Analyse continue du spectre d'absorption de l'argon et du néon entre 2 et 8 Å

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Analyse continue du spectre d’absorption de l’argon et du néon entre 2 et 8 Å

François Wuilleumier

To cite this version:

François Wuilleumier. Analyse continue du spectre d’absorption de l’argon et du néon entre 2 et 8 Å.

Journal de Physique, 1965, 26 (12), pp.776-784. �10.1051/jphys:019650026012077600�. �jpa-00206350�

776.

ANALYSE CONTINUE DU SPECTRE D’ABSORPTION DE L’ARGON ET DU

NÉON

ENTRE 2 ET

8 Å (1)

Par

FRANÇOIS WUILLEUMIER,

Laboratoire de Chimie physique ^{de la} Faculté des Sciences de Paris.

Résumé. - Le rayonnement ^de freinage issu d’une anticathode de tungstène ^{a été} utilisé pour

l’analyse continue, par la méthode photographique, ^du spectre d’absorption ^de l’argon ^{et du néon}

entre 2 et 8 Å. Les coefficients d’absorption photoélectrique ^ont été calculés toutes les 50 uX et des formules empiriques ^{en ont été déduites. Une valeur} de la force d’oscillateur du niveau K de

l’argon ^{a été} déterminée (1,46) ; ^{elle est en accord avec} les valeurs calculées _par différentes méthodes

théoriques. ^{En fin, deux raies} de résonance attribuables chacune à l’excitation simultanée de deux électrons (1s ^{3s et 1s} 3p) ^{ont été mises en} évidence dans le spectre d’absorption ^de l’argon.

Abstract. - The bremsstrahlung ^emitted by ^a anticathode of tungsten ^{has been} employed

for the continuous analysis, by ^the photographie ^{method, of the} absorption spectrum ^of argon and neon between 2 and 8 Å. The coefficients of photoelectric absorption ^{have been in} fact calcu- lated every ⁵⁰ uX and empirical ^{formulae have} been deduced. The oscillator strength ^{of the}

K-shell of argon has ^been determined and the value (1,46) ^{is in} perfect agreement ^{with the} results obtained by various theoretical methods. Finally, ^{two resonance} lines, each of which

can be attributed to simultaneous excitation of two electrons (1s ^{3s and 1s} 3p), have been observed in the absorption spectrum of argon.

LE JOURNAL PHYSIQUE 26, 1965,

I. Introduction. ^- Les difficult6s inhérentes à la determination des coefficients

d’absorption expliquent qu’aucun expérimentateur

^{n’ait encore}

entrepris,

^{à notre}

connaissance,

^{leur mesure conti-}

nue en fonction de la

longueur

d’onde dans un

large

domaine. De

plus,

^{dans le cas} d’une 6tude sur les gaz dans la

region

des rayons X mous, la nature meme de 1’absorbant et la faible

6nergie

du rayon- nement étudié introduisent des dinicultes

parti-

culi6res :

absorption

6lev6e des fen6tres utilisables pour clore ^{une cuve}

d’absorption,

faible intensite du

rayonnement

^de

freinage susceptible

d’être 6mis par ^une

anticathode,

necessite de

placer

^1’ensemble

de

l’appareillage

^{sous vide. Les} rares mesures exis- tantes

[1-8]

^ont ete eff ectuees a 1’aide de

quelques

emissions

caractéristiques,

^le

rayonnement

^continu

n’ayant

^ete utilise que pour Fetude des discon- tinuit6s

d’absorption

^{et de leurs} structures secon-

daires

[9-12].

Des mesures continues ont

cependant l’avantage

de

permettre

la determination de toute la courbe

d’absorption

^{et d’en d6duire des lois}

empiriques

pour la variation du coefficient

d’absorption photo- électrique

^{avec la}

longueur

d’onde. De

plus,

^elles

offrent la

possibilite

^{de mettre en} evidence dans les

spectres d’absorption

^des

phenomenes

^tres

faibles

(raies

^ou

bandes) qui

^se traduisent par de

16g6res

fluctuations du coefficient

d’absorption

pour des

frequences impossibles

^a

pr6voir

^avec

pre-

cision.

Nous avons effectue la mesure continue de

l’absorption

^des rayons X par

1’argon

^{et le neon}

entre 2 et 8

Å,

^{domaine delimite}

d’apr6s

^nos

(1) Abrégé ^de These Troisieme Cycle, ^Paris (mai 1964).

conditions

experimentales. Apres

^une

rapide descrip-

tion de la m6thode de _mesure, nous

pr6senterons

et discuterons les résultats obtenus.

