
dépend considérablement de la topologie du champ oscillant. Nous ne pouvons
donner aucune interprétation simple de ces résonances que nous pensons être
reliées aux inhomogénéités des champs de haute fréquence dans la région d’observation.
Ces différentes résonances sont des
très
gênants et les distorsions considérables qu’elles provoquent, rendent impossibles l’étude des résonances magnétiques dans leur voisinage. Nous avons essayé,
expérimentalement en agissant sur les différents paramètres, d’en diminuer
l’importance. L’influence de la fréquence 03BD du champ oscillant s’est revélée
très grande.Pour un tube donné, l’amplitude des résonances cyclotron diminue
à puissance égale lorsque la fréquence diminue. A 50 Mc/s, en particulier,
elles sont pratiquement inexistantes dans le tube n°1. Dans ces conditions,
le temps de transit t d’un électron entre la cathode et la plaque devient plus
En effet, pour v
10 Volts, on a
petit qu’une
8 cm/sec,
z #2.10
v
période 1 03BD.
phénomènes parasites
=
et
et
l’électron est alors soumis
au
celui nécessaire pour décrire
et
sa
variation
d’énergie
Ce résultat
une
oscillant
orbite
pendant
complète
temps inférieur à
du champ magnétique
un
autour
est par suite très faible.
nous a
type n°2 où la distance I
beaucoup plus importante.
champ
est
En
conduits à réaliser des tubes
plus petite
outre,
le
(I
=
4
mm)
et la
champ magnétique
électroniques
section du
du
pinceau
oscillant est produit
par
20
système de bobines extérieures qui créent une répartition de champ électrique radiale beaucoup moins favorable aux résonances cyclotrons. Les ré-
un
sonances
cyclotrons deviennent
alors très faibles -
équivalentes
à
une va-
degré de polarisation de 0,3% dans les cas les plus défavorables jusqu’à une fréquence de 300 Mc/s. Aucune distorsion n’est alors produite sur
riation du
LANDÉ
les résonances dont le facteur de
est différent de 1
2.
ou
De nombreuses études des résonances
ont été faites
observer, il
tenir compte
ces
est
nécessaire, si
des collisions
Cette condition est très
Dans le
.
(46)
dernières années
cas
cyclotrons dans les solides
Pour qu’il soit possible de les
est le
le réseau
avec
analogue
aux
temps
ou
de relaxation défini pour
les différentes
métaux, par suite de l’effet
inhomogène au champ oscillant, on
des
de peau
c
03C9
IDENTIFICATION
DES RESONANCES
qui impose
observé et inter-
a
.
(47)
1
III.-
que
précédentes.
conditions
répartition très
prété des résonances correspondant aux sous-multiples
cyclotron, c’est-à-dire en particulier pour g =
une
impuretés,
/q
de la
fréquence
MAGNETIQUES
En isolant les différentes raies du
apparaît des résonances pour certaines d’entre elles (raies
2537, 3651, 5460, 6123 Å en particulier). Ces résonances se traduisent uniquement par un changement du dagré de
polarisation de la raie et sont spécifiques d’états excités particuliers.
Elles ont été identifiées comme étant réellement des résonances magnétiques.
spectre,
L’identification s’est revélée difficile :
mateur à
l’emploi
d’un monochro-
prisme pouvant séparer les différentes raies de l’élément étudié
impose l’emploi d’une
pinceau électronique,
utilisée. Ce montage
les résonances
signal
il
fente d’entrée
suite des dimensions du
une
la lumière émise
a
fine, et par
très faible quantité de
été utilisé pour certaines raies intenses
uniquement
par le
changement d’intensité
de la
de résonance est faible et les fluctuations d’intensité
éliminées
comme avec
n’est pas
possible.
filtres colorés
ou
le
montage
Nous
avons
de filtres
en
pont. L’étude précise
peut être
en
décelant
lumière 03C0. Le
ne
sont pas
de la résonance
donc, en général, isolé les raies à l’aide de
interférentiels; notons qu’un spectrographe à
réseau du type employé par CHANTREL
(48)
serait très commode.
21
Raie 2537
Å
(2537 Å)
1
P
3
6
0
S
1
6
électrons
est facile à
La radiation
raît dès que les
énergie
isoler,
elle appa-
4,86 électron-volts, et le
maximum de polarisation est atteint pour une énergie d’environ 7 eV
Dans
ces conditions, aucune autre raie n’est excitée avec une intensité appréciont
une
de
.
()
able.
Malgré
la
présence
avons, dès le début de notre
du niveau
1
P
3
6
;
nous l’avons décelée
l’aile de la résonance
sur
gênante des résonances cyclotrons, nous
travail, recherché sur le tube n°1la résonance
fort
cyclotron
avec un
g
=
mauvais
(fig. 14a).
2
signal/bruit
rapport
Par soustraction du
extrapolé - en pointillé sur la figure - il a été possible de tracer
façon grossière les courbes de résonance (fig. 14b). D’après la méthode
J. BROSSEL, nous pouvons, en traçant la courbe donnant le carré de la lar-
fond
de
de
geur 039403C9
en
fonction du carré de
l’amplitude
du
1(fig. 14c),
H
champ oscillant
déduire la largeur limite et la durée de vie. Ces résultats sont
avec
la méthode d’excitation
Nous voyons
sur
la
optique,
mais ont
une
précision
en
accord
très inférieure.
figure 4 qu’une variation de l’énergie
des élec-
dépolarise de façon très appréciable la raie de résonance 2537. Pour diminuer cet effet, nous avons introduit, comme il est indiqué
chapitre II, un système de compensation qui atténue la modulation de vitesse
engendrée par le champ de radiofréquence. Malgré cet artifice, il subsiste
une dépolarisation importante.
trons de
quelques
eV
Cette résonance
type n°2, mais la
pensation efficace de
du
Cette
malgré
tous
fisante pour
cune erreur
nique
a
été
nos
également été décelée avec
géométrie des électrodes se prête
a
électronique
tube
moins bien à
une com-
la modulation de vitesse.
expérience nous a montré les possibilités de la méthode; mais,
efforts, il nous a été impossible d’obtenir une précision suf-
vérifier, par comparaison avec
systématique n’était introduite
employée à
En réalité,
)
*
(
un
ce
par suite du
cet effet et
maximum est obtenu
potentiel
sera
en
les résultats de J.
dans
nos mesures.
BROSSEL, qu’au-
Une autre tech-
décrite ultérieurement.
appliquant
environ
d’extraction de la cathode
8 Volt
(cf.
fig.
sur
4b)
l’anode
Fig. 14 - Hg isotopes pairs
niveau
1
P
3
6
03BD =
142
Mc/s
Fig. 15 -
Niveau
4
F
3
6
22
Transitions
L’étude spectroscopique
très intenses, et
du reste du
de
4,15
JOBIN-YVON,
-
soit à l’aide d’un filtre CORNING
9863, qui, associé
ne
g
=
une
à 3500
Å,
raies,
moyen d’un filtre
Les résonances
précédentes
Les valeurs
et
ne
au
théoriques
théorique.
par
n’y
vie, déduite
Fe ~ 4.10
-7
1,110
=
et g
1,390.
