Dépolarisation et « quenching » du niveau 6 3P1 du mercure lors de collisions avec des gaz étrangers

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Dépolarisation et “ quenching ” du niveau 6 3P1 du mercure lors de collisions avec des gaz étrangers

Jean-Pierre Barrat, D. Casalta, J.L. Cojan, J. Hamel

To cite this version:

Jean-Pierre Barrat, D. Casalta, J.L. Cojan, J. Hamel. Dépolarisation et “ quenching ” du niveau 6 3P1 du mercure lors de collisions avec des gaz étrangers. Journal de Physique, 1966, 27 (9-10), pp.608-618.

�10.1051/jphys:01966002709-10060800�. �jpa-00206451�

608.

DÉPOLARISATION

ET ^«

QUENCHING »

DU

NIVEAU 6 3P1 DU

^MERCURE

LORS DE COLLISIONS AVEC DES GAZ ÉTRANGERS

Par J. P.

BARRAT,

^{Mlle D.}

CASALTA,

^{J. L. COJAN et J. HAMEL}

(1),

Résumé. ²⁰¹⁴ En n’utilisant _que la mesure du taux de

polarisation

^de la lumière de réso-

nance

optique

^{2 537}

Å,

^{les auteurs ont} déterminé les sections efficaces _pour la

dépolarisation

et le

« quenching

^» lors de collisions d’atomes de mercure

alignés

^{dans le niveau 6}

3P1

^{et de}

divers gaz. Par des ^mesures

indépendantes

^d’effet

Hanle,

^{ils ont} déterminé les sommes des sections efficaces de

dépolarisation (en

orientation ou en

alignement)

^{et de}

quenching.

^Les

résultats des deux séries de mesures sont en bon accord entre eux et en accord raisonnable

avec les

prévisions théoriques.

Abstract.

²⁰¹⁴

^By measuring only

^the

degree

^of

polarisation

^{of 2 537}

Å optical

^resonance

light,

^the authors have determined the cross sections for

depolarization

^and

quenching

^for

collisions between

aligned

mercury ^atoms in the

6 3P1

^{state and various} gases.

They

^have

also determined

by

^{Hanle effect} measurements the sums of the cross sections for

depolari-

zation

(with aligned

^{or oriented}

atoms)

^{and for}

quenching.

^Both measurements

give

^results

in

good

agreement ^{with each} other, and in reasonable agreement with theoretical

predictions.

PHYSIQUE 27,’SEPTEMBRE-OCTOBRE 1966, .

Introduction. ^-

Lorsque

^{des atomes d’une} vapeur

monoatomique

^sont

portés

^{dans un niveau}

excité,

on

observe,

^en

présence

de gaz

étranger,

^les

phéno-

mènes

appelés

^«

quenching

^{» et}

dépolarisation

^du

rayonnement

de fluorescence réémis. De nombreux

auteurs ont étudié

qualitativement

^et

quantita-

tivement ces

effets,

^en

particulier

^{dans le cas de}

l’excitation d’atomes de mercure dans le niveau 6

3 PI

par

absorption

^du rayonnement ^{de résonance} 2 537

À

^{-~- 6}

3P1) [1, 2, 3],

^{mais il est difficile}

d’interpréter simplement

les résultats des mesures

les

plus

anciennes. N’utilisant _pas

d’isotopes séparés,

les

expérimentateurs

excitaient en même temps, ^avec des intensités relatives souvent

incontrôlées,

^{la réso-}

nance

optique

des diverses composantes

hyperfines

de la raie 2 537

A ;

^{or le taux de}

polarisation

^{et les}

effets de

dépolarisation

varient de l’une à l’autre de

ces

composantes.

^{On ne tenait} pas compte ^non

plus

en

général

^{du «}

quenching

^»

apparent

^{lié à}

l’élargis-

sement et au

déplacement

des raies

d’absorption optiques

^en

présence

^de gaz

étranger (effet Lorentz) [1]

^{ni de}

l’allongement

^{de la durée de vie}

apparente

du niveau 6

3P,

^{lié à}

l’emprisonnement

^du rayon- nement de résonance

optique [4].

^{Les mesures}

plus

récentes

[3]

^ne

portent

^en

général

que ^sur les sections de choc

d’élargissement

de raies de résonance

magné- tique

^{ou d’effet Hanle et ne}

permettent

pas d’atteindre

séparément les, sections

^{de choc de}

dépo-

larisation

a2 ..

