Structure de bandes du magnésium dans le métal et l'oxyde MgO par spectroscopie X

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Structure de bandes du magnésium dans le métal et l’oxyde MgO par spectroscopie X

C. Senemaud

To cite this version:

C. Senemaud. Structure de bandes du magnésium dans le métal et l’oxyde MgO par spectroscopie X.

Journal de Physique, 1971, 32 (1), pp.89-94. �10.1051/jphys:0197100320108900�. �jpa-00207028�

STRUCTURE DE BANDES DU MAGNÉSIUM

DANS LE MÉTAL ET L’OXYDE MgO

PAR SPECTROSCOPIE X

par C. SENEMAUD

Laboratoire de Chimie

Physique

de la Faculté des Sciences de Paris

(Reçu

le 3 août

1970,

révisé le 7 octobre

1970)

Résumé. ^- Les spectres ^X d’émission et d’absorption ^{K du} magnésium ^{à l’état} métallique ^et

à l’état d’oxyde ^ont été observés _pour différentes conditions expérimentales. Les résultats sont discutés. Des informations concernant la structure de bandes du magnésium ^{sont déduites et} comparées à celles données _par le spectre d’émission ^{L ainsi} qu’aux résultats de calculs théoriques.

Abstract. ²⁰¹⁴ The K emission and absorption X-ray spectra of metallic magnesium ^and magne- sium oxide have been observed with different experimental conditions. The results are discussed.

Informations are deduced on the band structure of magnesium ; they ^are compared ^{to those} given by ^L spectrum ^{and also to} the results of theoretical calculations.

Introduction. ^- La

spectroscopie

^{X est une méthode}

très directe _pour étudier les distributions

électroniques occupées

^{ou non dans un solide.} Son intérêt réside

principalement

^{dans la} diversité des informations

qu’elle

peut

fournir,

^{dans la}

précision

des données

obtenues, particulièrement

dans le domaine des rayons X _mous, et dans la sensibilité des mesures

qui

permettent de ^mettre en évidence le rôle des trans-

formations

physicochimiques

^{de la} substance étudiée.

De nombreux travaux

théoriques

^ont

porté

^sur

l’interprétation

des bandes d’émission et discutent

plus particulièrement

^les déformations éventuelles du spectre dues ^{à la}

présence

^{de la lacune X et des}

phénomènes

secondaires. Mais ces

interprétations

ne sont

significatives

que si le spectre ^X

analysé

^{a été}

obtenu dans des conditions

expérimentales rigou-

reusement

définies,

^en

particulier

quant ^{à la nature} de la surface émissive.

Lorsque

l’excitation du spectre d’émission se fait par bombardement

électronique

d’une cible constituée du métal ou du

composé

^{à étu-}

dier,

^on peut craindre ^une transformation

physico- chimique partielle

^{de la substance sous}

l’impact

^des électrons. C’est

pourquoi,

^lors de l’étude de substances

réactives,

^{il est} souhaitable d’utiliser l’excitation secondaire

(ou

^de

fluorescence), malgré

^les difficultés

expérimentales qu’elle présente

dans le domaine des

grandes longueurs

^{d’onde par suite de la} faible inten- sité du rayonnement ^X excitateur.

Dès 1965

[1]

^{nous avions}

observé,

pour la

première

fois _par

fluorescence,

^le spectre d’émission ^{K de l’alu-} minium situé au

voisinage

^{de 8}

Á,

^{mettant ainsi en}

évidence le rôle

important

^de

l’oxydation superfi-

cielle sur les

caractéristiques

^{de ce} spectre. Certaines améliorations du montage

expérimental

^{nous ont}

LE JOURNAL DE PHYSIQUE. ^- T. 32, ^N° 1, ^{JANVIER 1971.}

permis

^de

poursuivre

^{nos études} par excitation secon-

daire

[2] [3].

^Nous

présentons

^{ici les} résultats relatifs

au spectre ^K du

magnésium

^{à l’état}

métallique

^{et à}

l’état

d’oxyde,

^au

voisinage

^{de la} bande d’émission

Kp

^{et de la} discontinuité

d’absorption

K. Nous compa-

rerons les spectres d’émission observés ^à

partir

^des deux modes d’excitation. Nous les discuterons en

essayant ^de

dégager

les informations _{que l’on} peut ^en déduire quant ^{à la structure de bandes du}

magnésium.

I. Méthodes

expérimentales.