=
l’a montré l’étude d’un
(50)
concordance
a aucune
de l’étude de la
sec.,
désaccord
en
et
.
D
3
6
LANDÈ
du facteur de
valeur
conduit à
mer-
facteur de LANDÈ
au
celles des niveaux
1,520 (Mercure 199).
et
1,139
niveau
la détermination de P. JACQUINOT
la durée de
du
cas
aucune
pas
pairs,
Il
dans le
1
D
3
-6
P
1
,6
2
D
1
-6
P
1
,
2
D
3
6
-6
,6
P
1
résonance n’apparaît.
être
peuvent
2
D
3
6
interférentiel,
mais doivent être reliées
(isotopes pairs)
gr
ajoutant un
0 ;
2
Ni,7 H
4
SO
(fig. 15).
Sur les raies jaunes
au
En
les radiations de lon-
observé,
nous avons
résonance intense correspondant
échantillon enrichi
au verre
disparaissent.
deux, plus faibles, correspondant à g
dernières sont liées à l’isotope 199, comme
Ces deux
1
D
3
6
,
Co (14,5
Ni-SO4
4
3 eau)(49)
cm
absorbant
les résonances
Å.
4000
--
et
1,247,
isolées
solution SO
avec une
dans 100
0
2
Co , 7 H
4
SO
naturel,
3200 Å
laisse passer que la bande
Sur cet ensemble de
cure
Ces raies sont isolées
soit à l’aide d’un monochromateur
supérieure
gueur
2
P
3
.
D
3
6
-6
-
liquide réalisé
gr
trois transitions sont
ces
spectre :
l’optique,
filtre
la raie
particulier,
en
montré que
nous a
est
de
Dans le
en
cas
parfait
avec nos
largeur de
avec
niveau sont
ce
des
accord
avec
la
résultats. En outre,
nos
la valeur
1,33
isotopes
courbes de
# 10
-8
sec.
résonance,
donnée
SKINNER (23)
peuvent
6
4
F
3
,
l’é(03BB
Å)
infra-rouge 6
4
F
3
D
3
6
tomber6
17190
différence
population
4 créera,
F
3
6
D
3
.
jeu
probabilités
transition,
population
résonance magnétique
magnétiques
4
F
3
6
D
3
6
.
donc,
population
4
F
3
6
,
Les atomes excités
se
trouvant dans l’état
par la transition
de
des
provoquera
dans le niveau
de
sous-niveaux
une
de
non
que dans
=
Toute
tat
seulement
re-
ne
différence de
La
une
par le
variation de
dans les
du
de
niveau
mais
23
6
D
3
,
2
P
3
.
D
3
6
-6
aussi de
raie
et par suite
LANDE
Les facteurs de
parfait
en
accord
modification du taux de
une
théoriques,
4
F
3
6
199).
dans le
de la
du couplage
cas
sont
précédentes
trouvés pour les résonances
les valeurs
avec
polarisation
LS,
1,111 et
1,25 (isotopes pairs) , g
Cette hypothèse, en outre, a été pleinement vérig
1,3888 (isotope
fiée par l’interprétation des résultats expérimentaux sur le découplage IJ
dans le cas des isotopes 199 et 201.
calculées pour le niveau
=
Nous
prenant
tenté l’étude directe de la transition
avons
récepteur
comme
g
=
=
une
cellule à sulfure de
(jet électronique
conditions les plus favorables
en
dans les
En
plomb.
4
F
3
6
-6
D
3
opérant
c/s,
modulé à 25
amplifica-
tion sélective du courant
temps),
le
diations
cellule, détection synchrone à longue constante de
rapport signal/bruit correspondant à l’intensité globale des ra-
faible, il était impossible
résonance magnétique correspondant à un niveau particulier.
l’ordre de 15. Avec
la
Å,
longueur d’onde supérieure à 10.000
de
infra-rouges
aussi
signal
un
était de
de déceler
Etude des raies rouges
Pour localiser
rouges du mercure,
une
résonance trouvée parmi les différentes raies
nous avons
utilisé
la courbe de transmission avait
pouvait être déplacée
pour g
=
2est
D
1
approximativement
un
a
été ainsi localisée
niveau de
20 Å
de
large. Cette bande
sur
configuration
Å.
la raie
6123 Å
6p.
9
5d
6
2
s
Elle
2
D
1
-7
1
S
3
se
produit
1,12.
De nombreux niveaux de
dence dans le
configuration
9
5d
6
2
s
p
ont été mis
en
évi-
spectre du mercure. Ils correspondent à l’excitation de deux
l’énergie d’excitation de beaucoup d’entre eux est supérieure
électrons, et
à l’énergie d’ionisation. Dans
expériences sur les potentiels
ce
cas, ils ont été mis
6123 Å
en
évidence par des
d’ultra-ionisation et par l’observation de
raies dans l’ultra-violet lointain
diations
filtre interférentiel "BAIRD" dont
par rotation du filtre de 6000 à 6200
La résonance
où le niveau
un
.L’existence
(51)
en
particulier
des
et 15295 ont conduit à admettre l’existence de niveaux
2
P
3
,
seuil
et
niveau métastable
d’énergie inférieure au
récemment l’hypothèse d’un
d’ionisation, ayant
D
3
a
cette
ra-
2
D
1
et
configuration,
été faite
.
(52)
24
Etude des raies bleues, violettes et vertes
A l’aide de
filtres,
nous
pouvons isoler les groupes de raies
suivantes :
filtre WRATTEN 77A
Iode à saturation dans
4
CCl
(49)
La même résonance est décelée
pour les
isotopes pairs,
au
trois ensembles de raies et
sur ces
LANDE
facteur de
g
1,440.
=
Pour
correspond,
l’isotope 199,
résonance pour g
1,150. La durée de vie, déduite de
la largeur des courbes de résonances des isotopes pairs, est d’environ
nous avons
trouvé
une
=
-7
2.10
sec.
Il semblerait que cette résonance doit être attribuée
1
S
3
7
,
g
=
2,
le seul
commun
à
ces
trois
groupes de raies; mais pour
et la durée de vie est de l’ordre de
conduits à attribuer la résonance à
tant le niveau
un
-8
10
niveau de
au niveau
.Nous
(16)
sec.
configuration
1
S
3
7
.
niveau,
ce
sommes
2
P
3
alimen-
effet, le facteur de LANDE d’un niveau de configuration
1,5 pour les isotopes pairs, et s’il existe un léger désaccord avec la valeur
expérimentale, l’accord est parfait pour le rapport
que nous avons
déterminé dans le cas de l’isotope 199.