^{et de «}

quenching

^»

6Q.

^{Il nous a donc}

paru intéressant de

reprendre systématiquement

avec des _moyens

modernes,

^{les mesures de}

aD

^et

cri (1)

Faculté des Sciences de

Cacn,

Laboratoire de

Spectroscopie Atomique (Laboratoire

^{associé au}

C. N. R.

S.).

dans le cas du niveau

6 3Pi

^{du mercure et de con-}

trôler les résultats _par des mesures

d’élargissement

des raies d’effet Hanle en

présence

^de gaz

étranger, qui

^donnent

aD ⁺ ai.

^{Nous avons à cette occasion}

vérifié _{que, y} selon les

prévisions théoriques

d’Omont

[5]

^{et en accord avec les mesures de}

Faroux dans le ^cas de l’hélium

[6],

les sections de choc

d’élargissement

^des raies d’effet Hanle peuvent

être différentes selon _que l’on porte ^{les atomes de}

mercure dans le niveau 6 en les

alignant

^{ou en}

les orientant.

I.

Rappel

^{de résultats}

théoriques.

^{- 1~ L’EFFET}

HANLE EXPRIMÉ A PARTIR DE LA MATRICE DEN-

SITÉ. ^- Nous nous limiterons au cas des

isotopes pairs (sans spin nucléaire)

^{du mercure. Le niveau}

fondamental

6 ISO

^{a un moment}

cinétique

^{J =}

0 ;

le niveau excité 6

3Pi

^{a un moment}

cinétique

^J

= 1 ;

l’écart

énergétique

^{de ses} trois sous-niveaux Zeeman dans un

champ magnétique Ho

^sera

désigné

On excite les atomes avec la lumière issue d’une

source de

largeur spectrale supposée grande

^devant

la

probabilité

d’émission

spontanée

^{dans la tran-}

sition

6 3P1 --~ (T

⁼

1/r

⁼

1,18

^X

durée de vie du niveau 6

3P1 ~4J),

et

polarisée

^avec

un vecteur

électrique parallèle

^{au vecteur unitaire} eo.

Dans ces

conditions,

la matrice densité _po

qui repré-

sente

juste après

l’excitation ^un ensemble d’atomes

qui

^{viennent d’être}

portés

^{dans l’état}

6 3P1

^est

donnée par

[7] :

Les éléments de matrice de D entre l’état fonda-

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01966002709-10060800

mental f

> ^et les sous-niveaux

Zeeman m

> de l’état excité sont

[4]

(i, j, k,

^vecteurs unitaires des ^axes de

coordonnées ;

l’axe de

quantification

^étant

parallèle à k).

En l’absence d’interaction ^avec les molécules d’un gaz

étranger

^{et en} l’absence de diffusion

multiple,

l’évolution dans le

temps

de la matrice _p

qui repré-

sente les atomes excités satisfait à

[7]

où je est l’hamiltonien

représentant

l’effet Zeeman dans l’état excité : JC = hm

J. ;

^{7~ est}

proportionnel

au flux lumineux excitateur. On trouve

qu’à

^l’état

stationnaire,

la matrice densité a pour éléments :

Le flux lumineux réémis avec un vecteur élec-

trique parallèle

^{au vecteur unitaire e est} propor- tionnel à

[4, 7, 8]

On ^retrouve de nombreux résultats connus :

a)

Si l’excitation est

incohérente,

^{7t ou a+ ou 6_.}

p. ^est

diagonale,

^ainsi que ps. Si _par

exemple

^l’exci-

tation est

polarisée (lumière

^{incidente se} propa- geant ^suivant

Ox,

^{avec un vecteur}

électrique

^eo

parallèle

^à

Oz) (cf. fig. la)

^{le taux de}

polarisation

^de

la lumière de résonance

optique

^{réémise dans la}

direction

Oy

^{est 100}

% (lumière

totalement

pola-

risée avec e

parallèle

^à

Oz).

b)

Si l’excitation est ^« cohérente»

(il s’agit

^bien

entendu de cohérence

hertzienne) [9]