^{- Le}

spectrographe

à rayons X ^sous vide de Y. Cauchois

[4]

^{a été utilisé}

pour ^nos

expériences.

^Le

principe

de fonctionnement

en est

rappelé figure

^la

lorsqu’il

^{est utilisé par excita-}

tion directe. La

figure

^{1 b montre le schéma de}

principe

du montage réalisé pour les études _par fluorescence : Principe ^du montage T tube à rayons x

C cristal D. détecteur

FiG. 1. ^- Principe ^du montage.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:0197100320108900

90

Pour permettre ^cette mise en

place,

^{nous avons rendu}

possible

la rotation du tube à _rayons X autour de son axe vertical fixe d’un

angle

ⁱ

quelconque repérable.

L’échantillon est

placé

^{dans un} support fixé ^au tube.

Sa distance au

foyer

^{du tube} peut ^être

variée,

^ainsi que

son orientation _par rapport ^{à la direction} moyenne du faisceau X

primaire.

^{Dans les deux cas le} rayonnement émis _par la cible A ou l’échantillon E est

repris

^sous

l’angle

^de

Bragg

ç par le cristal

analyseur placé

^{en C.}

Nous

présentons

les résultats obtenus _avec, comme

système dispersif,

des lames de _gypse

(S04Ca, 2 H20)

taillées

parallèlement

^au

plan

^de

clivage (020).

^La

dispersion

^{obtenue sur} le détecteur

photographique placé

^en

D, tangentiellement

^au

cylindre

^{de focalisa-}

tion,

^{est alors de}

6,4 eV/mm

^au

voisinage

^{de la dis-}

continuité K du

magnésium.

^La

précision

^{est donc de}

l’ordre

^de

^0,5

^eV.

ECHANTILLONS. ^- Pour les spectres d’émission du

métal,

des cibles massives ont été

préparées

^à

partir

de souches de

magnésium

^de

pureté 99,99 %.

^Nous

les avons

polies

^{à l’aide de}

poudre

de diamant.

Le spectre d’émission de

l’oxyde

^{a été observé à}

partir

^d’une

poudre

^de

MgO

^de

pureté 99,99 %

^finement

broyée, déposée

^{sur une} anticathode de cuivre fortement refroidie lors de l’excitation directe ou

agglomérée

sous forme de

pastille

pour l’excitation secondaire.

Notons _{que la}

poudre

devient luminescente sous le bombardement X.

Les spectres

d’absorption

^{ont été obtenus en}

dispo-

sant un écran absorbant de

Mg

^ou

MgO

^{sur le}

trajet

du rayonnement ^X continu émis _par une cible d’un élément lourd

(W ou Pt).

Les écrans de métal ont été

préparés

par

évaporation thermique

^{sous ultra-vide}

de couches « sandwich »

Al-Mg-Al

^{sur makrofol de}

2 g d’épaisseur,

^{le métal étudié ne se trouve ainsi à}

aucun moment en contact direct avec l’air. Ceux

d’oxyde

^{sont obtenus par}

dépôt

^d’une

suspension

de la

poudre

dans l’alcool sur un support ^{de même}

nature.

L’épaisseur

^{de ces écrans était}

comprise

^entre

0,2 p

^{et 1 J.1.}

Dans tous les _cas, des contrôles de

pureté

^{des échan-} tillons ont été effectués par diffraction

électronique.

DÉPOUILLEMENT DES SPECTRES. ^- Les spectres ^ont été

enregistrés

^{sur film}

photographique

Kodak Diffrax utilisé dans sa zone de linéarité de

réponse [5].

^L’em-

ploi

^d’un microdensitomètre

Joyce-Loebl

permet donc d’obtenir les courbes de variation de l’intensité X en

fonction de la

longueur

^d’onde.

Ces courbes résultent en fait de la

composition

^{de la}

forme vraie de l’émission avec la fonction instrumentale propre à

l’appareillage. D’après

^une étude détaillée des différentes causes de déformation

[6],

^{la valeur}

maximum de

l’élargissement

serait de

0,2

^{mm sur le} film

original.

La déformation

qui

peut ^en résulter

n’affecte

_que les structures fines des spectres ^{et reste}

pratiquement négligeable

^{ici. Un} rayonnement ^diffusé peut ^se superposer ^aux émissions observées et les

déformer si son intensité n’est pas

rigoureusement

constante. Nous nous sommes efforcés de l’éliminer.