2
P
3
est
En
/g
F
g
J
Il
2
P
3
niveau
.
nous a
En
été impossible de déterminer de façon
effet,
le niveau
différentes transitions :
1
S
3
7
est alimenté
en
plus précise ce
particulier par les
25
Ne
il
possédant pas de récepteurs infra-rouges
impossible, comme pour la raie
suffisamment
4
F
3
6
-6
D
3
,d’étudier
nous est
sensibles,
ces
tran-
sitions.
Remarquons toutefois que l’écart du facteur de LANDÉ avec celui déduit de l’hypothèse du couplage LS semble inexplicable dans le cas du niveau
Par contre, cet écart est vraisemblable dans le cas d’un niveau
2
P
3
7
.
9
5d
6
2
s3
p
2
P
cette
où
interaction est
une
configuration ayant
le même
possible entre
J,
leur
les différents états de
énergie étant
voisine.
assez
5460 Å
nul, d’après
les mesures de SKINNER. Ceci montre que les différences de population créées
par les deux processus : bombardement électronique et effet de cascade, se
compensent. Ces effets de cascade ont donc une influence particulièrement
importante, et le calcul des degrés de polarisation à partir de la théorie des
collisions, sera donc en général inextricable.
Le taux de
IV.-
PROBLÈME POSÉ
DURÉES DE VIE
Dans le
PAR LA
effet,
les atomes
de la radiation
DÉTERMINATION
paragraphe suivant,
est
PRÉCISE DES FACTEURS DE LANDÉ ET
nous
montrerons que la
position d’une
précision relative de 1,5.10
. Il a
-4
s’assurer qu’une telle précision n’est pas illusoire. En
soumis à la résonance magnétique se trouvent à quelques
résonance peut être
été nécessaire de
polarisation
repérée
millimètres d’une cathode
en
avec une
nickel. Cette cathode est chauffée par effet
magnétique se fait au sein d’un jet d’électrons se déplaçant dans le champ magnétique H. Nous avons fait les tests
suivants, pour vérifier que, malgré ces éléments perturbateurs, le champ
magnétique était, à la précision des mesures, celui déduit de l’étalonnage
Joule,
et
des bo
en
es
outre la résonance
HELMHOLTZ.
1)
grand
soin
Nous déterminons la
possible,
deux fois de
position d’une résonance
suite,
le
sens
du courant de
le
plus
chauffage
avec
de
26
la cathode étant
permuté
entre les deux mesures. Avec le
de
type
chauffage
décrit page 12, la variation relative de position d’une résonance pour un
champ de 100 gauss est inférieure à 1/10.000. Le champ créé dans la région
d’observation est donc inférieur à 5 milligauss.
2)
électronique
Un tube
a
été réalisé
l’indique
comme
la
figure
16. Cet appareil permet, outre les expériences d’excitation électronique, de
faire la résonance magnétique du niveau
excité optiquement. A cet effet,
1
P
3
6
la
géométrie
entre la
prise
2537 Å
permet l’illumination
des électrodes
et la
grille
de la vapeur de
suivant la direction
plaque
polarisée rectilignement en
0y par
détection est faite,
03C0. La
mercure com-
la radiation
comme
pour l’ex-
électronique, suivant 0x 0x’. La construction de l’appareil impose,
par la présence des joints quartz-verre au moly, un long trajet des radiations
d’illumination et détection dans la vapeur de mercure. Pour éviter une dépolarisation considérable, nous sommes obligés de travailler à une faible pression
citation
(goutte
de
mercure
l’étalonnage
1
P
3
6
veau
20°C)
à -
système
du
de
et le signal de résonance est peu intense.
bobines,
doit avoir lieu pour
un
1°/ Cathode froide
est extrêmement
élargie
turbation du champ
confirme
o
H
l’expérience
courant
:La résonance apparaît
et déformée. Nous attribuons
par
avec
le ferromagnétisme
précédent
ce
mais
sur
la
aucune
position
en
Nickel,
ce
que
A la
précision
des
mesures
),
-4
(3.10
la
température de transition entre ce cas et le cas
correspondre à la température de CURIE du Nickel (400° C).
semble
Nous
i< o
i
,elle
désaccord à la per-
de la cathode
i.
o
La
3°/ Cathode chaude et jet électronique :
blit,
pour
résonance du nj-
cathode chaude.
2°/ Cathode chaude :
résonance apparaît à
fréquence 03BD’, la
magnétisant i
o
.
pour la
D’après
perturbation
sommes
dans
ainsi assurés
sa
La résonance s’affai-
position n’est notée.
qu’aucune
erreur
systématique
n’est faite
des résonances.
Sensibilité du montage - Précision des
L’étude
expérimentale
mesures
des différentes résonances
tiellement la détermination de deux grandeurs :
a
comporté
essen-
Fig 16
27
de
du
-
abscisse du centre de la résonance
-
étude de la largeur limite correspondant à l’intensité nulle
nous
conduisant au facteur
LANDÉ,
champ
Ces deux
de
radiofréquence.
grandeurs
sont déduites du tracé des courbes de résonance dont la
perfection est limitée par les fluctuations du courant anodique
multiplicateurs. Ces fluctuations ont différentes origines :
1°/
des
photo-
provenant des photomultiplicateurs : bruit de cathode, fluctuation du facteur d’amplification, fluctuation du courant d’obscurité (négligeable en général, sauf pour les photomultiplicateurs 6217 que
Bruits
été conduits à
nous avons
2°/
refroidir).
Fluctuations locales de l’intensité lumineuse
produite
par
le bombardement
meilleures conditions de stabilité des
tensions
bruit
électronique. Dans les
appliquées aux électrodes, ce
3°/Bruits
aux
imperfections
thermiques, instabilité
variations
soignée
dus
est,
en
valeur relative de
montage :fuites lumineuses,
du
fréquence.
de la haute
.
-4
10
Une mise
au
point
les élimine.
Pour améliorer les
malgré les bruits 1 et 2, nous sommes
amenés à diminuer au maximum l’amplification du photomultiplicateur et à
prendre un galvanomètre très sensible et à longue constante de temps. Nous
avons également essayé un ensemble de détection électronique, le champ magnéUne
tique étant modulé à 25 Hz et en employant une détection synchrone
légère amélioration,à constante de temps égale, a été constatée, mais nous
obtenons la dérivée de la courbe, et l’interprétation est difficile.
mesures
.
(53)
Dans les
1/100
cas
les
plus favorables,
une
résonance peut être
répérée
largeur, ce qui conduit, pour les champs magnétiques auxquels
nous travaillons, à une précision relative d’environ
Des mesures
en champ plus élevé nous conduiraient en principe à une détermination plus
au
de
sa
.
-4
1,5.10
précise, mais leur résultat serait, par suite
terprétation plus difficile (cf. chapitre IV,
des
page
découplages LS,
34).
d’une in-
28
champ magnétique,
Le
la
de la résonance du niveau
position
pris,
nous
pour
d’autre
ce
conduit à
D’autres
a
été étalonné
en
6 excité optiquement.