^{po n’est} pas

diagonale

^{et les termes} de cohérence dans _ps et I

représentent

^{l’effet Hanle. En}

particulier

^{en exci-}

tation ₆₊

+

^{a- cohérente}

(lumière

^{incidente se} pro-

pageant

^{suivant Ox}

polarisée rectiligne

^avec eo

parallèle

^à

Oy) (cf. fig. ^1b)

^{on trouve} pour le flux réémis suivant

Oy

^{avec e}

parallèle

^{à Ox :}

C’est la forme

classique

^du

signal

d’effet Hanle.

c)

^{Dans les} conditions d’excitation de

b,

^on

n’introduit de la cohérence hertzienne

qu’entre

^les

sous-niveaux

+ 1

^{et - 1 de l’état}

6 ~jP~.

^{Pour en}

introduire entre les trois sous-niveaux

(- 1, ^0, 1)

il suffit

d’opérer

^{avec une} lumière excitatrice

pola-

risée

elliptique qui

^se propage suivant

Ox ;

^en

parti-

culier une excitation ^en lumière circulaire droite ou

FIG, i.

gauche

^se

propageant

suivant Ox

correspond

^{à :}

eo ⁼

(k ~ (cf . fige ic).

On trouve pour les flux lumineux réémis suivant

Oy,

^{avec un vecteur}

électrique parallèle

^{à Ox et Oz}

respectivement :

Mais si l’on observe suivant

Oy

^{à travers un}

analyseur

circulaire droit ou

gauche,

^{les flux reçus}

sont :

Les termes en

(Or l(r2

⁺

C02)

résultent des effets de cohérence entre les niveaux m et m’ avec

m - m’ = +

^{1. Les} atomes ont été orientés et non

seulement

alignés [5].

^{Les termes}

d’alignement

^et

d’orientation ont d’ailleurs été

séparés

^dans

l’expres-

sion de

I~

^{en fonction} des éléments de matrice de _p..

La mesure de

permet ^{d’étudier ces effets en} éliminant les termes

usuels d’effet Hanle en

r2/(r2

⁺

4~).

^{L’allure de}

la courbe

représentant ^I+

^{-- I- en} fonction de

Ho

est celle d’une courbe de

dispersion.

20 EFFET DE LA DIFFUSION MULTIPLE. ^-

A. Omont

[10]

^montre que l’effet de la diffusion

multiple s’exprime

d’une manière

particulièrement simple

^{si on}

développe

la matrice densité

repré-

sentant les atomes excités suivant des matrices de base

qui

^{sont les}

composantes

^{de tenseurs irréduc-} tibles :

..

Dans les

expressions (7)

^et

(8) précédentes

^{on a}

en

particulier :

L’équation (3)

^{s’écrit en} l’absence de diffusion

multiple

pour ^un hamiltonien

représentant

^un

champ magnétique Ho

⁼

coly dirigé

^{selon Oz.}

On montre

[4, 10]

que l’effet de la diffusion mul-

tiple (emprisonnement

de la lumière de résonance

optique),

^y

quand

^la

pression

^de vapeur de mercure

n’est _pas trop

élevée,

^{est de}

remplacer

^{dans les}

équa-

tions

(11)

^et

(12)

^{la constante}

r,

^{inverse de la durée}

de vie du niveau

excité,

par trois constantes

rk dépendant

^{seulement de}

k,

^dont les valeurs sont :

x est un

paramètre compris

^{entre 0 et}

^1, qui repré-

sente

l’importance

^de

l’emprisonnement ; x

^est

égal

à la

probabilité

moyenne pour

qu’un photon

^de

résonance

optique

^réémis par ^{un atome à} l’intérieur de la cellule de résonance soit réabsorbé _par un

autre atome.

Les constantes de temps

qui apparaissent

^{dans les}

courbes d’effet Hanle

envisagées plus

^{haut :}

b),

courbe en forme

d’absorption r2~(r2 -~- 4CO2)

^et

c),

courbe en forme de

dispersion (ùf l(r2

+

Cù2),

^devien-

nent donc

respectivement r 2

^et

rl

^{au lieu de r.}

Cet effet a été vérifié

expérimentalement [4, 11].