II. ^- M6thode

expérimentale.

^- Le coefficient d’aff aiblissement _{d’un gaz} assimilable a un gaz

parfait,

pour ^un faisceau de rayons X

parallele, homog6ne

^et

rigoureusement monochromatique,

^a

pour

expression :

ou

Poet To

^{sont les}

pression

^et

temperature

^nor-

males

(76

^cm

Hg, 273,15 OK),

P et T les

pression

et

temperature

^du gaz, x

1’epaisseur g6om6trique

de

l’absorbant,

po ^{sa masse}

sp6cifique

^{dans les}

conditions

normales, I o

^{et I les} intensités des faisceaux incident et transmis. La mesure d’un coefficient d’affaiblissement

exige

^{donc la d6ter-}

mination de

P, T,

x, po,

I,

^{et I.}

A. A.PPAREILLAGE. ^- Nous avons utilise un

spectrographe

a vide a cristal courbe du

type Johann,

^realise par le Laboratoire de Chimie

Phy- sique

^{de la Faculte des Sciences de}

Paris,

^{sous la}

direction du pr Y.

Cauchois,

^avec 1’aide du Labo- ratoire des

Prototypes

^{du C. N. R.} S. de Bellevue.

II a ete installe et mis au

point

par C. Bonnelle

[13].

Le tube _{a rayons}

X,

^alimente par ^un

g6n6rateur

stabilise en tension a 2 X 10"4

pres,

^est

s6par6

de 1’enceinte _par une fenêtre recouverte, ^{dans nos}

experiences,

^de deux feuilles d’aluminium battu de

0,5 y d’6paisseur.

^{Nous avons}

employ6

^{des anti-}

cathodes de

tungst6ne

^{et de}

platine

pour la pro-

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:019650026012077600

777

duction du

rayonnement

^{continu et des anti-}

cathodes de

quinze

^autres éléments pour l’étalon- nage des

spectres

^en

longueur

d’onde. Des lames de

quartz

^taillees

parallelement

^aux

plans

r6ticulaires

(0001), (1120), (1011)

^et

(1010) [14]

^ont ete mont6es dans des

porte-cristaux

^{due 50 cm} de rayon de courbure et contr6l6es

optiquement

^et

spectros- copiquement

^avant utilisation. Le d6tecteur est un

film

photographique KODAK-DIFRAX, place

dans un chassis

automatique :

^un volet mobile

permet,

par commande

ext6rieure, 1’enregistre-

ment de six

spectres

^{sur un meme clich6.}

Nous avons introduit _{le gaz,} non dans 1’ensemble du

spectrographe,

^{mais dans une cellule de dimen-}

sions r6duites

plac6e

^{entre le tube et le cristal.}

Cette m6thode

permet

^{en effet une} definition

pr6-

cise du parcours des rayons X dans

l’absorbant,

une mesure et un controle

plus

^{fideles et}

plus

^ais6s

de la

pression

^{et un} fonctionnement

plus simple

^de

1’ensemble de

l’appareillage.

^De

plus,

^la

position

choisie élimine certaines erreurs

syst6matiques

^dues

a des

rayonnements parasites.

L’intensit6 du

rayonnement

de fluorescence r66mis par le gaz dans la direction du cristal est tres

faible, compte

^tenu du caractere

isotropique

^de

son emission et du rendement de fluorescence de

l’argon (0,14 [15])

^et il n’atteindra le d6tecteur que s’il est requ par le cristal ^sous

l’angle

^de

Bragg.

D’autre

part

^le

rapport

^{de la} section efficace totale

de diffusion à la section efficace

d’absorption photo électrique

^{est voisin de 1}

%

pour

l’argon

^{et de 3}

%

pour le neon a 10 keV

[16]

^{et diminue tres}

rapi-

dement

quand

^la

longueur

^d’onde

augmente.

^Nous

pouvons done admettre que la contribution de tous les

rayonnements parasites

^au noircissement du film est

n6gligeable

devant les erreurs

experi-

mentales.

Les deux ouvertures de la

cellule, longue

^de

51,5

mm, ^sont obtur6es par

collage

^de feuilles de

mylar

^de

6 , d’épaisseur.

La transmission a travers deux de ces feuilles passe de 85

%

^{a 2}

^A

^{a 30}

%

a 8

A.

Nous avons

vérifié,

pour des

pressions

^com-

prises

^{entre 50 et 100}

mmHg,

que la transmission des f enetres ne varie

pratiquement

pas ^avec la

pression regnant

^{dans la} cellule. Nous avons utilise des

ampoules

de gaz a

pointe seell6e, charg6e

^sous

1

atmosphere,

^de

composante

^suivante

(2) (en volume) : 99,9985 % d’argon,

^{traces de}

N2, O2, H2

^et

H20; 99,8 %

^de

neon,

^{He et traces de}

N2.