1
P
3
déterminant
Nous
avons
1,4838. L’erreur sur l’abscisse de cette résonance
précision d’étalonnage du champ de 1,5.10
.
-4
niveau,
une
part,
g
=
phénomènes
En
limitent la résolution de notre
appareillage.
fond en pente
apparaît sur un
: variation du degré de polarisation en fonction du champ magnétique, influence du champ magnétique sur les photomultiplicateurs, etc... Nous éliminons ce fond par extrapolation lors du dessin
particulier, dans certains
résultant de plusieurs effets
cas, la courbe
des courbes.
Les résultats du
chapitre suivant,sont la
mesures, et l’erreur que nous donnons, tient compte
différentes déterminations.
moyenne de nombreuses
de la
dispersion des
29
CHAPITRE
RESULTATS
Les différentes
niques remplis
avec
l’un
IV
EXPERIMENTAUX ET
INTERPRETATION
expériences ont été faites sur
des mélanges d’isotopes suivant
des tubes électro-
:
I.- ISOTOPES PAIRS
Etude de la forme de raie
L’étude de la forme d’une raie de résonance
diée
en
détail par BROSSEL et BITTER dans le
.Nous
(6)(7)(54)
allons
problème
Le
se
généraliser
cas
cette étude
magnétique
du niveau
au cas
1du
P
3
6
d’un niveau
l’instant t
ment dans
=
un
cinétique F, placé
0 dans le sous-niveau
plan perpendiculaire à
transitions
vers
l’état
l’instant
m’à
F
été étuMercure
quelconque.
ramène à celui de la réorientation d’un moment
gnétique par un champ de radiofréquence. MAJORANA a établi, dans
spin quelconque, l’expression de la probabilité de transition.
Un moment
a
le niveau
m’
F
.La
t, est:
dans le
champ magnétique
F
ZEEMAN
.m Le champ H
1
avec la vitesse
et
z
H
03C9
probabilité
de trouver le
le
ma-
d’un
cas
H ,est
à
tourne uniforméprovoque des
système
F à
30
posant
en
Supposons
que, dans
un
régime
d’atomes dans le sous-niveau ZEEMAN
calculer la
montage
les
p
C
en
grandeur
pont
photomultiplicateurs.
m
dt à
p.
=
réduit à
sera
pouvons facilement
grâce
est accessible
au
a :
numériques
calculables à
partir
4
F
3
6
de transition intervenant
par effet de cascade
électroniques
l’instant 0,
p atomes sont portés par seconde
n
Au bout du temps t, par émission spontanée, le
-t/T dt , puisque la durée de vie T
e est
pe
n
Envisageons
excité
On
probabilités
D
6
2
P
3
-.
6
temps
N
p
,nous
nous
le nombre
d’excitation,
des
de transition. Nousdonnons dansendice II les coefficients
l’on étudie la résonance du niveau
le
qui
o
0
I
-,
3C0
Igrandeur
que les différentes
ainsi
p soit
=
sont les différents coefficients
probabilités
p
C
,
des
m
stationnaire
une
excitation par chocs
la transition
sur
ne
lorsque
durant que
dans l’état
nombre d’atomes
la même pour
tous les sous-niveaux ZEEMAN.
Si,
pendant
ce
m
de
=
q
le
avec une
population
dans
ces
temps t,
conditions,
établissons
un
champ
de
des atomes seront transférés des états
P(F,
probabilité
du niveau
nous
m
=
p, q,
p sera :
t)
définie
précédemment.
m
radiofréquen=
p
aux
états
La variation
31
soit,
comme
Si l’excitation
population
électronique
du niveau
D’après (II),
le
m
=
p
se
produit pendant longtemps,
sera
lors de la résonance
signal,
la variation de
magnétique,
est :
soit
la vitesse d’excitation
p
n
se
déduit du nombre
N d’atomes
p
dans
un
régime
stationnaire par
Dans le
entier. Les
isotopes pairs, F
expressions des probabilités de
Les coefficients
cas
des
pnq sont
a
=
J,
et est
égal à
un
nombre
transition sont de la forme :
calculés à partir de la formule de MAJORANA
Nous pouvons écrire le
signal
de résonance
sous
les formes :
(I).
32.
L’évaluation des intégrales
faire par
récurrence;
par
-t/f
2n
(sin
03B1 2) e
contre, l’évaluation
dieuse et demande la connaissance des
électronique.
simple,
et
peut
des coefficients
n
K’
est fasti-
populations
est
N
se
créées par bombardement
Ces données étant
pratiquement inaccessibles aussi bien par le
calcul que par l’expérience, l’étude précise de la forme de raies est impossible. Quelques conclusions, cependant, peuvent en être tirées.
Aux faibles niveaux de
important,
les autres étant d’un
Cette raie est
pour
un
champ
Pour
termes
raie de
radiofréquence nul,
amplitude
une
supérieurs
complexe.
un
de
une
radiofréquence,
ordre supérieur
deviennent
1
H
non
et
l’aspect
de résonance du niveau
.
1
P
3
6
en
en
1
2
03B3H
,
sa
largeur à
03B1
2
sin
on a
est le seul
donc :
mi-hauteur
est
Les termes
plus grande,
négligeables,
A partir d’une certaine valeur du
renversement,
et
LORENTZ,
le terme
en
etla raie
(sinet
4
03B1 2)
prend
champ oscillant,
de la courbe est
une
les
formr
elle presente
analogue à celui des courbes
33
En fonction du niveau de
demi-largeur
forme du
sous
Dans le
b
sont
...
valeur
nous
des
cas
du niveau
négligeables,
p
N
ne nous
radiofréquence,
développement limité :
et il
permet
a
BROSSEL
6
1
P
3
,
calculé
du champ oscillant, les points sont
o
039403C9
et,
préciser
point.
ce
par
L’ignorance
a.
le carré de la demi-largeur
montre, qu’en portant
détermination de
montré que les coefficients
a
la valeur de
pas de
pouvons écrire la
nous
Seule
de la
l’expérience
fonction du carré
en
généralement parfaitement alignés.
suite,
de la durée de vie
T,
La
est ainsi très
commode.
Lorsque l’on change
,
se
produit
une
la
grandeur du champ magnétique oscillant, il
modification de l’intensité lumineuse par suite de la varia-
électronique. L’étude
possible expérimentalement.
tion de la vitesse des électrons et du débit
plitude à résonance
Résultats
n’est donc pas
expérimentaux
Les trois niveaux identifiés dans le
systématiquement,
du Mercure ont été étudiés
cas
LANDE
afin de déterminer les facteurs de
vie. De nombreuses
ont été faites à des
mesures
été conduits, pour éviter le risque d’erreurs
étudier l’influence de la structure fine:
Dans le
cas
détecter la résonance à 140
représentant
le
les différents états
plus être confondues
les coefficients
a
quence constante
en
sonances
champ
4
F
3
6
,
Mc/s environ,produit
du niveau
avec
et b
leurs
faisant
rent de la courbe résultante.