30 EFFET DES COLLISIONS. ^- Omoni

[5]

^{a montré}

que l’effet des collisions contre les molécules d’un _gaz étranger ^{était de}

rajouter

^au second membre des

équations (11)

^{des termes de la forme}

où Zk ^est

mdépendant de q

^et

dépend

^seulement

de k. A

chaque ^Zk correspond

^{une section de choc}

sk

par la relation

N est le nombre de molécules _{de gaz}

perturbateur

par unité de

volume ; R

^{est la constante des} gaz

parfaits ;

^{T est la}

température absolue, M1

^et

M2

les masses moléculaires du mercure et du _gaz pertur- bateur.

a)

^{Pour k =}

^0, Pô

^{= 1 Tr o}

représente

^la

population

totale du niveau

6 ~jP~.

^{Le terme en}

Zo représente

^la diminution du nombre des atomes

dans ce

niveau,

^{donc les} collisions de ^«

quenching

^».

Nous poserons dans la suite

Zo - (section

^{efficace de «}

quenching »).

b)

^{Pour k = 1 ou}

2, Zk > Zo

⁼

Zg, puisque

^toute

collision faisant

quitter

^{à l’atome de mercure}

qui

^la

subit le niveau 6

3 PI,

^{détruit a}

fortiori

^{la contri-}

bution de cet atome à la cohérence et à la

polari-

sation.

’

Nous poserons

Les

ZD

^et

6D

décrivent donc l’effet des chocs

qui

détruisent la

polarisation

^{et la cohérence}

qui peut l’accompagner,

^{sans faire}

quitter

^{aux atomes le}

niveau 6

3 Pl.

^et

6D

^{sont les} sections efficaces de destruction de

l’alignement

^{et de} l’orientation res-

pectivement ;

^{il en résulte}

qu’en présence d’empri-

sonnement et de

collisions,

^{r doit être}

remplacé

^dans

les

expressions (6)

^et

(8) représentant

l’effet Hanle

respectivement

^{par :}

611 dans les termes en -i- ^4w"-

qui

^{sont liés aux}

P22.

dans les termes en

rw/r2 +

^w2

qui

^{sont liés aux}

pl,7.

40 PRINCIPE DE LA MESURE DE

6Q

^{ET - On}

pourrait envisager

^{de mesurer}

C12

^en étudiant le flux lumineux total réémis _par un nombre d’atomes de

mercure constant à excitation lumineuse

fixe,

^en fonction de la

pression

du gaz

étranger.

^{On voit en}

effet aisément _que ce flux est

proportionnel

^{à :}

(formule

^du type de Stern-Volmer

[1])

mais en

pratique,

^{la raie}

d’absorption

^est

élargie

^et

déplacée

par la

présence

^du gaz

étranger.

^{Il en}

résulte _que l’excitation

optique représentée par ?,

ne peut ^être corisidérée comme constante avec la

pression

^{du gaz}

étranger

^{et varie dans un sens diffi-}

cilement

prévisible, qui dépend

^en

particulier

^{de la}

forme et de la

largeur

de la raie émise _par la source

lumineuse excitatrice. Aussi avons nous

préféré

mesurer simultanément

ZQ

^et

ZI

pour

chaque

gaz

en mesurant le taux de

polarisation

^{de la lumière de}

résonance

optique,

^{en l’absence de tout effet de}

cohérence. Dans le ^cas d’une excitation lumineuse

(lumière

^se propageant ^suivant

Ox,

^{de vecteur élec-}

trique

eo

parallèle

^à

Oz)

^{on trouve} que les flux lumi-

neux réémis dans la direction

Oy,

^{avec vecteur élec-}

trique parallèle

^{à Oz et Ox}

respectivement,

^sont

proportionnels

^{à :}

~ , ^dépend

^{de la}

^pression

^{du gaz}

^étranger,

^mais

s’élimine si l’on mesure le taux de

polarisation :

zQ/r

^et

Z;¡r

^sont

proportionnels

^{à la}

pression

p du gaz

étranger

^{et aux sections de choc. On} peut poser :

d’où :

x peut ^{être déterminé} par ^{une mesure} de durée de cohérence

indépendante.

^{La courbe}

qui représente 11P

^{en fonction de} p permet ^la détermination de

ai

et Si

1 /P

^est

représentée,

^{aux erreurs}

près,

par

une droite en fonction _{de p,} on peut

prendre C2

^{= 0}

et la pente ^{de la droite donne}

al2.

