4 50 4 4 Sources d’ions négatifs à décharge de Penning
[71]. H -Li- BeH- MgH -F -B- S -C- Cu- Ni -60 1,2 0,2 1,0 100 10 50 2,7 6,5 4 Sources d’ions négatifs à dépôt de Césium par
pulvérisation [72, 73]. C -O- F- Al- S -Cl- AlO -Cr- Cu- FeO -25 30 40 0,2 44 100 30 1 6 0,8
Tableau 1 : Pe fo a es de uel ues sou es d’io s gatifs.
1.2 L’ion négatif de l’hydrogène
L’hydrogène est l’élément le plus abondant de l’Univers. L’existence de son ion négatif en tant que système lié a été démontrée théoriquement pour la première fois par Bethe en 1929 [5]. Depuis Bethe, plusieurs théoriciens et expérimentateurs se sont intéressés à ce système à 3 corps [65, 23].
31 L’ion H- est d’une grande importance dans la cosmologie [16] et l’astrophysique [9, 17] et il sert à tester les méthodes d’approximation décrivant les systèmes à 2 électrons (He, Li+…) [74]. Parmi ses immenses contributions en physique et en astrophysique, Chandrasekhar a énormément contribué à l’étude de l’ion H- et il fut le premier à documenter sa présence dans les atmosphères solaires [75, 76, 10, 11, 12, 13, 14, 77].
1.2.1 Propriétés Physiques de l’ion H
-L’étude de l’ion H- représente un cas très particulier et assez important pour l’étude des ions négatifs atomiques. Sans la corrélation entre la position et le mouvement des deux électrons, ce système à 3 corps ne pourrait être lié. La théorie des perturbations et d’autres techniques classiques échouent pour décrire ce système dans lequel l’équilibre entre forces attractives et répulsives est particulièrement délicat [15].
1.2.1.1 Les états électroniques de l’ion H
-L’état fondamental de l’ion H- est l’état 1s21S. Pour cet anion, il existe également un état doublement excité, le 2p2 3P [6]. L’énergie de ce dernier a été calculée précisément par Bylicki et Bednarz [78]. Cet état excité ne peut pas s’auto-détacher en un atome d’hydrogène et un électron mais en un atome, un électron et un photon. Sa durée de vie est de . [79].
Même dans l’état fondamental, la corrélation entre les électrons de l’ion H- est importante. Cette corrélation est beaucoup moins marquée au sein de tout autre système à 2 électrons comme l’He et le Li+, pour lesquels l’attraction coulombienne dominante est exercée par le noyau. Pour ces ions, l’application des méthodes perturbatives et variationnelles suffit pour donner une bonne description de l’énergie de liaison et des énergies des niveaux faiblement excités. Un traitement simple avec la méthode Hartree à champs auto-consistant, avec chacun des électrons 1s qui voit une charge effective = − / , donne des valeurs précises de l’énergie de l’état fondamental pour les atomes ou les ions ayant , mais échoue complètement pour H- [15].
32
Ainsi, en 1929, Bethe a démontré l’existence de l’ion H- en tant que système lié en utilisant une fonction d’onde de la forme [7] :
+ + . exp − (I.1)
avec , et trois paramètres, et , et les coordonnées de Hylleraas [15, 80] définies par :
= + , = − , = (I.2)
Le terme , impliquant la distance inter-électronique, représente d’une certaine manière la corrélation électronique. Sans ce terme-là, les calculs de Bethe n’auraient pas abouti à un niveau Rayleigh-Ritz en dessous de , . .
Ce type d’approche a été complété par plusieurs personnes après Bethe, avec des centaines de paramètres pour retrouver l’énergie de liaison de l’électron de l’ion H- avec une très haute précision [15]. La meilleure valeur calculée pour l’ion H
-est de , [6, 81, 82], tandis que la meilleure valeur déterminée expérimentalement est de , [6, 83].
Les états simplement excités, où un électron est excité et l’autre reste à l’état fondamental, sont complètement absents pour H-. En revanche, cet ion a une série infinie d’états doublement excités [15, 84]. Ces états sont instables et leurs durées de vie sont très courtes, de l’ordre de la . Notons que la détection de cet ion dans nos expériences se passe après des durées de l’ordre de la microseconde après la collision. Ainsi, les ions détectés dans ce travail sont dans leur état fondamental stable 1s2.
En revanche, la détermination expérimentale des états doublement excités, ainsi que l’énergie d’ionisation de l’ion H- (Figure 1.4), se fait par le biais de la spectrométrie de photo-détachement avec des lasers de haute précision [6, 15]. Comme son nom l’indique, le processus de photo-détachement correspond à l’absorption d’un photon par un ion négatif suivie par l’émission d’un électron (détachement électronique), si l’énergie du photon est suffisamment grande (supérieure à l’énergie de liaison de l’électron):
33
Figure 1.4 : Section efficace de photo-d ta he e t de l’io H- d ta he e t ou li atio d’u le t o suite à l’a so ptio d’u photo e fo tio de l’ e gie du photo . Le seuil à , eV o espo d à l’ e gie de liaiso de l’ le t o suppl e tai e au sei de l’io H- (énergie de 1ère ionisation de H-). Le 2èmepi autou , eV o espo d à u le t o li de l’io H -laissant un atome H dans son état excité n=2. La st u tu e ap s e pi pe siste jus u’à ue les 2 électrons soient dans le continuum à 14,35 eV (13,6+0,75) (cf. texte) [5].
Sur le spectre de photo-détachement de l’ion H- sur la Figure 1.4, on remarque un pic intense qui croît à partir du moment où l’énergie du photon devient supérieure ou égale à , [5]. Ceci correspond à la perte d’un électron par l’ion H- initialement dans son état fondamental après l’absorption du photon et la formation d’un atome d’hydrogène neutre dans son état fondamental. Ainsi, cette valeur est l’énergie de liaison de l’électron supplémentaire à l’atome H, appelée aussi affinité électronique de l’hydrogène. L’inexistence de pics en dessous de , nous informe sur l’absence des états simplement excités pour cet ion.
La loi de Wigner décrit l’évolution de la section efficace en fonction de l’énergie du photon auprès du seuil [85]. Le pic croît avec une pente ⁄ , puis décroît
34
comme − [86]. Autour de , la résonance converge sur l’énergie d’un photon correspondant à la libération d’un électron de H- , laissant un atome H excité dans l’état = , . Bryant et al. ont étudié extensivement les résonances dans les spectres de photo-détachement de l’ion H- [21, 22, 87].
1.2.1.2 Opacité des atmosphères stellaires dans le domaine IR
L’énergie de première ionisation de l’ion H- est de , . D’autre part, l’abondance d’hydrogène neutre et d’électrons de basses énergies dans les atmosphères ionisés du soleil et d’autres étoiles plaident en faveur de la formation des ions H-, par l’attachement d’un électron. En outre, pour la majorité des atomes neutres et des ions positifs, les plus petites énergies qui peuvent être absorbées sont supérieures à . Ces arguments rendent l’ion H- de grande importance quand il s’agit de comprendre l’opacité dans les atmosphères stellaires. En effet, l’ion H- est désormais considéré comme le contributeur essentiel à l’absorption des photons dans les domaines infrarouge et visible entre , et [15, 76, 88].