à
magnétiques
un
du niveau
de la transition
LS. Les
découplage
m
F
3
6
aura
~ m’. En
ne
cour-
pourront
donc :
opérant
à fré-
champ magnétique, les différentes résuperposition produira un élargissement appa-
varier
sont décalees et leur
systématiques,
de 80 gauss nécessaire pour
tangentes à l’origine. On
dépendant
et les durées de
différentes et
fréquences
nous avons
bes
de l’am-
le
34
(55)
montre que, pour que l’erreur ainsi
approximatif
largeur limite soit inférieure à 1%, il est nécessaire
Un calcul
commise
sur
la
champ H
<70 mc/s.
o
< 40 gauss,
un
des niveaux 6
F été déduite des données numériques de LANDOLT et BORN3
d’opérer
dans
soit
03BD
La structure fine
a
STEIN
veaux
.Aucune influence
(56)
9
5d
6
s1
p
2 et 2
P
3
2
D
.
de cet effet n’a été constatée pour les ni-
figures 17, 19, 21, 23, 24 montrent quelques exemples de réseaux que l’on a obtenus.Sur une même figure sont tracées différentes résoLes
nances
des niveaux différents de
correspondant à
oscillant est
repéré
en
Chaque réseau
tions,
mais
en
sur
les
sens
magnétisant dans les bobines de
d’éliminer le champ magnétique terrestre.
du courant
correspondantes
2
)
1
(039403C9)
2
)
e
= 1+
(T a(03B3H
sont
repré-
figures 18, 20, 22, 25.
Les différents résultats
suivant :
champ
de courbe est tracé deux fois dans les mêmes condi-
HELMHOLTZ. Une moyenne permet ainsi
sentées
Le
valeur relative.
renversant le
Les droites
radiofréquence.
peuvent
être
groupés
dans le tableau
35
Remarques -
1°/
à 140
ences
effets de
Mc/s
est
découplage
2°/
niveau
La valeur de
trop faible
4
F
3
6
dansprovientexpéri-
pour le niveau
et est à
les
des
rejeter :l’erreur
LS.
D’autres déterminations ont été effectuées dans le
4 aux fréquences
F
3
6
facteur de LANDE est
cision
Te trouvée
50, 238, 307,8
et 594
toujours
excellent à la
précision
qui devient médiocre
bobines de HELMHOLTZ
Mc/s.
de
en
produisant
champ élevé
une
de
L’accord
ces
cas
du
sur
le
pré-
mesures,
par suite de l’échauffement des
déformation des bobines et
une
modifi-
l’étalonnage. En outre, la mesure de la durée de vie n’a plus aucun sens, l’élargissement devenant de plus en plus important; à 594 Mc/s la
largeur limite est environ 3 fois plus grande qu’à 25 Mc/s.
cation de
Nous
avons
du carré de la
tracé la courbe donnant la largeur limite
en
fonction
fréquence (fig. 26).
3°/
en
o
3
bH
,
position
Lorsque l’on peut négliger dans l’expression (IV) les termes
l’élargissement par effet de découplage est symétrique autour de la
de la résonance
LANDE n’est
pas,dans
ces
m
=
+1 ~
m
=
-1. La détermination du facteur de
conditions,affecté
par
l’élargissement
des courbes
de résonance.
4°/
Les courbes tracées pour le niveau
1 montrent,
2
D
pour
un
ni-
élevé de
radiofréquence, une dépolarisation de la radiation optique.
L’amplitude de la courbe décroît, et le mauvais rapport signal/bruit ne permet pas de constater le renversement de la raie. Cet effet est beaucoup moins
important à 25 Mc/s, nous pensons que la dépolarisation est due à la modulaveau
tion de la vitesse des électrons que l’on montre être
5°/
en
modifiant la
Des
mesures
température
ont été faites à des
de la
durée de vie n’a été constatée
goutte
(effets
de
proportionnelle à
pressions
mercure.
de diffusion
03C9.
de vapeur variées
Aucune variation de la
multiple
neg
fig 17
fig. 18
fig. 19
fig. 20
fig. 22
fig.
23
fig. 24
fig. 25
Fig 26
36
II.- ISOTOPES IMPAIRS
L’étude
199 et 201
champ faible des différentes résonances
permis, par l’étude des facteurs de LANDE,
en
des
isotopes
préciser
l’identification de certains niveaux. En champ plus élevé, le découplage IJ
n’est pas négligeable, les différentes transitions m ~ m’ se produisent à
des champs magnétiques différents. Chacune de ces raies se traduira par une
très petite variation du taux de polarisation, le rapport signal/bruit est
nous a
de
par suite très mauvais, et les résonances sont difficiles à identifier
au
milieu du bruit.
Expérimentalement,
dans le
A -
cas
du niveau
ETUDE
l’étude du découplage n’a pu être faite que
4
F
3
6
.
DU DÉCOUPLAGE DANS LE CAS DE L’ISOTOPE
199 POUR LE NIVEAU
4
F
3
6
Résultats expérimentaux
Ce niveau
possède
deux sous-niveaux
hyperfins
F
=
7/2
et F
=
9/2
dont les facteurs de LANDE sont :
En
négligeant
le deuxième
terme,
nous
Le schéma des sous-niveaux
pouvons écrire :
magnétiques est donné par la figure 27.
En champ faible, l’effet de découplage se traduit par un élargissement de la
résonance, élargissement symétrique de part et d’autre du champ magnétique
correspondant au facteur de LANDÉ g
F
. Dans ces conditions, nous avons trouvé,
à 140
Mc/s :
37
soit
théorique : 0,8888
Valeur
L’accord est donc excellent.
En
champ plus faible, les
résonances correspondant à F
trois
restant dans l’échantillon de
cise n’est
28, 29
=
7/2,
mercure se
F
deviennent
9/2
=
plus difficiles,
et celle des
et
superposent,
les
isotopes pairs
aucune mesure
pré-
possible.
Des
res
mesures
expériences
ont été faites à 378
Mc/s
montrent les résonances obtenues. A 378
et à 594
Mc/s,
le
Mc/s.
Les
découplage
figuest
insuffisant pour résoudre les différentes transitions.
La courbe 28
Mc/s
594
pour
03BD
tion
compatible
=
-
avec un
un
niveau de
radiofréquence élevé.
La seule
quanta 0394m
=
niveau de
résonances 0394
Elles
n’apparaissent
radiofréquence plus faible.
Les flèches
en
9/2
explica-
correspondant à
2.
Les transitions T sont des
quanta.
=
la suivante :
Les transitions D sont des résonances doubles
la transition à trois
cées à
l’ensemble des résonances du niveau F
position des résonances est
la
avec
des transitions à deux
-
représente
pointillé marquent
les
m
=
sur
pas
3 correspondant à
des courbes tra-
positions déduites
pour les
résonances simples. Nous n’avons pas pu obtenir des courbes où seules les
résonances simples apparaissent : lorsque le niveau de radiofréquence est
signal/bruit
faible, le rapport
possible.