Q

Si la courbure de

l’hyperbole représentative

de

11P

^ne peut ^être

négligée,

^{la limite de}

^{1 /P} quand

p --~ ^oo donne le rapport

al2fa2 ;

^la pente ^{de la} tangente ^à

l’hyperbole quand

^{p 2013~ 0 donne une}

combinaison linéaire de

6Q

^et

cr;2.

^{On en déduit}

les deux

paramètres G2

^et

aD

^avec

lesquels

^on

reconstitue la courbe

théorique

^donnant

11P

^en

fonction de _p, afin de la comparer ^avec la courbe

expérimentale.

REMARQUE :

^Un

procédé identique pourrait

^être

utilisé _pour mesurer

6Q

^et

6D,

^{mais il} faudrait alors exciter en lumière _{a+ et} observer les flux lumi-

neux a+ et ^6_

réémis,

^{donc exciter et} observer dans la même direction. Les difficultés

pratiques

^d’une

telle mesure sont évidentes et nous ne l’avons pas tentée.

50 PRINCIPE DE LA MESURE DE

6Q

⁺

al2

^{ET DE}

6Q

^{-~- - On excite en lumière a+ -~- a- + 7t}

cohérente,

par

exemple

lumière circulaire se propa- geant ^selon

Ox,

^{et on} observe la résonance

optique

suivant

Oy.

a)

^{Avec un}

analyseur

linéaire orienté selon

Ox,

^on

observe en fonction du

champ magnétique

^un

signal

d’effet

Hanle

^{de la forme}

1 + (2 1 Co /]Pl) 2

^avec

d’après (17) :

La

largeur

^à mi-hauteur des courbes obtenues donne

r",

^d’où

6Q ⁺ al2.

b)

^{Avec un}

analyseur circulaire,

^{on observe un}

effet Hanle

qui

^{est la somme de deux termes}

(cf. c,).

On

sépare

^donc le faisceau lumineux de résonance

optique

^à l’aide d’un diviseur de faisceau

qui n’altère

pas ^sa

polarisation

^{et on} recueille le flux lumineux dans

chaque

^{faisceau à} l’aide d’un

analyseur

^circu-

laire droit _pour

l’un, gauche

pour l’autre. La diffé-

rence des

signaux

recueillis est alors

proportionnelle

à :

avec

d’après (17)

l’abscisse du maximum de la courbe obtenue en

fonction de

Ho

^donne

T",

^d’où

a2 + 6D.

En

pratique, les procédés

^{de mesure} effectifs dif- fèrent _par certains détails de ces

procédés

^de

prin- cipe, ;

^{ils seront décrits en détail}

plus

^loin

(III,

²

et

I I I, 3) .

II.

Dispositif expérimental

^- 10 CELLULE DE

RÉSONANCE - GAZ ÉTRANGERS. ^- La cellule de réso-

nance est en silice

fondue, cubique,

^{de 3 cm}

d’arête,

une des faces étant étirée en

piège

^{à lumière et}

raccordée à un bâti de pompage. A l’aide d’une pompe ^à

palette

^{et d’une} pompe ^à diffusion

d’huile,

on peut ^{faire dans le bâti un vide}

poussé (de

^l’ordre

de

quelques

^{10-s mm de}

mercure)

^que l’on contrôle

avec une

jauge

^de

Penning.

Un robinet permet d’isoler le bâti des pompes, ^et

un autre permet ^{de le mettre en} communication avec une goutte ^{de mercure} naturel que l’on ^a distillé sous

vide

poussé.

^{Lors des mesures, la}

température

^{de la} goutte ^{de mercure est maintenue à -} 25 ~C environ à l’aide d’un

dispositif réfrigérant

^{à effet}

Peltier,

afin _que les effets de

l’emprisonnement

^restent

faibles. Un _gaz

étranger

peut ^{être introduit dans le} bâti à l’aide d’une microfuite. Sa

pression

^{est con-}

trôlée avec une

jauge

^{de Pirani}

qui

^{est étalonnée}

pour

chaque

^{gaz à la fin} des séries de mesures par

comparaison

^{avec une}

jauge

de MacLéod.

20 CHAMP MAGNÉTIQUE. ^{- La} composante ^hori- zontale du

champ

terrestre est

compensée

^{à l’aide}

de deux bobines de 9 cm de diamètre

placées

^autour

de la cellule en

position

^de Helmholtz. Le

champ

directeur

principal Ho

^est

vertical,

^{il est fourni} par deux bobines de 28 cm de diamètre en

position

^de

Helmholtz,

alimentées _par une alimentation stabi- lisée à transistors

(Fontaine

type

3050).