Nous avons tenu

compte

^{de la}

presence

^de

0,2 %

d’hélium dans le neon pour la determination de la

pression

^{r6elle du neon. La}

pression

^{dans la cellule}

est mesur6e avec un manom6tre a hiiile aux sili-

cones a tres faible tension de vapeur

(10-8 mmHg)

et a faible viscosite. La

temperature

^{du gaz est}

relev6e a 1’aide d’un thermom6tre au dixi6me de

degr6

^{fix6 le}

long

de la branche du manom6tre contenant le gaz.

FIG. 1. ²⁰¹³ Vue d’ensembie de l’installation.

(2) Renselgnement fournis par la Société « Air Liquide a >>

L’ensemble de l’installation est

repr6sent6

^{sur la}

figure

^1.

B. ENREGISTREMENT ET DÉPOUILLEMENT DES

CLICHTS. ^- Sur trois hauteurs d’un meme film 6taient successivement

enregistrées :

l’intensit6

Io

en l’absence de gaz dans la cellule ^avec des

temps

de pose allant

jusqu’a

⁴

heures,

l’intensit6 I trans- mise a travers le gaz,

eDregistr6e

^{dans les memes}

conditions,

^et deux raies de reference.

Les densités

optiques correspondant

^{aux inten-}

sit6s

Io

^{et I ont} ete mesur6es a l’aide d’un micro-

photometre Kipp,

^{modifi6 au} laboratoire. La loi de variation des densités

optiques

^{en fonction de}

l’intensit6 X _reçue a ete d6termin6e par C. Bonnelle

[17]

pour le film Difrax dans notre domaine de

longueur

d’onde. Nous nous sommes

toujours places

^{dans la} gamme de densite ^assurant

une

r6ponse

lin6aire du film.

L’enregistrement

^{de deux raies} de reference sur

chaque

^clich6

permet

^son

6talonnage

^en

longueur

d’onde a 1’aide de la formule de

Haglund [18].

^Nous

avons utilise les tables de

longueurs

^{d’onde de}

Y. Cauchois et H. Hulubei

[19].

Un pas de 50 uX

a ete

adopt6

^et les coefficients d’affaiblissement pour ^cent

vingt

^{valeurs de la}

longueur

^{d’onde com-}

prises

^{entre 2 000 et 8 000 uX ont ete} ainsi d6ter- min6es pour

chaque

^gaz.

I I I. Rdsultats relatifs aux coefficients

d’absorp-

tion. ^- A. PRESENTATION DES RESULTATS. ^- La formule

(1)

^{s’ecrit :}

La section efficace totale de diffusion 6tant

n6gli- geable

^{devant la} section efficace

d’absorption photoelectrique,

^nous assimilerons dans la suite les coefficients d’aff aiblissement

T f P

^aux coefficients

,

d’absorption photoélectrique I p.

La valeur

de Vfp

pour

chaque longueur

^{d’onde a}

6t6 obtenue en

appliquant

^{la m6thode} des moindres carr6s aux résultats de toutes les mesures eff ectuees pour ^cette

longueur

d’onde. Nous ^avons

dispose

de 6 a 30 observations pour calculer la valeur moyenne de

chaque

coefficient

d’absorption.

Les erreurs

possibles

commises dans la d6ter- mination des valeurs

de t/p

^{sont de deux}

types :

erreurs

syst6matiques

^{dues a la}

technique experi- mentale,

^{erreurs dues aux} incertitudes sur les diffe- rents termes de la formule

(2).

^{Les erreurs}

syste- matiques pouvant provenir

entre autres de

pheno-

m6nes de diffusion sont difficiles a estimer. Les

erreurs de mesure

proprement

^{dites sont}

d’impor-

tance tres

in6gale :

^{les erreurs relatives sur}

Po, To,

Po ^et Pgg sont de l’ordre de 10"5 ^et done

n6gli- geables ;

^{les erreurs relatives} sur x, p, phuile et T sont de l’ordre de 5 X

10-3, 10-3, 10-3, 10-3,

^leur

somme dtant donc inf6rieure a 1

% ;

^1’erreur

sur

Io /I,

^{nettement la}

plus importante,

^{est due à}

l’instabilité du debit du tube

(erreur

^relative

d’environ 2

%)

^et a 1’erreur de lecture sur les

microphotogrammes (environ

⁴

%

^sur

log I0/I).