Par
une
interprétation qualitative
trois résonances doubles
résonances triples,
pulation
devient très
9/2
~
nous sommes
5/2, 7/2
~
mauvais,
des intensités relatives des
3/2, 5/2
conduits à admettre
dans les sous-niveaux excités
et l’étude devient im-
~
une
ayant l’aspect
1/2,
et des deux
répartition
de po-
de celle donnée par
Fig 29
FIG. 33
38
précise serait très intéressante à ce point de vue,
mais les niveaux énergétiques ne sont pas, comme dans le cas des isotopes
pairs, en l’absence du découplage LS, équidistants, et l’écart de fréquence
la
figure 30.
Une étude
Figure 30
supérieure à leur largeur. Il est donc
impossible d’employer, pour l’étude de ces phénomènes, les formules de
(57) qui
MAJORANA. La méthode de Mlle BESSET, MESSIAH, HOROWITZ et WINTER
pourrait s’appliquer, est dans ce cas d’une extrême complexité.
entre deux transitions voisines est
Etude du
Les
niveau 9/2
équations
des courbes
nues
à l’aide d’un calcul classique
nous
sommes
conduits à diagonaliser
le
diagramme ZEEMAN sont obte-
composant
. négligeant
(55)
En
l’opérateur.
le
découplage LS,
39
Si l’on pose,
nous
en vue
sur
la
F
9/2
mons
simplifier
les
équations
obtenons :
La construction de
=
de
A
ces
différentes courbes donnent le schéma tracé
figure 27. La structure hyperfine 039403BD, écart
et F
en
=
7/2,
est
mégacycles,
Si
nous nous
pour la commodité des
égale à 4,5
dans
ce
en
champ
système d’unité.
nul des niveaux
Si
nous
expri-
nous avons :
bornons à étudier le niveau
calculs,
les
développements
9/2,
nous
pouvons
limites suivants :
prendre,
40
Notre but
principal
est l’évaluation de la structure
calcul rigoureux étant
1.-
impossible,
nous
opérons
hyperfine 039403BD.
Le
ainsi :
Nous supposons que les résonances sont
Calcul approché :
obtenues à
champ magnétique fixe et à fréquence variable, en transformant
l’échelle des temps en échelle des fréquences. Les résonances extrêmes
-9/2
-7/2
~
gauss et H
tre
389,6
=
qu’au champ
soit
7/2
et
9/2
gauss pour
ont leurs centres
une
fréquence
moyen de 384.7 gauss,
différence de
une
~
fréquence
0394f
ces
=
correspondant à
de 594
Mc/s,
deux résonances
14,7
nous
se
H
=
380,1
allons admet-
produisent à :
Mc/s.
D’après (VII), en négligeant les termes du troisième ordre, la
différence 0394y de fréquence entre la transition 9/2 ~ 7/2 et la transition
-9/2
En
~
-7/2
est
exprimant 0394y
en
mégacycles
et H
en
gauss,
nous
avons,
d’après
la défini-
tion de x, y et 039403BD :
soit
numériquement
Détermination exacte :En opérant à fréquence constante, 0394 y,
mégacycles, les résonances apparaissent aux valeurs de x, x
2
,x
1
2.-
mesurée
... x
n
en
telles que
41
précédemment, nous pouvons, par résolution numérique de deux équations du troisème degré, calculer
1et x
x
9 . La
valeur calculée
1
x
- x
9 est comparée à la donnée expérimentale. Par approPrenant la valeur de 039403BD déterminée
ximations
Après
successives,
l’estimation des
conduits à :
nous sommes
imprécisions
Nous pouvons ensuite calculer
,
2
x
de mesure,
...
nous
x
9
,ainsi
donnerons le résultat :
positions prévues
que les
pour les résonances doubles. L’accord est très bon
avec
l’expérience (fig.28).
équations (VI)
reposent sur l’existence d’une configuration atomique 3F
4 parfaitement déterminée. Le cas du Mercure est malheureusement plus complexe. En outre, nous
avons négligé l’influence du découplage LS, cet effet s’étant, dans les mêmes
conditions de champ magnétique, revélé faible dans le cas des isotopes pairs.
L’étude du niveau 7/2 a été également faite de la même manière,
3.- Remarque :Les calculs
précédent
déduits des
mais la résolution des différentes résonances étant
relative
sur
l’écart des résonances extrêmes est
039403BD ainsi trouvée concorde
B -
ÉTUDE
DU
DÉCOUPLAGE
Nous trouvons
dont les facteurs de
l’erreur
valeur de
celle déduite de l’étude du niveau
9/2.
DANS LE CAS DE L’ISOTOPE 201 POUR LE NIVEAU
quatre
LANDE
Les structures
avec
bonne,
plus grande. La
moins
sous-niveaux
hyperfins :
théoriques peuvent
hyperfines
l’isotope 199, et, par suite,
des champs moins élevés.
sont
plus
les effets de
4
F
3
6
être calculés
d’après (V) :
faibles que dans le cas de
découplage
IJ s’observent dans
42
expérimentale
Etude
D’une
9/2.
et
L’interprétation
que le
découplage
7/2
5/2 ,ces
ment,
et
étudié à
breux
est
sa
Mc/s,
résonance
contenus dans l’échantillon étu-
voisin de
1,
et les courbes de ré-
par des résidus de résonance
des
140
spectres
plus complexe que
Mc/s,
238
Mc/s
type cyclotron.
et
307,8 Mc/s :
obtenus à
dans le
cas
140, 238 et 307
de l’isotope 199.
est suffisant pour résoudre totalement les niveaux
différents ensembles de résonance
se
Mc/s
Lors-
9/2 ,
superposent partielle-
l’interprétation devient impossible. Seul le niveau 11/2 a pu être
307,8 Mc/s. Le bruit étant important, une étude comparative de nom-
enregistrements
a
dû être faite pour déterminer la position des diffé-
rentes résonances. Sur l’un de
ces
enregistrements
(fig. 33),
té les positions des résonances doubles et triples que
de l’influence de la
nances
et
=
(fig. 31, 32, 30)
et
1,267 ,
7/2
Mc/s, le découplage est très faible, les résonances
9/2 , F 5/2 sont observées, et nous obtenons :
=
-
LANDE
g
=
A 50
-
F
LANDÉ
isotopes pairs
facteur de
a un
difficile d’étudier les niveaux
sera
ont été faites à 50
expériences
11/2 ,
il
facteur de
pourront être déformées
sonance
=
a un
à celle des
9/2
dié. Le niveau
F
7/2
Le niveau
superposée
sera
Des
façon générale,
puissance HF, ainsi que
les
nous avons
nous avons
positions prévues
por-
déduites
des réso-
simples.