L’uniformité du

champ

^{ainsi obtenue dans le volume de la}

^cellule,

de l’ordre de 5 X

10-4,

^est suffisante _pour des

mesures de

largeur

^de courbe d’effet

Hanle,

^{dont la}

précision

^ne

dépasse

pas 1

%.

On détermine le

champ

en valeur relative en mesurant avec un poten- tiomètre AOIP

type

^P

12,

^{la d.} d. p. ^créée par le

courant

magnétisant

^{aux bornes d’une résistance}

maintenue à 0 °C. On a étalonné le

champ

^{en utili-}

sant la résonance

magnétique

du niveau

6 3P1

dont le facteur de Landé est connu

[11].

3~ EXCITATION OPTIQUE

(cf. fig. 2).

^{- On utilise}

FIG. 2.

du ^mercure naturel dans la cellule de résonance

optique

^et l’on désire ne pas exciter

optiquement

^les

isotopes impairs.

^On utilise donc une source excitée par

décharge

^haute

fréquence,

^{contenant de}

l’argon

sous une

pression

^de

quelques

millimètres de mercure et du ^mercure

2o2Hg

presque pur. La ^structure

hyperfine

^{de la} raie 2 537

A [12]

^étant

grande

devant la

largeur Doppler

^des

composantes

^on n’excitera ainsi _que les atomes

2’12Hg

dans la cellule de résonance.

Toutefois;

^{la source contient un très}

faible

pourcentage

^de

199Hg

^et

201 Hg.

^{On élimine}

leur excitation dans la cellule en

interposant

^{sur le}

trajet

du faisceau un filtre constitué _par une cuve C"

à faces

parallèles

^{de 1 cm}

d’épaisseur,

^{contenant un}

échantillon de mercure enrichi en

199Hg.

^{Ce filtre}

absorbe les composantes

hyperfines

^des

isotopes impairs,

^{sauf la} composante ^{b de}

201Hg [12]. I,’expé-

rience montre que le résidu d’excitation des

isotopes impairs

^{est très peu}

important

^{et peut être}

négligé.

Le taux de

polarisation

^de la lumière de résonance

optique

^en excitation 7t atteint en effet 95

%

^et

l’écart à la valeur

théorique

¹⁰⁰

%

peut ^{être attribué}

à la diffusion

multiple

^{et à}

l’imperfection

^des

pola-

riseurs.

Pour

polariser

^le

rayonnement

excitateur on

utilise des films

polariseurs

^{U. V.}

(Kâseman type

W

62).

^{Le taux de}

polarisation

de la lumière

qui

^a

traversé un film W 62 n’est _{que de} 80

% environ,

aussi doit-on en superposer trois _pour obtenir une

lumière suffisamment

polarisée

^{dans les mesures de}

taux de

polarisation

^en excitation 77. Le caractère

imparfait

^{de la}

polarisation

nécessite des corrections

(cf. plus

^loin

II1.1).

^{Pour les mesures d’effet}

Hanle,

la

qualité

^{de la}

polarisation

de la lumière excitatrice

est moins

importante.

On utilise deux

polariseurs

W 62 _que l’on fait suivre d’une lame cristalline dont les

lignes

neutres sont à 45° du

champ Ho

^{et du}

vecteur

électrique

^transmis par le

polariseur.

^La

lame n’étant _pas exactement quart ^d’onde pour 2 537

A

le calcul devra en tenir compte

(cf. plus

loin

111.3).

4~ DÉTECTION

(cf. fig. 2).

^- La cellule est

placée

dans une boîte noircie intérieurement

percée

^{de deux}

fenêtres,

^l’une pour l’excitation et l’autre très voi- sine de la face d’entrée de la cellule de résonance pour la détection. La face de sortie de la cellule est

placée

^au

foyer

d’une lentille en silice fondue

Ll.

Les faisceaux

parallèles

^obtenus traversent un

prisme

de Wollaston

W, puis

^{une lentille en silice}

fondue

L2.