Nous

présentons

les courbes de variation de l’in- tensité X émise et celles du

produit

ujc du coefficient linéaire

d’absorption photoélectrique

^{p par}

^l’épais-

seur x de l’absorbant. Ces courbes sont obtenues en

tenant compte ^{de la} distribution du rayonnement

enregistré

^en l’absence du spectre

caractéristique

étudié. Elles ne sont pas

corrigées

^{pour les effets}

instrumentaux et sont données en échelle arbitraire.

II. Résultats. ^- L’une des données

importantes

que l’on peut déduire de ^nos spectres ^{est la}

largeur

^de

la distribution des états de conductibilité

occupés.

Elle

correspond

^{à la}

largeur

^totale de la bande d’émis- sion

corrigée

^pour les effets secondaires et

l’élargisse-

ment dû au niveau

profond.

^Cette

largeur

^totale

d’une bande X est mesurée habituellement entre la limite de faible

énergie

^obtenue par

extrapolation

linéaire de la

partie

^{de la bande}

présentant

^une pente

régulière

^{et le}

point

d’inflexion de la discontinuité d’émission. Elle est

appelée largeur « extrapolée

^».

Nous la noterons

LT.

^Nous discuterons au para-

graphe

^{III une autre méthode pour} déterminer ^la

largeur

^{de la} distribution

occupée

^à

partir

^{des courbes}

expérimentales.

Nous avons aussi mesuré la

largeur

^{à mi-hauteur}

de la bande notée 1. Cette

valeur,

^bien que

n’ayant

pas de sens

physique

permet de caractériser la forme des émissions.

Quant

^aux discontinuités d’émission et

d’absorption présentées ici,

^{elles ont une} forme assimilable à une

courbe en arctangente. ^Leur

largeur

^{« a » mesurée}

entre le quart ^et les trois quarts ^{de la hauteur totale} de la chute d’intensité

correspond

alors à la

largeur

du niveau interne ^en

jeu [7], après

correction _{pour les} effets instrumentaux.

BANDE D’ÉMISSION

KP-INFLUENCE

DES CONDITIONS

D’EXCITATION. ^- Excitée _par un faisceau d’électrons accélérés sous une tension de

2,5 kV,

^{la bande}

Kp

du

magnésium métallique

^est caractérisée _{par les}

largeurs LT

⁼

9,1

^{eV et 1 =}

4,5

±

0,1

^{eV. Sa forme}

est fortement

asymétrique

^avec, du côté des

grandes énergies,

^{une chute}

^abrupte

d’intensité

(discontinuité d’émission)

^de

largeur corrigée : a

⁼

0,4 ± 0,1

^eV.

Du côté des faibles

énergies,

^la décroissance est

régulière

^{sur environ 3}

^eV, puis

la courbe

présente l’apparence

^{de deux} structures situées

respectivement

^à

environ 4 et 6 eV du maximum d’intensité.

Si nous portons ^la tension d’excitation à 5

kV,

la

première

^structure

disparaît,

^{celle située à 6 eV}

du sommet est très atténuée

(Fig. 2) ; LT

^et 1 diminuent nettement et deviennent

égales respectivement

^à

7,0

^eV

et

3,6

^eV.

Excitée par ^un faisceau de _{rayons X}

primaires [2]

l’émission

Kp

^est

plus

^étroite que celle excitée _par un

faisceau

d’électrons,

^{même sous 5 kV}

(Fig. 2).

^On

mesure alors 1 ⁼

3,4

±

0,1

^{eV. Les} structures mises

FIG. 2. ^- Spectre d’émission K du magnésium ^dans Mg ^et MgO.

en évidence _par excitation directe ont totalement

disparu.

Nous avons

analysé comparativement

le spectre émis _par

l’oxyde MgO (Fig. 2).

^{La bande}

Kp présente

dans ce

composé

^{une forme très} différente de celle observée à

partir

^{du métal. Elle n’a}

plus

^{de discon-}

tinuité du côté des

grandes énergies :

^{sa forme est}

quasi symétrique

^{avec deux maximums situés respec-}

tivement à

4,7

^et

6,7

^{eV du sommet de l’émission} du

métal,

^le

premier

^{étant le}

plus

^{intense. Les carac-}

téristiques

^{de cette émission restent} sensiblement les mêmes que le spectre soit excité par ^un faisceau d’électrons ou par ^un faisceau X, ^{avec toutefois une}

séparation plus

^{nette des deux} maximums dans ce

dernier cas.

