Résolution instrumentale

Nous proposons également une procédure pour déterminer les résolutions instrumen-tales, composées de la résolution de l’analyseur et de la bande-passante des photons, et expérimentales, correspondant à l’élargissement dû à l’effet Doppler.

Afin de présenter cette procédure, nous utilisons des mesures Auger KLL et de pho-toélectrons faites sur le néon et qui seront développées ultérieurement dans le Chap.5.

Nous avons tout d’abord ajusté les spectres Auger KLL et du photoélectron 1s du néon, avec la procédure d’ajustement SPANCF créée par E. Kukk et al. [85, 86], avec des fonctions Voigt en laissant libres la position et la largeur des fonctions Lorentzienne et Gaussienne, ainsi que leur intensité. Nous avons trouvé une valeur moyenne de 242 meV pour la largeur à mi-hauteur de la Lorentzienne correspondant à la durée de vie de l’état avec une lacune en couche K (en négligeant la durée de vie de l’état final 2p⁻²). Nous avons dès lors fixé cette valeur pour nos ajustements.

Afin de déterminer la résolution de l’analyseur, nous nous sommes tout d’abord in-téressés aux spectres KLL du néon mesurés à 2300 eV avec une énergie de passage de 200 eV et des fentes de largeur de 400 µm. Le résultat de ces ajustements est repré-senté dans la figure 2.9. Dans ce cas, le spectre est indépendant de la bande-passante du photon, ce qui implique que la résolution totale est composée des contributions pro-venant de l’analyseur, de l’effet Doppler thermique et du décalage Doppler tel que : γ2

total = γ2

analyseur+ γ2

Doppler thermique+ γ2

Décalage Doppler. L’effet que nous nommons décalage Doppler est dû au fait que lorsque le photoélectron est émis, il cause à l’ion un mouvement de recul.

Le formalisme pour calculer le décalage Doppler a été décrit dans la référence [87] en fonction de la distribution angulaire des photoélectrons et de l’angle d’émission de l’électron par rapport à l’axe de l’analyseur. Dans le cas où cet angle vaut 0^o (comme dans notre cas), nous pouvons donc définir le décalage Doppler comme :

γDécalage Doppler = me· |~vAuger||~vnuc| (2.2) = ²

√

Ek,Auger·Ek,eff

46 CHAPITRE 2. DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL ~

v_Auger et ~v_nuc sont les vitesses de l’électron Auger et du noyau respectivement. E_k,Auger est l’énergie cinétique de l’électron Auger, E_k,effest l’energie cinétique effective, c’est-à-dire tenant compte des corrections relativistes, du photoélectron. M_nuc est la masse atomique du noyau et le facteur 1836 provient du rapport des masses des protons (et neutrons) sur les électrons.

Dans le cas du néon, le décalage Doppler induit par l’émission d’un photoélectron 1s, après ionisation par un photon avec une énergie de 2300 eV, vaut 32.5 meV.

Un autre effet d’élargissement des raies que nous appelerons Doppler thermique, afin de ne pas le confondre avec l’effet précédent, est dû à l’agitation thermique des atomes dans la cellule de gaz.

L’effet Doppler thermique se calcule via la formule [88] :

γ_{Doppler thermique}= 0.723.(E_{k,photoélectron}T /M_nuc)^1/2 = 79 en meV (2.3) où T = 300 K est la température, Ek,photolectron = 805.5 eV est l’énergie cinétique du photoélectron émis et Mnuc = 20.1797 u.a. Le résultat de l’ajustement présenté dans la figure 2.9 est γ_total = 205.5 meV, et nous avons déterminé γ_{Doppler thermique} = 79 meV et γ_{Décalage Doppler} = 32.5 meV. On en déduit γ_analyseur = 186.6 meV qui correspond à la résolution du spectromètre dans ces conditions expérimentales que nous avons fixé par la suite.

