Technique des mesures

Toutes les mesures des constantes de relaxation

03B3(1)

et

03B3(2)

du niveau

63P1

des isotopes pairs ont été effectuées par la mesure de l’élargissement de courbes d’effet Hanle. L’isotope étudié est

excité _par une lampe du même isotope (faisceau 2, axe

0x,

figure

19)

suivie éventuellement d’un filtre

pour absorber les composantes d’isotopes indésirables. La détection de la lumière de fluorescence est

en (VI-B-5). Le champ magnétique H0 est perpendiculaire à la fois aux directions d’excitation et de

détection.

Pour mesurer

03B3(2),

constante

de

relaxation de l’alignement, nous disposons sur le faisceau excitateur un polariseur (double) dont la direction de polarisation fait un angle de 45° avec le champ

magnétique H0. On règle les polariseurs du système détecteur de manière _{que les} directions de polarisation

linéaire détectées soit à +45° et à -45° _{par rapport} à

0z.

Dans ces conditions, il est facile de voir

(appendice H, tableau (H.12)) que si l’équilibrage est bien réalisé, le système détecteur n’est sensible qu’à : Re (

~2f1)

donc à Re (

1203C1_{)ST en}

utilisant les notations de (V-D-3). Cette composante de

l’aligne-ment :

03C121est

^{bien excitée} avec l’orientation du polariseur choisie. L’équation (V.54) nous donne alors

l’équation du signal observé, le coefficient d’excitation

b2+1étant

dans ce cas imaginaire pur : cf app. H,

tableau (H.10).

dont la courbe représentative en fonction de 03C9 a l’allure classique d’une courbe de dispersion. Rappelons

que

0393(2)

= 0393

+ 03B3(2).

Les extrêmums de cette courbe sont obtenus _pour 03C9 =

±0393(2).

La mesure de leur distance

en champ fournit donc un moyen d’atteindre

03B3(2).

Le signal

ID

est envoyé sur une voie d’un enregistreur XY SEFRAM; l’autre voie est alimentée

par une tension prise aux bornes d’un shunt placé

dans le circuit

électrique d’alimentations des bobines.

Nous obtenons ainsi un balayage qui suit le champ magnétique lorsque celui-ci varie à l’aide du système décrit plus haut en (VI-B-3). La figure 21 est la reproduction de tels enregistrements. Les courbes (1)

et (2) ont été obtenues dans les mêmes conditions (aucune modification des paramètres); elles ont été

simplement décalées en hauteur pour éviter leur superposition. Les courbes (3) et (4) sont obtenues de

façon semblable, mais le signal est de signe opposé, le polariseur d’excitation ayant été tourné de 90°

dans son plan. Le but de cette opération est d’éliminer les effets des signaux parasites dus aux imper-fections des polariseurs, de leursorientations et des directions des faisceaux. Il suffit _pour cela

d’uti-liser les formules du tableau (H.9) (app. H) et de remplacer +2a2 par son expression en fonction de la

po-sition du polariseur (tableau V.14). Notons cependant qu’un signal parasite en forme de courbe d’absorp-tion déforme les courbes mais déplace de la même quantité et dans le même sens les extrêmums, donc ne

change pas leur distance.

Pour déterminer les positions des extrêmums, nous procédons de la manière suivante : on connaît

avec une bonne approximation l’abscisse du point correspondant au champ nul. On coupe la courbe d’effet

148

courbe en deux points d’abscisses

a

iet bi

(fig. 21). On obtient une détermination

0393i(2)

de

0393(2)

en

prenant la moyenne géométrique de ces deux

(2)iabscisses : 0393= aibi.

Pour chaque extrêmum, on déter-mine ainsi 8 à 10 valeurs

0393i(2).

On en prend la moyenne et on ajoute les deux moyennes obtenues pour les deux extrêmums d’une même courbe. Une erreur légère sur la position de l’abscisse correspondant au champ

nul est ainsi éliminée. De plus, cette méthode fournit un bon test pour déceler des déformations

éventuel-les de la courbe de dispersion, déformations qui apparaissent si les déterminations successives de

0393i(2)

ont une variation continue en fonction de l’ordonnée et non des fluctuations aléatoires autour d’une

va-leur moyenne. On détermine ainsi successivement les largeurs des courbes (1) (2), puis (3) (4). Sur la

figure 21, les largeurs sont indiquées en millimètres d’enregistrement. Nous effectuons ensuite une

moyenne générale si les deux _{groupes de} mesure ne donnent _{pas des} résultats _{trop discordants.}

Lorsque le rapport signal/bruit est bon (de l’ordre de 100), on peut ^{ainsi déterminer} la lar-geur des courbes en alignement avec une imprécision de l’ordre de 1% environ (l’étalonnage en champ est

très précis, il est effectué à l’aide de la résonance nucléaire du mercure 199 dans son état fondamental).

Pour mesurer

03B3(1),

la technique est très semblable. On ajoute sur le faisceau excitateur, après le polariseur, une lame _{quart d’onde.} On fait de même sur le faisceau détecteur. Sur celui-ci on

place les lignes neutres de la lame à ± 45° _{par rapport à} Oz et on règle les polariseurs du détecteur différentiel de façon que les photomultiplicateurs (+ polariseurs) soient sensibles aux directions de

polarisation linéaire,l’une parallèle et l’autre perpendiculaire à l’axe 0z. Dans ces conditions, le

signal obtenu après équilibrage du pont de résistances est proportionnel à la composante de l’orientation

de la lumière de fluorescence le long de sa direction de propagation

(0y),

c’est-à-dire Im

(~+11)

en

prenant

0z

comme axe de quantification. On place de même à l’excitation les lignes neutres de la lame

quart d’onde à ± 45° de

0z.

Pour exciter en lumière circulaire la vapeur de mercure, le polariseur qui

la précède est orienté en 03C0 (parallèle à

0z).

Dans ces conditions, on excite les composantes

03C1±1

et

03C12±2de

la matrice densité de la vapeur atomique mais non

03C12±1

(cf appendice H, tableau (H.10)). L’évolution de

03C11±1

est donnée de même par l’équation (V.52) et sa solution stationnaire _par (V.53). Ici

b

1

+1est

réel et le signal détecté est donc proportionnel à :

On obtient des enregistrements semblables à ceux obtenus pour l’alignement. On change le

signe du signal obtenu en tournant la lame quart d’onde excitatrice ^de 90°. On peut ainsi éliminer, en

effectuant la moyenne des largeurs, les effets parasites dus aux imperfections des orientations des

149

cela les formules du tableau (H.9) (app. H) et on remplace

a2+2par

son expression en fonction de la posi-tion du polariseur, de celle de la lame quart d’onde et du déphasage de celle-ci (tableau V.15). On fait de même sur le faisceau de détection. On élimine ainsi les effets dus à la présence éventuelle de

compo-santes de l’alignement

03C12±2

et

03C12±2

dans les signaux. Cela donne quatre combinaisons possibles pour chacune

desquelles nous prenons un réseau de courbes, deux au minimum lorsque le rapport signal/bruit est très

bon (~ 100). On effectue la moyenne des largeurs des courbes ainsi obtenues. On porte sur un graphique

cette largeur moyenne

0393(1)

et

0393(2)

en fonction de la pression si on désire obtenir les valeurs absolues des sections efficaces de relaxation.

Dans le document Etude théorique et expérimentale de la relaxation du niveau 6^3P_1 du mercure (isotopes pairs et impairs) par collisions contre des atomes de gaz rares (Page 178-182)