^Le

prisme

^W divise le faisceau en deux faisceaux ayant

respectivement

^{un vecteur élec-}

trique

horizontal

(parallèle

^à

Ox)

^{et vertical}

(paral-

lèle à

Oz).

Les deux faisceaux sont

renvoyés

^sur

deux

photomultiplicateurs

^{PM 1 et PM 2 à l’aide}

de deux

prismes

^à réflexion totale en silice fondue

Pl

et

P2.

^Un

dispositif

permet d’introduire devant le

prisme

^{de Wollaston une lame} cristalline afin de transformer en

analyseurs

circulaires ou

elliptiques

les deux

analyseurs

^linéaires

qu’il

constitue. Les

courants

photoélectriques

^{sont mesurés à l’aide de la}

tension

qu’ils

^{créent aux} bornes d’une résistance de

charge,

^{mesurée elle-même avec un} multimesureur

Lemousy

type ERIC. Dans le cas où l’on veut sous-

traire les tensions

obtenues,

^{on utilise un voltmètre}

différentiel à haute

impédance

d’entrée BEC type 98 A.

III. Mesures et résultats. 2013 1~ MESURE DES TAUX DE POLARISATION. ^- Les courants

photoélectriques il

^et

i2

^reçus par les deux

photomultiplicateurs

^en

l’absence de lame cristalline sur le

trajet

^{du faisceau}

de détection sont

proportionnels

^{aux flux lumi-}

neux

Ix

^et

Ix

de résonance

optique polarisés

^{avec un}

vecteur

électrique parallèle

^{à Ox et Oz}

respecti- vement : il

⁼

k1 Ix, i2

⁼

k2 Ix.

^{Mais les coeffi-}

cients

k1

^et

k2

^sont différents en raison des sensi- bilités différentes des deux

photomultiplicateurs

^et

des

dissymétries

inévitables entre les deux faisceaux

séparés

par le Wollaston.

Aussi _pour mesurer P ⁼

(Ix

^{- -f-}

Iz)

^on

opère

^{de la}

façon

suivante. On

mesure il et i2 puis

on

interpose

^{devant le}

Wollaston,

^sans rien modifier

autrement à la

géométrie

^du montage, ^{une lame} demi-onde _pour 2 537

A,

^{dont les}

_lignes

^neutres

sont à 45° de Ox et Oz.

Après

^{traversée de cette}

lame,

les flux lumineux

I,,

^et

Ix

^{sont devenus}

tin

et

tIx (t

⁼ coefficient de transmission de la

lame)

mais leurs vecteurs

électriques

^{sont devenus}

paral-

lèles à Oz et Ox

respectivement.

^Les

photomulti- plicateurs

^{1 et 2 mesurent alors :}

L’expression théorique

^{de P donnée}

plus haut (1.4)

suppose que la lumière incidente est

parfaitement polarisée.

^{En raison de}

l’imperfection

^des

polariseurs

utilisés _pour

l’excitation,

les flux lumineux incidents

polarisés parallèlement

^{à Oz et}

Oy

^sont

respecti-

vement

proportionnels

^{à À}

et y

avec y « ^À. On

trouve alors pour

l’expression théorique

^{de P :}

x est déterminé avec la même

géométrie

par des

mesures d’effet Hanle

quand

^{p = 0. On trouve} que l’effet résiduel de

l’emprisonnement

^est

faible,

^mais

non

nul, lorsque

^la goutte ^{de mercure est à - 25 °C.}

Il est difficile

d’opérer

^{à une}

température

^inférieure

à ^- 25 °C ^avec le

dispositif réfrigérant employé ;

d’ailleurs les

signaux

de résonance

optique

^devien-

draient alors très

petits

^{et les mesures} difficiles. On

a trouvé x ⁼

0,03.

sation maximum _que l’on obtiendrait en l’absence de diffusion

multiple

^{et de} collisions

dépolarisantes.

L’extrapolation

^{de la} courbe donnant P en fonction

de la

pression

^de vapeur de mercure

quand

^celle-ci

tend vers zéro donne

Po

⁼

0,97.

On trouve alors :

Si la courbe

représentant 1 IP

^en fonction de _p

est une droite aux erreurs

d’expérience près,

^c’est

que l’on peut

prendre

^{dans la limite de ces erreurs}

al

^{= 0. La pente de cette droite donne alors}

crl’2.