Nous _avons, en

fait,

determine pour

chaque longueur

^d’onde 1’erreur moyenne

qui

^{nous semble}

etre la me lleure

representation

de 1’erreur r6elle.

De l’ensemble des

résultats,

^{il ressort}

qu’elle

^{est de}

l’ ordre

de +

⁴

%.

^{A titre}

indicatif, signalons

que 1’ erreur

quadratique

moyenne calcul6e _pour

quel-

ques

points

^est

^{de +}

²

%

^environ.

L’erreur relative sur les valeurs de la

longueur

d’onde est

beaucoup plus

faible. L’incertitude moyenne ^sur la

longueur

^{d’onde en}

chaque point

d’un

microphotogramme peut

^etre

estimee, compte

tenu de la

dispersion

des cristaux et du

grandis-

sement du

microphotomètre,.

^{a environ}

0,25

^{uX et}

entraine donc une erreur relative inférieure a 10-4.

Les résultats sont

reproduits

^{dans le tableau I.}

TABLEAU I

779 TABLEAU I (suite)

N. B. - On remarquera que, pour certaines longueurs d’onde, le nombre élevé de mesures effectuées (jusqu’à 30)

abaisse 1’erreur moyenne jusqu’à ³ %.

Nous avons

indique

successivement pour

chaque longueur d’onde consideree :

^{la valeur moyenne du}

coefficient (LIp

^en

em2/g,

1’erreur relative moyenne

(E. M.).

Sur les

figures

^{2 et}

3,

nous avons

port6

les valeurs mesur6es

de (LIp

^en fonction de la

longueur

^d’onde

pour

1’argon

^{et le n6on ainsi} que 1’erreur moyennea

780

FIG. 2. ^- Courbe d’absorption ^de l’argon. pL/p ⁼ f À).

FIG. 3. ^- Courbe d’absorption ^{du n6on.} (LIp ⁼ j(À).

Nous avons

indique

a titre de

comparaison

^les

résultats des mesures de Colwert

[2], Spencer [3]

^et

Woernle

[4],

^{les deux series de mesures de Bearden}

[7, 8]

^et les evaluations

semi-empiriques

^obtenues

par les m6thodes de Jonsson

[20]

^{et Henke}

[21].

B. Discussion. 2013 1°

Comparaison

^{avec les autres}

détermination de

y /p.

De cette

comparaison

^{il ressort} que :

- les valeurs mesurees pour des

longueurs

d’onde inférieures a 2

A

se

placent

bien dans le

prolongement

^{de nos}

^{courbes ;}

- les mesures

d6jh

effectuoes dans notre domaine d’étude sont en bon accord avec nos

propres

determinations,

^a

1’exception

^{de la} pre- mi6re serie de mesures de A. J. Bearden

[7]

pour

781

l’argon,

l’écart variant alors de 12 A 25

%.

^{Il faut}

d’ailleurs noter que ^ses deux determinations _pour la raie

Loc,

^de

1’argent (4 145,6 uX) présentent

entre elles un 6cart de 15

% ;

- les valeurs d6termin6es par la m6thode de Jonsson sont

plus

faibles que les notres :

1’ecart, petit

^{vers 2-3}

A,

crolt ensuite assez

vite ;

pour

l’argon

^{il est de 10}

%

^{à 5}

^Å

^{et de 25}

%

^{A 8}

Å ;

pour le neon il ^est

respectivement

^{de 5}

%

^{et 8}

%.

L’accord entre nos mesures et les valeurs d6ter- min6es par la m6thode de Henke est

g6n6ralement meilleur ;

- la variation de

Jog lL/p

^{en fonction de}

log À

est,

d’apr6s

^nos mesures,

quasi-linéaire

pour

chaque

branche des courbes

d’absorption qui peuvent

^ainsi

etre

repr6sent6es

chacune par ^une formule dont les

param6tres

^{ont ete} determines par la m6thode des moindres carrés :

- Pour

l’argon :

- Pour le nion :

De leurs résultats

exp6rimentaux

pour

1’argon (cf. fig. 2)

^{Woernle et} Colwert avaient

6galement

d6duit des lois

empiriques :

pour ^À

3,87 A,

Woernle avait

propose : lL/p

⁼

43,54

^{À2.6 et} pour

À >

3,87 A : >/p

⁼

3,86 À2.1;

pour ^X 2

A

Colwert avait

suggere : lLl p = 34,5 X2-77 ;

^enfin

signalons

que Yu

[5], pour-

²

A,

^avait

trouve, toujours

pour

l’argon : Vfp

⁼

33,4

^{X2,8 +}

0,67

^À094

A part

^la

premiere

formule de

W oernle,

^ces expres-

sions sont assez

proches

des notres.