Etude du niveau
En
ZEEMAN sont
prenant
11/2
les mêmes notations que
représentés
par les courbes
précédemment,
d’équations :
les sous-niveaux
Fig. 31
Fig. 32 -
Fig: 34
43
La
figure 34
hyperfines
montre le
diagramme déduit
(11/2 - 2
1
039403BD
9/2),
(
9/2
039403BD
-
de
ces
7/2),
équations,
(7/2 3
039403BD
et les structures
5/2)
sont données
par :
La constante A
tales. Pour F
près
(VIII-b),
=
peut être déterminée facilement d’après
11/2,
les
prendre,
développements limités :
nous
pouvons
les données
pour les valeurs
m
= ±
expérimen-
9/2,
d’a-
44
les
positions
1de
x
la résonance
-11/2
~
-9/2
et
x
1
,9/2 ~ 11/2
0
sont
déterminées par :
A la
Une
fréquence
de 378
première approximation
la résolution par
Mc/s,
nous
étant obtenue
obtenons
comme
approximations successivesnous
expérimentalement :
précédemment (cf.
pages
40,41),
conduit à :
D’où
Il est nécessaire de souligner que
dans le
cas
de
dans le
cas
de
ces
valeurs ont été
l’isotope 199 - , en négligeant
l’isotope 201, nous n’avons pas
obtenues, -
la structure fine. En
tenu
compte
comme
plus,
du moment qua-
drupolaire nucléaire,
Ces différents résultats
des ordres de
grandeurs.
ne
doivent donc être considérés que
comme
45
C - ISOTOPES IMPAIRS - ETUDE DES AUTRES NIVEAUX
Dans le
sur
dant
respectivement
que
nous
la même
pairs. Le
aux
niveaux
rapport
raison,
aucune
cas
étude du
des
nous avons
et les raies bleues
décelé des résonances
(fig. 36),
correspon-
précédemment
2 P
D
1
3 étudiés
2
très
résultats
pour les
et
signal/bruit
donnons sont par suite
Dans le
nance.
l’isotope 199,
(fig. 35)
les raies rouges
isotopes
de
cas
est
faible,
imprécis.
découplage IJ.
assez
isotopes 201,
nous
et les
Nous n’avons
n’avons décelé
fait,
aucune
Les différents résultats sont réunis dans le tableau :
pour
réso-
Fi g.
35
Fig. 36
46
V
CHAPITRE
- EXPERIENCES SUR LE SODIUM
c
I
queusot d’un tube du type n°2 est rempli de sodium soigneusement
distillé. Ce tube, ainsi que les bobines produisant le champ de radiofréquence,
sont placés dans un four thermostaté. La température optimum est d’environ 180°.
A des températures plus élevées, le verre de l’enceinte est rapidement attaqué.
Le
Nous
non
au
étudié différentes
avons
absorbées par le
les résonasces des
niveaux
5688 Å a
4983 Å et 4979 Å
peu intenses
les
-quelques
assez
gnétique,
importants.
Un taux de
et
correspondent
polarisation
nous avons
décelé
et
été isolée à l’aide d’un filtre interférentiel et
à l’aide d’un filtre Wratten 65A. Ces raies sont
que les raies de résonances-
moins
bien que les taux de
rapport
du
est
assez
Des
expériences préliminaires
signal
au
bruit,
polarisation
des raies
pour la résonance
ma-
faible.
LANDE, déterminés
que le découplage IJ
de
ces
d’onde
(4983 Å) ,
5
D
2
5
/2
3
P
2
3
/2
(5688 Å),
les raies
centaines de fois
le
(fig. 37)
du sodium
4
5
D
2
/2
-3
3/2
P
2
5/2 5
D
2
3/2 (fig, 38).
D
2
5/2
D
2
5
,4
signaux sont donc faibles et,
soient
de
sur
et
La raie
les raies
photomultiplicateurs.
n’a été observé que
3/2
D
2
5
-3
1/2 (4979 Å)
P
2
spectre
longueurs
du tube et dont les
verre
domaine de sensibilité des
appréciable
du
raies
ont été faites à 25
à partir de la position de
ces
nc/s.
résonances,
Les facteurs
nous
montrent
près total. Les structures hyperfines
rapport à la fréquence de 25 Mc/s,
est à peu de chose
niveaux sont donc faibles par
expériences ont été faites à 50 Mc/s. Nous constatons que
la largeur limite en champ de radiofréquence nul est plus grande qu’à 25 Mc/s.
Cet effet est dû au découplage LS, l’écart des niveaux
5/2
D
-D
3/2 étant très
Différentes
faible
(distance
des niveaux
3/2
D
2
5/2
D
2
5
-5
=
0,024
,distance
-1
cm
5/2
D
2
4
-
fig. 37
Fig. 38 - Résonances observées
sur
le Sodium
47
La détermination de la durée de vie est donc
étude
une
complète
tuellement
de l’effet PASCHEN-BACK
en cours
hyperfin
et les résultats seront
complexe
et nécessite
et fin. Ce travail est
donnés dans
une
ac-
publication ulté-
rieure.
II.- LA
MÈTHODE
Sur le
résonance
les
ser
et
sur
que de
le
sodium,
quelques
nous
seulement. Nous pouvons
niveaux
et définir ainsi le domaine
n’avons décelé et étudié la
d’application
en
préci-
de la méthode d’ex-
électronique :
citation
1)
mercure
magnétique
raisons
POSSIBILITÈS
D’EXCITATION ÈLECTRONIQUE ET SES
Amplitude du champ de radiofréquence
Pour que des transitions entre
deux’sous-niveaux magnétiques puissent
être
observées, il est nécessaire que la valeur de la probabilité de transition
soit appréciable au bout d’un temps de l’ordre de la durée de vie Te. La valeur
numérique de ce champ H
1nécessaire peut être calculée à partir des formules I
(page 30).
vie de
Dans
ce
On trouve ainsi
-7
10
sec.
difficile
polarisation
d’empêcher
les
polaires magnétiques,
vie
est
décharges
ne
peut
très courte. Pour le niveau
comprendre pourquoi
2)
-8
10
sec.
dans l’enceinte.
électronique,
par suite
Dans l’atome de mercure, la
seconde
de
des raies émises est par suite très faible et il devient
,et
(16)
P
1
6
,
il
en
on
dans le
cas
des transitions di-
s’appliquer qu’aux niveaux dont la durée
supérieure à, approximativement,
-8
Te # 10
vie
trajectoires électroniques sont violemment perturbées,
La méthode d’excitation
de
de l’ordre du gauss pour des durées de
et d’une dizaine de gauss pour des durées de
dernier cas, les
le taux de
amplitude
une
-8
5.10
plupart
des
a Te< 10
-8
seconde.
niveaux
seconde,
ont
une
pour le
durée de vie
niveau
1
S
3
7
est de même des niveaux D, Il est aisé de
peu de résonances ont été observées.