Par

analogie

^avec

l’interprétation proposée

pour l’aluminium

[1] ] [8],

^nous pensons que la variation de forme observée _{pour la} bande

Kp

^{du métal} peut

s’expliquer

^{par la} contribution

plus

^{ou moins}

impor-

tante lors de l’émission d’une couche

superficielle d’oxyde [9].

^Pour

chaque

^cas

d’expérience

^{nous avons}

évalué

l’épaisseur

d’échantillon contribuant effective- ment à l’émission du rayonnement ^X

analysé.

Dans le cas de l’excitation

électronique,

la relation

empirique

de Feldman

[10] :

où

permet d’estimer le parcours d’électrons

d’énergie

initiale

Eo

^{dans un} élément de numéro

atomique

Z, de masse

atomique

A, de densité _p.

L’épaisseur e

^de

la cible

qui

^{contribue à} l’émission est donnée par la relation

R(Eo) - R(EK),

^où

EK

^est

l’énergie

d’ionisation du niveau ^K si l’on suppose le parcours des électrons

rectiligne

^{dans la} direction d’incidence

[5].

Pour le

magnésium EK = 1,303

^keV

[11],

^nous

obtenons

Lors de l’excitation _par un faisceau X

primaire, qui

est ici Al Ka,

l’épaisseur

^en

jeu

n’est limitée compte

tenu de la

géométrie/que

^par

l’absorption photoélec- trique

^du rayonnement

primaire ;

elle atteint 40 _p.

On sait _que la formation d’une couche

d’oxyde

^à

la surface du

magnésium métallique

^{est très}

rapide

dans l’air. La

présence

^{de cette couche}

superficielle,

difficile à éviter lors de la mise en

place

^de

l’échantillon,

va donc

perturber

^le spectre

correspondant

^au

métal,

ceci d’autant

plus

que

l’épaisseur participant

^{à l’émis-}

sion X est

plus

faible. C’est bien ce que l’on observe

lorsque l’énergie

des électrons excitateurs passe de 5 à

2,5

^{kV. Dans le cas} de l’excitation par ^un faisceau

X,

^la contribution de la couche

superficielle d’oxyde

^devient

négligeable,

^et la bande observée doit

représenter

l’émission du _{métal pur.}

SATELLITE

Kp’.

^{- Une} émission satellite est obser- vable du côté des faibles

énergies

^{de la bande}

Kp

de

MgO.

^{Elle avait}

déjà

^{été mise en évidence par}

H. Karlsson et M.

Siegbahn [12].

^{Nous avons recher-}

ché ^sa

présence

éventuelle sur le spectre du métal.

La

figure

^{2 montre les} résultats obtenus par excitation directe : nous observons effectivement une émission située à environ - 20 eV du sommet de

Kp.

^{Son inten-}

sité varie notablement en fonction de l’état

chimique

de la surface émissive.

Ainsi,

^tandis que pour

l’oxyde

elle atteint

16 %

de l’intensité maximale de

Kp,

pour le métal elle _{n’est que} d’environ 5

%

^{mais il faut}

noter que la

présence

d’une émission satellite de Ka notée _alo

[12],

^toute

proche

^de

KP’ gêne

^{les obser-}

vations et les mesures.

Par excitation

secondaire,

^nous n’observons pas le satellite _alo car l’excitation a été faite à l’aide du _rayon- nement

caractéristique

^Al

Ka, d’énergie

voisine de

1,5

^keV

seulement,

valeur trop faible pour permettre

son excitation. Nous n’avons pas mis ^en évidence

KP’

^{par ce} mode d’excitation. Il faut remarquer que la limite de détection est alors

plus

^{élevée : nous l’esti-}

mons à 3

%.

^{Aucune autre} émission satellite

plus proche

^de

Kp

^{n’a été mise en évidence sur nos clichés.}

Nous reviendrons sur

l’interprétation

^de

Kfl’

^{au pro-}

chain

paragraphe.

SPECTRE D’ABSORPTION. ^- La variation du

produit

J1X ^au

voisinage

^{de la} discontinuité K du

magnésium

est

portée figure 3, comparativement

^au spectre ^d’émis- sion pour le métal et

l’oxyde.

92

FIG. 3. - Emission et absorption ^{K du} magnésium ^dans Mg

et MgO ; ^{structure de bandes} d’après ^Falicov (Mg) ^{et Cohen}

et al. (MgO).