Le saut

d’absorption

^{K de}

l’argon,

^{d6fini comme}

le

rapport

des coefficients

d’absorption

^de

part

^et

d’autre de la

discontinuite

^et calcule a

partir

^des

formules

(3)

^et

(4),

^est

6gal

^a

(10,5 ± 0,8),

^r6sultat

en accord avec la valeur

10,1

tire directement des coefficients mesures. Ces valeurs sont tres voisines de celles d6termin6es

expérimentalement

par

Spencer (9,96)

^{et Woernle}

(10,0).

20

Comparaison

^avec les calculs

théoriques.

^-

ttant

donne le domaine

d’énergie

^étudié

(1,5-

6

keV),

^les

energies

de liaison K de

l’argon

^{et du}

neon

(voisines

^de

3,202

^et

0,867 keV) [22]

^ne

peuvent

^etre

negligees

^devant

Fenergie

de relectron

6ject6

par le

photon

^et

l’approximation

^{de Born}

n’est pas

applicable

ici. Nous avons donc

compare

nos résultats aux valeurs que ^{nous avons} calcul6es a

partir

de la formule de Stobbe

[23] qui

^tient

compte

des effets de liaison. Pour la

longueur

d’onde de 3 100 uX choisie a titre

d’exemple,

^nous

avons obtenu : sx

(argon)

⁼

6,37

^{X 104}

barns/at

(valeur

mesur6e : cr ⁼

5,39 x

¹⁰¹

barns/at),

air

(neon)

⁼

7,83

^{x 103}

barns/at

On voit que les sections efficaces ainsi calcul6es pour la couche K sont

d6jh supérieures

^de

plus

de 20

%

^{aux sections efficaces} totales mesur6es.

On

peut

^{conclure de cet}

exemple

que meme la for- mule de Stobbe ne

permet

pas ^une evaluation assez

precise

de 1’effet

photoélectrique quand

^les

energies

de liaison des electrons sont

proches

^de

1’energie

^du

rayonnement

^incident.

C. DETERMINATION DE LA FORCE D’OSCILLATEUR

DU NIVEAU K ^{DE L’ARGON. -} Si

(y/p)K

^{est la}

contribution des electrons K au coefficient

d’absorp-

tion

massique

^de

1’argon,

^{la force} d’oscillateur

fKc

pour les transitions du niveau ^vers les 6tats du continuum s’écrit

[24] :

Afin de calculer

l’int6grale (6),

^on

peut remplacer (V,lp).K

par ^une formule

empirique

tir-6e des rela- tions

(3)

^et

(4).

^{Mais cette méthode est moins}

pre-

cise que

l’int6gration graphique

^que nous avons

effectuée: pour determiner

(u/p)K

pour

chaque longueur d’onde,

nous avons

prolonge

la courbe de la

figure

²

jusqu’a l’origine,

^en utilisant les mesures

ant6rieures cit6es

plus

^{haut en} dessous de

2 A

^et

prolonge

^de

meme,

pour les

longueurs

d’onde infé- rieures a xK, la courbe 6tablie _{pour les}

longueurs

d’onde

superieures, qui correspond

^{done a la con-}

tribution des electrons L et M a

l’absorption photo- électrique (nous

^avons

6galemeiit

^fait passer ^cette courbe _par

l’origine).

^{Nous avons ainsi}

trouve, compte

^tenu des incertitudes sur les valeurs

de V. /p :

A cette

valeur,

^{il faudrait en}

principe ajouter

^les

forces d’oscillateur des transitions de la serie is -¿. np

(n > 4).

Mais leurs valeurs sont trjps

faibles,

^comme

l’indiquent

^les calculs de Wata- nabe

[25]

^{effectu6s a}

partir

^{des mesures de}

Schnopper [12] : f(Is

-->

4p) == 1,8

^X

10-3 ; 1(1s

-->

5p)

⁼

0,57

^X 10-3. Notons que ^{la valeur}

d6duite

_par J. A. Bearden et Wheeler

[26]

^{des for-}

mules

empiriques d’absorption

^{de Woernle est}

1,61,

valeur notablement

superieure

^{a la notre et}

proba-

blement erron6e.