Création d’inégalité de population dans les états excités
chapitre, nous avons signalé qu’il était impossible
de donner des règles générales permettant de prévoir, même da façon qualitative,
les taux de polarisation. Il semble toutefois que, lorsqu’un choc électronique
Dans le premier
48
atome de l’état
multiplicité F,à un état excité, de
multiplicité F’ plus élevée (F’ F+2), il y a création d’inégalité de population dans cet état excité, le choc électronique défavorisant une excitation se
porte
un
faisant
0394m>1.
avec
Les niveaux que
mercure, et
de
fondamental,
5/2
D
nous avons
de l’atome de
étudiés
sodium)
2
P
,1
2
D
4
F
3
(
,3
de l’atome de
satisfont cette condition.
III.- CONCLUSIONS
D’un
de
avons
mis
au
lage nécessaire à l’étude des transitions magnétiques
sur
des niveaux excités
-
par bombardement
sites et
vie,
fin du
mesure
niveau
nous
avons
assurés que les
Plusieurs niveaux du
point l’appareil-
éliminé différents
phénomènes pararésonances n’étaient pas perturbées
mercure
ont été étudiés :
LANDE , étude du découplage
cas des isotopes impairs. Nous
des facteurs de
4
F
3
6
dans le
l’étude de certaines
de n’avoir pas pu faire
regretter
qui
Nous
nous
effet inattendu.
-
de
technique,
vue
électronique.
nous nous sommes
quelque
par
point
auraient fourni
une
mesure
des durées
PASCHEN-BACK
hyper-
devons
cependant
transitions infra-rouge
vérification sûre de l’identification de certains
niveaux; les cellules à sulfure de plomb et les photomultiplicateurs à cathode
sensible à
l’infra-rouge
-
Nous
avons
se
sont révelés être d’une sensibilité insuffisante.
décelé
le sodium
sur
plusieurs résonances
de
niveaux
inaccessibles par d’autres méthodes,
Ce travail
nous
des
d’exploration
a
donc fourni des résultats
positifs
et il
montre que la méthode d’excitation
niveaux
élevés,
la
électronique complète, pour l’étude
méthode d’excitation optique, de beaucoup préférable
lorsqu’elle peut s’appliquer.
Nous pouvons envisager diverses extensions :
1/
Dans le
cas
d’un atome à
ter les résonances 0394F
ces
=
1. Nous
transitions pour le niveau
ainsi déterminer de
façon
il doit être
spin nucléaire,
avons
4
F
3
6
précise
de
réalisé
un
l’isotope
les structures
possible
de détec-
montage permettant d’étudier
201 du
mercure.
hyperfines
dont
Nous pourrons
nous avons
49
donné
un
ordre de
(cf. Chap. IV,
grandeur
44).
page
Les résultats de cette
étude seront donnés ultérieurement.
Cependant
de sérieuses difficultés
élevées nécessaires pour effectuer
lant doit être
delà de 4000
intense et il
assez
Mc/s,
les dimensions de la cavité sont
d’y loger
de vie
Te est
sera
tronique étant placé
devant
possible d’opérer
un
ondes progressives, le tube élec-
en
cornet.
technique tout à fait analogue à
une
étudier,en bombardant
sium, césium, rubidium. Le cas
pourrons
Le
et il devient dif-
petites
la
est nécessaire et il
Par
des
partie utile du tube électronique. Toutefois, si la durée
-6 seconde), un champ beaucoup moins intense
10
plus longue (
ficile
2/
fréquences
ces transitions. Le champ magnétique oscilest done nécessaire d’opérer dans une cavité. Aupeuvent provenir
problème cependant
sera
une
ci-dessus, nous
certain nombre d’atomes : potaspourra être également envisagé,
vapeur,un
des gaz
rares
plus complexe,
celle décrite
les
spectres comportant
un
très grand
nombre de raies.
D’autre éléments
par
une
de
technique
celui dont
on
plus difficilement volatils pourront être étudiés
jet atomique. Afin d’avoir un flux lumineux comparable à
disposait
avec une
vapeur, il
sera
nécessaire
jets atomiques
de grande densité. Il faudra mettre
page continuel
en
la cathode
3/
prenant
des
au
point
précautions particulières
d’opérer
un
pour
ne
sur
montage à
des
pom-
pas contaminer
.
(*)
expériences que nous avons faites sur le sodium montrent que, pour
cet élément, peu de raies émises par bombardement électronique sont polarisées.
Si l’on crée une inégalité de population par pompage optique dans le niveau
Les
fondamental,
portés
ront
ainsi
Un
(*)
nous
dans
pouvons penser
un
qu’elle
sera
conservée lorsque les atomes
état excité par bombardement
électronique.
On peut
se-
espérer
étudier de nombreux niveaux
.
(58)
tel montage a été utilisé par H. BRUCK
Notons toutefois que la
cathode qu’il employait,était beaucoup moins fragile que les cathodes industrielles, au rendement beaucoup plus élevé, que nous utilisons.
50
4/
Par pompage
optique,
il est
d’enrichir sélectivement les
possible
sous-
magnétiques de l’état fondamental. Un effet analogue peut être obtenu
bombardement électronique. En effet, si nous réglons la tension d’accéléra-
niveaux
par
tion des électrons de
façon à n’exciter
vorable que le premier niveau
mes
excité,
dans des conditions de
il est vraisemblable que,
excités retomberont à l’état fondamental,
inégalité
une
de
fa-
polarisation
lorsque
les ato-
population
sera
créée dans cet état.
Le bombardement
-m
et +m,
aussi,
électronique peuple
contrairement à l’excitation
culaire qui crée
une
pour les
fondamentaux tel que
niveaux
orientation,
Pour obtenir
que les raies
un
part.
une
polarisées
l’excitation
l’isotope
chocs
sur
201 du
mercure
-le
électronique
semble
se
lumière
pourrons obtenir
il est
transition entre
pon. Cotte dernière condition n’est pas
de
en
les
niveaux
polarisée
cir-
qu’un alignement
F 1.
que les collisions sur les parois et
l’alignement,
optique
alignement appréciable,
qui correspondent à
niveau fondamental soient
nous ne
façon systématique
de
ne
sodium est
sur
donc exclu-
pas
ne
ne
et,
d’autre
détruisent pas
l’emploi
pour les métaux
présenter plus
les paroismétalliques des électrodes
niveau excité et le
les électrodes
permettant
remplie
un
nécessaire,d’une part,
d’un gaz tam-
alcalins;
favorablement
le
,si
(5)
cas
les
détruisent pas l’alignement,
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H. BRUCK, Thèse Paris 1942.
251
APPENDICE
Polarisation des différentes transitions
(d’après
SKINNER et
I
optiques de l’atome
APPLEYARD)
de
mercure
APPENDICE
Transitions
II
2
P
4
F
D
3
- 3
D
-3
Intensité relative des transitions
et
03C0
et
o
(observation perpendiculaire
au
magnétique)
-----
Coefficients C
p
relatifs
au
2
P
3
D 6
3
6
étudié
6
4
F
3
(cf. page 30)
niveau
en
observant la radiation
champ
1/--страниц
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