Pour le métal les

points

d’inflexion des discontinuités d’émission et

d’absorption coïncident,

^{à la}

précision expérimentale,

^{et les}

largeurs

^des sauts sont très voisines. Du côté des

grandes énergies i de

la disconti-

nuité,

^la variation de yx

présente

^des fluctuations

plus

ou moins

marquées (structures d’absorption) qui

traduisent les distributions d’états

inoccupés permis

pour le

photoélectron [13].

La discontinuité

d’absorption

^de

MgO

^{se trouve}

déplacée

^{vers les}

grandes énergies

^par rapport ^{à celle} du

métal,

^d’environ

5,5

^{eV. Les} structures

d’absorption

sont très

marquées.

^{La distance entre le bord de}

grande énergie

^de

la

bande d’émission et la discon- tinuité

d’absorption

^{est d’environ 9 eV.}

III. Discussion. ^- La

largeur

du niveau K du

magnésium

est,

d’après

^{nos résultats}

expérimentaux : 0,4 ± 0,1

^{eV. Cette valeur reste} faible devant la

largeur

totale de la bande

Kp.

^Nous montrerons que ^cet élar-

gissement

peut

gêner

les observations

lorsque

^la

courbe de densité d’états

présente

^de

brusques

^varia-

tions.

D’après

les calculs de structure de bandes du

magnésium [14]

^{on sait} que les électrons de conduc-

tibilité de ce métal se comportent ^comme des électrons presque libres dans une

grande partie

^{de la}

première

zone de Brillouin. Tenant compte des

probabilités

de

transition, Jones,

^{Mott et Skinner}

[15]

^{ont montré}

qu’alors

^la variation d’intensité au début des bandes d’émission doit être de la forme

(E - Eo)3/2

^{pour la}

bande K et

(È - Eo)1f2

^{pour la bande}

LII,IIII E0

^cor-

respondant

^{au centre r de la}

première

^{zone de Bril-} louin. Nous avons fait le

produit

^de

convolution,

^entre

Eo

^et

EF (énergie

^du niveau de Fermi

pris

^comme

origine),

d’une courbe

(E - Eo)3/2

^{avec une fonction}

de Lorentz de

largeur 0,4

^eV

représentant

^{la contribu-} tion du niveau

profond

^K. Ceci revient à

négliger

^les

effets instrumentaux. Nous avons effectué le calcul pour différentes valeurs de

Eo.

^Le résultat obtenu pour

Eo

^{= -}

6,75

^{eV est}

porté figure

^{4. L’accord avec}

FIG. 4. ^- Spectreg d’émission K et L du magnésium, compa- raison avec les courbes calculées.

la courbe

expérimentale

^{est bon entre} environ - 5 et -

2,5 eV ;

^cette dernière valeur

correspond approxi-

mativement à la

position

^des

points

^{M de la}

première

zone

(Fig. 3).

^C’est

précisément l’énergie

^au-delà

de

laquelle

^on peut attendre des écarts par rapport à la courbe de densité des électrons libres.

Inversement,

on

pourrait

^{estimer à}

partir

^{de la}

figure

^{4 la distance}

entre le centre de la zone et les limites de zone les

plus proches.

Sur les spectres ^{L obtenus} par T.

Sagawa [16]

^et

par V. A. Fomichev

[17]

dans des conditions

parti-

culièrement

soignées,

la contribution de la contamina- tion

superficielle

^{semble rester} faible. Ces auteurs trouvent d’ailleurs un bon accord entre leurs courbes

expérimentales

^{et une loi}

(E - Eo)’/2 en

prenant

Eo

à -

6,5

^{eV de}

l’énergie

^{de Fermi. Nous avons}

reporté

sur la

figure

4 la courbe

expérimentale I(v)/v2

^obtenue

par

Sagawa,

^ainsi que la courbe calculée en effectuant le

produit

^de

convolution

d’une loi

(E - Eo)1f2

^avec

une courbe de Lorentz de

largeur 0,1

^eV

représentant

le niveau

profond L ;

nous avons

pris,

^là encore, pour

Eo, - 6,75

eV. L’accord est ici moins

bon,

^mais

on retrouve pour les courbes

expérimentale

^{et calculée}

une forme

analogue

^{entre - 6 et -}

2,5

^eV.

Quant

^à l’écart observé au bas de la

bande,

^{il est}

plus impor-

tant que pour le spectre ^K.