Le calcul

th6orique

^de

fK peut

8tre eff ectue par

plusieurs

^{m6thodes :}

- La m6thode de

Sugiura [27]

^{et de Honl}

[28], qui comporte

le calcul des elements de matrice de toutes les transitions

possibles depuis

^{le niveau K}

vers un 6tat du continuum. Pour ces

calculs,

^on

est amene a utiliser des fonctions d’onde

hydro- génoïdes

^{en tenant}

compte

^{de 1’eff et d’6cran des}

électrons K et de l’interaction des electrons K avec

782

le

potentiel

cree par les électrons des couches externes. Utilisant la formule donn6e dans le cas

de

l’approximation dipolaire électrique,

^{nous avons}

obtenu

fKe =.1,45.

^D’autre

part

^{Platzman et}

Durup [29],

^{avec les memes}

hypotheses

que Honl mais par ^un

proc6d6

de calcul different

(ils

^ont

eff ectue une

integration graphique

^sans

approxi-

mation de

calcul)

^{ont 6tabli une formule}

qui

^donne

un r6sultat extramement voisin :

1,44.

- La m6thode

plus simple

de J. A. Bearden et

Wheeler

[27] qui part

^{de la}

r6gle

de sommation des forces d’oscillateur de Thomas-Reiche-Kuhn

[30],

donnant 2 pour la valeur

th6orique

de la force d’oscillateur du niveau K. S’il est tenu

compte

^de

l’occupation

d’un certain nombre d’états

discrets,

cette valeur est remenee I"

no 6tant le nombre

quantique principal du premier

6tat discret non

occupe.

11 suffit alors de calculer les forces d’oscillateur des transitions vers les niveaux

occupés.

^Utilisant les fonctions d’onde de Hartree

[31],

^{Bearden et Wheeler ont} ainsi d6ter- min6 les

I K

^de

quelques

elements. Nous avons

repr6sent6,

^a

partir

^{de leurs}

valeurs,

la variation de

fK

^en fonction de Z et évalué a

1,47

^{la force}

d’oscillateur

I K

^de

l’argon.

Nous trouvons donc un accord assez

remarquable

entre les calculs

th6oriques

^{et nos mesures, et nous}

sommes ainsi conduits a retenir pour la force d’oscillateur du niveau K de

1’argon

^{une valeur}

vosine de

1,46.

IV. Les processus doubles

d’absorption.

^{- Au}

cours de

1’enregistrement

continu des

spectres d’absorption

^de

1’argon

^{entre 2 et 8}

A,

^{nous avons}

recherche

systématiquement

1’existence de pro-

cessus doubles dans

l’absorption,

c’est-a-dire de

ph6nom6nes

li6s a l’interaction simultan6e d’un

photon

^avec deux electrons d’un meme atome

(le

neon ne

pr6sente

^aucune

possibilité

^{de ce} genre dans ce domaine

d’énergie).

De telles transitions

peuvent

etre de différents

types

suivant que l’état final de l’un ^ou 1’autre des deux electrons est un

6tat libre du continuum ou un 6tat lie de l’atome : excitation simultan6e des deux

electrons, ejection

d’un electron et excitation de

l’autre, ejection

^des

deux electrons.

Des raies de resonance attribuables a 1’excitation simultan6e de deux electrons ont

d6ja

^{ete mises en}

evidence dans les

spectres d’absorption

^{UV de}

quelques

^elements

(baryum [32],

^calcium

[33]).

Plus

r6cemment,

^{Madden et}

Codling [34]

^ont

observe,

^{dans le}

spectre d’absorption de’l’h6lium,

entre 180 et 210

A,

^une serie de raies attribuables à des excitations

doubles,

^{et dont les}

probabilités

ont ete 6tudi6es par

Cooper,

^{Fano et Prats}

[35].

Derni6rement

enfin,

^{Madden et}

Codling [36]

^ont

relev6 dans le

spectre d’absorption

^du

krypton,

vers

400 A,

^une serie de raies

analogues.

Toutes ces transitions ne font intervenir

que’des

electrons externes. Dans le domaine

X,

^{il n’existait}

jusqu’a

maintenant que la mise en evidence par

Schnopper [12]

^{dans le}

spectre d’absorption

^de

1’argon

gazeux, d’une raie de resonance attribuable a l’excitation simultan6e d’un electron is et d’un electron

3p.

RÉSULTATS OBTENUS. ^- 11 n’existe _{pas, pour} les faibles num6ros

atomiques,

de travail

comparable

a celui effectue sur les elements lourds _par Y. Cau- chois

[37] qui,

par 1’etude de leurs raies hors-dia- gramme, ^a pu dresser ^un

premier

^{tableau des}

niveaux

d’énergie

d’atomes ionis6s en couche pro- fonde. Nous ne

disposions

^{que des valeurs des}

niveaux de monoionisation

K,

^{L et M dans l’atome}

neutre

d’argon

donn6es par Y. Cauchois

[24],

valeurs

qui

situaient le domaine

d’absorption

double K - L a une

6nergle superieure

^d’environ

250 eV au moins a

1’energie

^{du niveau}

K,

^{et le}

domaine

d’absorption

double K - M a

plus

^de

12 eV de cette meme

6nergie.