2.3. TRAITEMENT DES DONNÉES 47

Figure 2.9 – Spectre de l’électron Auger correspondant à la transition KLL dans le néon et mesuré à 2300 eV. Les points expérimentaux sont représentés par des ronds et le résultat de notre ajustement, réalisé avec la procédure SPANCF, par un trait plein. Les résidus sont présentés en haut du graphe.

Afin de trouver la bande-passante des photons dans les mêmes conditions expérimen-tales, nous avons ajusté le spectre de photoélectrons 1s de la même façon, c’est-à-dire en utilisant une fonction Voigt et en fixant la largeur à mi-hauteur de la fonction Lorent-zienne à la valeur de 242 meV trouvée précédemment. Le résultat de cet ajustement est représenté dans la figure 2.10.

48 CHAPITRE 2. DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL

Figure 2.10 – Spectre du photoélectron correspondant à l’état électronique 1s^{−1 du} néon. L’ajustement (trait plein) a été réalisé à l’aide de la procédure SPANCF. Les points expérimentaux sont représentés par des ronds.

Nous avons trouvé une résolution totale de 304.8 meV. Dans ce cas, la bande-passante des photons γ_{bande-passante} contribue à la largeur de la Gaussienne de la fonction Voigt. En utilisant les valeurs des autres résolutions trouvées précédemment, on a :

γ_{bande-passante} = q γ2 totale− γ2 analyseur− γ2 Doppler thermique− γ2

Décalage Doppler= 216.5meV (2.4) nous avons appliqué cette procédure à plusieurs combinaisons d’énergie de passage (EP) et d’ouvertures des fentes (d), ainsi que pour différentes énergies de photon et présentons les résultats dans les tables 2.3 pour les résolutions de l’analyseur et 2.4 pour la bande-passante.

2.3. TRAITEMENT DES DONNÉES 49

Combinaisons de différentes EP et d γ_analyseur (meV) EP = 200 eV, d = 400 µm 186.6 EP = 200 eV, d = 500 µm 242.2 EP = 500 eV, d = 600 µm 870.7

Table 2.3 – Résolutions de l’analyseur pour différentes combinaisons énergie de passage et ouverture des fentes.

hν (keV) γ_{bande-passante} (meV) 2.3 216.5

3 339.4 4 468.5

50 CHAPITRE 2. DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL Les valeurs de la bande-passante des photons en fonction de l’énergie incidente dans le cas du DCM Si111, semblent en accord avec celles mesurées sur la ligne et calculées théoriquement, comme on peut l’observer dans la figure 2.11.

Chapitre 3

DYNAMIQUE NUCLÉAIRE

ULTRA-RAPIDE

Dans ce chapitre, nous présentons des mesures de désexcitations Auger résonantes suivant les excitations 1s-valence au seuil K du chlore dans les molécules HCl et CH₃Cl et 2p-valence au seuil L_2,3 de la molécule CH₃I. Ces mesures permettent de mettre en évidence une dynamique nucléaire ultra-rapide, dont l’échelle de temps est de l’ordre de la femtoseconde. A l’aide d’une formule analytique développée initialement pour l’émission X, nous avons pu extraire la durée de vie de l’état intermédiaire excité et la largeur du facteur Franck-Condon. Nous discutons des limites et des approximations de cette formule et en proposons une reformulation, dans le cadre de l’effet Auger résonant, nous permettant de déduire expérimentalement les pentes des courbes d’énergie potentielle (CEP) des états intermédiaires et finals.

Dans ce chapitre, nous expliciterons tout d’abord le formalisme et la méthodologie utilisés pour l’analyse de nos données (section 3.1), puis nous présenterons les résultats obtenus sur les molécules HCl, CH₃Cl et CH₃I (section 3.2). Nous discuterons de ces résultats dans la partie 3.3 avant de donner nos conclusions (section 3.4).

52 CHAPITRE 3. DYNAMIQUE NUCLÉAIRE

3.1 Formalisme