De l’ensemble de ces

résultats,

^{il est}

possible

^de

déduire une

largeur

^{totale de la} distribution

occupée

de

6,75

^{eV. Nous la} comparons tableau 1 aux données déduites des ^travaux

théoriques.

TABLEAU 1

Le calcul de Falicov effectué dans

l’approximation

des ondes

planes orthogonalisées,

^en introduisant dans

l’expression

^du

potentiel

^{un terme} de corrélation de Bohm et

Pines,

^{conduit à une valeur nettement}

supérieure

^{à notre valeur}

expérimentale.

^{Par contre}

celle-ci est en accord avec ce calcul si l’on

néglige

le terme de corrélation et ce sont ces derniers résultats que ^{nous avons}

portés figure

^3.

Nous discuterons maintenant les écarts observés entre les courbes

expérimentales

^{et calculées au bas de} bande d’une part, ^au

voisinage

du niveau de Fermi d’autre part.

Nous observons un

élargissement

^{du bas de la}

bande,

d’ailleurs nettement

plus

^faible pour

Kp

que pour

LII,III.

^Cet

élargissement

^a été attribué

[18-20]

^{à des}

effets de corrélation et à des transitions

Auger qui

conduisent à

l’élargissement

des niveaux de basse

énergie.

Ces effets

pourraient

^rendre compte ^{de la} forme de la bande

LI,,,,, ^puisque

^{les termes de corré-}

lation de Bohm et Pines laissent attendre un étalement d’environ 2 eV de la bande. Mais il semble bien _que leur

importance

^soit

largement

surestimée dans le cas

de

Kp.

Il faut remarquer que la durée de vie de l’état excité K est environ 4 fois

plus

faible _que celle de l’état

L,

^{et donc} que la contribution d’effets secondaires peut ^{être nettement moins}

importante

^{dans l’émission}

correspondante.

Du côté des

grandes énergies

^{on constate une diffé-}

rence de forme

importante

^{entre les bandes K et L.}

La chute d’intensité de la bande

L,

^très

abrupte,

^est

précédée

^d’un

pic

^{intense et étroit}

qui n’apparaît

pas

sur la bande K. Ce maximum ne doit donc _pas tra- duire une structure dans la courbe de densité d’états.

On sait _que des

perturbations

des spectres ^X peuvent intervenir _par suite de l’interaction entre les électrons de conductibilité et le trou

profond

^loca-

lisé

[21].

^{Des études}

théoriques

^récentes

[22] [23]

ont montré _que l’on doit attendre une variation d’in-

tensité,

^au

voisinage

des limites d’émission et d’ab-

sorption

de la forme

(E - EF)-". L’expression

^{de a}

a été donnée

[24] [25]

^en fonction des

déphasages

^de

l’électron de conduction lors de sa difflusion _par le trou

profond ;

^{a serait}

positif

pour le spectre L,

négatif

^pour le spectre ^K

[26]

^ce

qui expliquerait

^ainsi

la différence de forme des bandes K et L au

voisinage

immédiat du saut d’émission. Cette

perturbation pourrait peut-être

entacher d’une

légère

^{erreur la}

mesure de a.

Nous avons effectué le

produit

de convolution de la bande L

expérimentale

^{avec une courbe de Dorcntz}

CK figurant

la distribution du niveau interne K

(Fig. 4).

La courbe obtenue ne

présente plus,

^au

voisinage

^de

la

limite, qu’une

^{structure assez peu}

marquée. Cepen-

dant il semble bien _{que si} un tel détail était observable dans l’émission K, ^{nous aurions} pu le mettre en évi- dence. Ceci semble confirmer les

prévisions théoriques

quant ^aux formes des émissions K et L.

Enfin il faut

rappeler

que G. A. Rooke

[27]

^avait

observé,

^{sur le} spectre ^{L du}

magnésium métallique,

une émission satellite située à -

10,6

eV de la bande

principale

^{et dont} l’intensité relative était de

1,2

±

0,5 %.

Il l’avait attribuée à l’excitation simul- tanée d’un

plasmon.

Nous n’avons pas observé ce

satellite mais sa mise en évidence est rendue difficile par la

présence

d’émissions dues soit à des contami- nations

(Kp’

^dans

MgO)

^{soit à} des transitions ato-

miques (celo).

^La différence entre les dutées de vie des états excités K et L

pourrait peut-être expliquer,

^là

encore, la différence observé.