^Nous avons enre-

gistre

^{dans ces deux}

regions spectrales

^une

quinzaine

de clich6s avec des

temps

de pose allant

jusqu’A

15 heures. Le cristal utilise était un

quartz

^taille

parallèlement

^au

plan

1120. Nous avons

employ6

la

pression

maximum de gaz utilisable

(100

^mm

Hg)

Nous avons pu ainsi ^{mettre en}

evidence,

^{dans la}

region d’absorption KM,

deux raies de

r6sonance,

distinctes des structures

d’absorption

^K propre- ment dites. La

figure

⁴

repr6sente

la variation du coefficient

d’absorption massique p.,fp

^{en fonction}

de

1’6nergie :

^{le zero de}

1’6nergie

^a ete choisi au

pic

^{Px de la}

premiere

raie de resonance

qui

^corres-

pond [10]

^a la transition

monoelectronique IS2 -> ls 4p.

Les valeurs de

plp

observables au

maximum des raies sont fortement influencées _par les conditions de

pression

^et les effets instrumen- taux et nous ne les avons pas d6termin6es ^avec

pr6-

cision. C’est

pourquoi

^les raies de resonance ont ete trac6es en

pointill6s.

La

raie,

^{not6e ici}

P1,

^se

situe, d’apres

^un

grand

nombre de mesures effectuées sur une dizaine

d’enregistrements,

^a

(21,8 ± 0,1 eV)

^du

pic

^PK.

Schnopper

^1’avait mesur6e a environ 22 eV du meme

pic.

^{La raie}

P2

^{est situ6e a}

(33,8 ± 0,1 eV)

de Pg ^et

n’avait,

^{a notre}

connaissance, jamais

^6t6

observ6e.

Ayant repris

^et

precise

^{certaines mesures}

depuis

la

parution

^d’une

pr6c6dente

^note

[38],

^{nous avons}

mis en evidence une différenee de densite

optique,

done de coefficient

d’absorption,

^de

part

^et

d’autre

de la raie

P, ( fig. 5).

^Le

prolongement

de la courbe d’ionisation

simple

^{a ete trace en}

pointill6s

^{sur la}

figure

^{4 et} fait ressortir ce

d6calage.

Cette diffé-

rence montre 1’existence d’un nouveau continuum au-dela de la raie

P1, correspondant

^{a une ioni-}

sation double

(ou

^{4 une} ionisation et 4 une exci-

783

FIG. 4. ^- Region d’absorption K - ^{M de} F argon.

, ..., raies ^de resonance ; - - - - -, prolongement de la courbe d’ionisation simple.

FIG. 5. ^- Enregistrement microphotométrique

de la raie d’excitation double PII, III.

tation

simultan6es).

Ce r6sultat serait ^en accord

avec les observations de

Schnopper.

Nous n’avons pas observe

jusqu’a

maintenant de telles transitions dans la

region spectrale

^{K - L.}

INTERPRETATION ET DISCUSSION. ^- Nous attri- buons la raie

P1

^{a une} transition simultan6e d’un electron Is et d’un electron

3p;

^{la raie}

P2

^{a une}

transition

analogue

^mettant

en jeu

^un electron is et un electron 3s. L’existence de seulement deux

raies,

^alors

qu’il

existe trois sous-couches

M, s’explique

aisément : la

separation

^{des niveaux M11}

et MIII n’est que de

0,2

^{oV dans}

1’argon

neutre, ^et

probablement

peu diff6rente dans

1’argon

^{ionise en}

couche

Is ;

^il n’est donc pas

possible

de r6soudre la raie

P1

^{en deux}

composantes,

^{vu sa}

largeur

^brute

a mi-hauteur. Pour la meme

raison,

^{on ne}

peut

observer les

démultiplications

6ventuellement introduites par ^le

couplage

^{des moments orbitaux}

et de

spins

^des électrons excites et des lacunes créées.

Les

r6gles

de sélection relatives aux moments orbitaux dans le ^cas de transitions a deux elec- trons

[39] permettent

^de determiner les

configu-

rations

possibles

des 6tats finaux

respectifs.