L’oxyde MgO

^{est un isolant à} caractère fortement

ionique.

^{Les niveaux}

électroniques

^les

plus

^faiblement

liés, correspondant

^{à la bande de}

valence,

^{sont donc}

formés des orbitales 3 _sp de l’ion

magnésium

^mélan-

gées

^{aux orbitales} 2 p de l’ion

oxygène

^et l’émission

Kfl

de

MgO

résulte de toutes les transitions

électroniques possibles

^à

partir

^{de ces orbitales vers la couche 1 s du}

magnésium.

^Les émissions K de

l’oxygène

^{et de l’ion}

métallique

^{dans ce}

composé

devraient alors

présenter

une forme

analogue.

^{H. M.}

O’Bryan

^{et H. W. B.}

Skinner

[28]

avaient mis en évidence une

grande

similitude de forme entre les bandes

LII,III

^du

magné-

sium et K de

l’oxygène

^dans

MgO.

Il semble _que la bancle K de

l’oxygène

^dans

MgO

étudiée récemment par D. W. Fisher

[29]

^{ait une forme}

symétrique

compa- rable à celle _que nous avons observée _pour

Kfl

^du

magnésium

^{dans ce}

composé.

Mais il serait nécessaire d’effectuer une nouvelle

comparaison

^à

partir

^des

spectres obtenus dans des conditions

expérimentales identiques.

Le spectre

d’absorption K

traduit . la transition d’électrons 1 s du

magnésium

^{vers les}

premiers

^états

inoccupés qui

^sont ici les états à caractère _{3 sp} de l’ion

métallique.

D’après

^nos

résultats,

^la

séparation

entre niveaux

électroniques occupés

^et

inoccupés

^dans

MgO

^est

de l’ordre de 9

eV,

^{valeur en accord avec les mesures}

optiques qui

^{laissent attendre une}

largeur

^{de bande}

interdite de l’ordre de

7,5

^{à 8} eV suivant les auteurs

[30]

94

[31 J.

^{Un calcul de structure de bandes a été fait} pour

MgO

^{par Cohen et al.}

[31]

^{par une} méthode de pseudo

potentiel (E.

^P.

M.).

^{Nous avons} porté

figure

^{3 leurs}

résultats

comparativement

^{à nos courbes}

expérimen-

tales d’émission et

d’absorption.

^Il y ^a bon accord.

L’émission

KP’ qui apparaît

^{sur le} spectre de

l’oxyde MgO

^{à environ - 20 eV de}

Kp pourrait

^aussi être

interprétée

par ^une transition «croisée» d’électrons 2 s

de

l’oxygène

^vers les lacunes 1 s des ions

métalliques.

Cette

interprétation

^serait

compatible

^{avec la valeur}

théorique

^de

20,5

^{eV obtenue} par Clementi

[32]

^pour

la distance entre les orbitales 2 ^s et 2 _p de l’ion

oxygène

deux fois

chargé.

Rappelons

que différents auteurs

[28], [33]

^avaient

envisagé

^la

possibilité

de telles transitions « croisées » pour

interpréter

^certaines structures observables dans les spectres ^{X. Dès 1965 une}

interprétation analogue

^{à celle}

présentée

ici avait été

suggérée

^pour

A’203

^{dans notre} Laboratoire

[1 ], [34].

^Différents

travaux ont été

repris depuis

^{lors en vue} d’étudier les satellites de basse

énergie

^{observés au}

voisinage

^des

bandes K des

composés

d’éléments

légers [35

^à

37].

^Il

semble bien _que les divers résultats

expérimentaux

soient en accord avec

l’interprétation déjà

proposée

pour

A’203

^et

reprise

^ici pour

MgO,

^{mais les}

proba-

bilités de telles transitions devraient être calculées _pour confirmer cette

hypothèse.

Remerciements. ^- Je tiens à

exprimer

^{à Mademoi-}

selle Y.

Cauchois,

Professeur à la Faculté des Sciences de

Paris,

^ma

gratitude

pour l’intérêt

qu’elle

^a

porté

à ces recherches. J’adresse à Madame C.

Bonnelle,

Professeur à la Faculté des Sciences de

Paris,

^{mes vifs} remerciements pour ^son aide tout au

long

de ce travail et pour ^ses nombreux conseils lors de la rédaction.

Je remercie enfin Monsieur le Professeur Friedel des

suggestions qu’il

^{m’a faites à la} lecture de ce

texte.

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