^Leur

application (ð.l1 = ± "I ð.l2

⁼

0,

iL

2 ; ll et 12

6tant les moments

orbitaux

^initiaux des deux

electrons), conduit, compte

^{tenu de la loi de conser-}

vation du

spin,

^aux résultats suivants :

- pour la raie

PX-MII.III :

On

peut

alors determiner les transitions les

plus probables

^en

appliquant

^les

règles

de selection determinees dans le

couplage

Russel-Saunders : AL ⁼

0,

±

1 ;

^{AJ =}

0,

+ ¹

(sauf

⁰ -->-

0).

^On

obtient ainsi :

-

pour la

^raie

PgsMIhIII ’

- pour la raie

PK-MI :

Nous allons supposer que ^la

configuration

^corres-

pondant

^{a la raie}

PX-MIIeIII

^est

784

et

6valuer,

^{dans cette}

hypoth6se,

la difference

d’énergie ðE1

^{entre cette}

configuration

^{et celle de}

1’etat final de la transition

correspondant

^{a la}

raie PR : Is 2S2

2p6

^3S2

3p6 4p.

Elle aurait pour valeur

1’energie

de la transition

3p5

^4S2 -->-

3p6 4p

dans un atome

d’argon

^{ionise en} couche 1s. Les niveaux

d’6nergie

^de

F argon

^{ainsi ionise} n’ont pas ete calcul6s

jusqu’a present.

^{Mais on}

peut

^avoir

un ordre de

grandeur

^de

1’energie

^{de cette transi-}

tion en assimilant les niveaux de cet atome a ceux

du

potassium

^{ionise en} couche 4s. Les tables de niveaux

atomiques [40]

donnent dans ce cas

1’energie

de la transition

3p5

^4s

-*,3p6.

^En

n6gli- geant

^{donc en}

premiere approximation

la diff erence

d’énergie

^entre les electrons 4s et

4p,

^{on trouve :}

ð.EI

⁼

20,4

^{eV. L’accord est donc assez bon avec}

la valeur

exp6rimentale

^obtenue

ici,

^soit

21,8 eV, mais,

^{s’il confirme} ]’ exactitude de notre

interpr6-

tation

(excitation

simultan6e d’électrons Is et

3p),

il ne

permlt

pas de choisir ^entre les

cinq

transitions

possibles

^{vu les}

approximations

^faites.

La difference

d’6nergie

^{entre les raies}

PX-MI

^et

PX-MII III

doit de meme etre peu différente de la

separation

^{3s -}

3p

^{dans un atome}

d’argon

^ionise

en couche Is. Il n’en existe pas de valeur calcul6e

theoriquement ;

^on sait seulement

qu’elle

^{est de}

15 eV dans

1’argon

neutre et de 16 eV dans le

potassium

^neutre

[24],

^{valeur a} comparer ^{avec le} r6sultat

experimental

^{de 12 eV.}

La sensibilite actuelle de

Fappareillage

^ne

^permet

pas de

pr6ciser

^{la forme r6elle des raies}

^en question,

ni d’observer d’autres termes des memes series.

Les considerations tr6s

approchées

faites ici font ressortir la necessite d’une th6orie

complète

^des

processus doubles

d’absorption

^{en ce}

qui

^concernE

les

energies

^des niveaux aussi bien _{que les}

proba-

bilit6s de transition.

V. Conclusion. ^-

L’enregistrement

continu des

spectres d’absorption

^de

l’argon

^{et du neon entre}

2 et 8

A

a

permis

^{de mesurer} le coefficient

d’absorp-

tion en fonction de la

longueur

^{d’onde et d’en}

d6gager

la loi de variation pour ^ces deux _gaz, d’en d6duire la force d’oscillateur du

niveau k

de

1’argon,

^ce

qui

^{a donne une valeur en accord avec}

les determinations

th6oriques,

^{et de mettre en}

evidence deux raies de r6sonance attribuables cha-

cune a

1’excitation sirriultanee

^{de deux}

electrons, dont

^l’un

appartient

^{a ’une couche}

interne,

^dans

l’atome d’ argon.

Ces recherches doivent etre étendues a d’autres gaz ^et a un domaine

plus large

^de

longueur

^d’onde.

L’auteur tient a

exprimer

^{ici tous ses remer-}

ciements a MIle le Professeur Y. Cauchois

qui

^a

dirig6

^{de tres}

pres

^ces recherches ainsi

qu’au

^Doc-

teur C. Bonnelle dont l’aide

bienveillante,

^{tout au}

long

^{de ce}

travail,

^{lui a ete tres}

precieuse.

Manuscrit requ le ³ mai 1965.

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