Si la courbe

représentant 1/.P

^en fonction de _p

présente

^{une courbure non}

négligeable,

^on pose :

614

.La courbe

représentative

^{de cette}

expression

^en

fonction de est une droite dont l’ordonnée à

l’origine

^{donne et la pente une} combinaison linéaire de

ai

^et

92

^Comme

0,3~/(1 2013~c) ~ ^0,01

^les

termes

qui

contiennent ce coefficient sont en fait des

termes correctifs

petits,

^et

l’imprécision

^{de la mesure}

de ce coefficients n’affecte que très peu la

précision

des résultats. Les

figures 3,

^{4 et 5}

représentent

^les

FIG. 3

droites obtenues dans les deux cas

(ai

^{~ 0 et}

0)

pour les divers _gaz

étrangers

étudiés. Les sections de choc obtenues sont données

plues

^loin

(tableau I,

colonnes 1 et

2).

2o MESURES DE

6Q ⁺ d2.

^{- On}

interpose

^{sur le}

trajet

^du faisceau lumineux

excitateur, après

^les

polariseurs rectilignes,

^une lame cristalline dont les

lignes

^{neutres font un}

angle

^{de 450 avec}

Oy

^{et Oz.}

La lame dont nous

disposons

^n’est pas ^exactement quart ^d’onde pour 2 537

A,

mais introduit ^un

dépha-

sage 2oc voisin de

7r/2

^{entre les} vibrations

qui

^la

traversent

parallèlement

^aux

lignes

^{neutres. II en}

résulte _que eo ⁼

(sin oc)

^k

⁺

ⁱ

(cos oc) j (lumière

incidente

elliptique

d’axes sin a et cos ce,

parallèles

Fic. 4.

FIG. 5.

à Oz

et Oy respectivement).

^On

n’interpose

pas de lame cristalline devant le

prisme

de Wollaston à la détection. Le

signal

reçu par l’un des

photomulti-

plicateurs

^{est alors constant. Celui} que

reçoit

^l’autre

615

dépend

^du

champ magnétique

^{selon une loi en}

A -~- +

4c~).

^On oppose les deux

signaux

reçus ^{et on}

agit

^{sur les tensions} d’alimentation des

photomultiplicateurs

^{de manière à} annuler leur diffé-

rence pour ^m

grand.

^{On trace alors la courbe}

expéri-

mentale de la différence des deux

signaux

^{en fonc-}

tion de

Ho,

de la forme

+ 4(ù2)

^{et on} déduit r"

pour les conditions de la mesure. La mesure pour p ⁼ 0 donne la valeur du

paramètre x

de diffusion

multiple.

^{Les mesures pour}

p ~

⁰ permettent ^de

tracer les courbes

représentant

^{T" en fonction} de p.

Ce sont des droites _pour

chaque

gaz, dont la pente donne

6Q

^-t-

gl2.

^La

figure

⁶

représente

^{un ensemble}

FIG. 6.

de courbes d’effet Hanle pour

l’oxygène (toutes

^les

courbes du réseau ont été ramenées à la même

amplitude)

^{et les}

figures

^{7 et 8}

représentent

^les

droites obtenues pour les divers _gaz. Les valeurs obtenues pour

ai +a]2

^sont

portées

^{dans la}

colonne 3 du tableau 1.

3° MESURES DE

C2

⁺

a~2.

^{- On}

opère

^comme

ci-dessus,

^{mais en}

interposant

^sur le faisceau de détection devant le Wollaston une lame cristalline dont les

lignes

^{neutres font un}

angle

^{de 45~ avec Ox}

et Oz. Si la lame était exactement quart ^d’onde pour 2 537

Á,

^on obtiendrait

l’équivalent

^{de deux}

analyseurs

circulaires devant les deux

photomulti- plicateurs.

^{Mais la lame n’est} pas exactement quart

FIG. 7.

Fig 8.

d’onde et introduit un

déphasage

2a’ voisin de

entre les vibrations

qui

^la traversent

parallèlement

^à

ses

lignes

^neutres. On détecte sur les

photomulti-

plicateurs

la lumière de fluorescence

qui

^{a un vecteurs}

électrique parallèle

^{à :}

Les flux lumineux

correspondants

^{sont :}

Les termes en cos oc’ sin «’ sont les seuls inté-

ressants. Avec les notations d’Omont

[5]

^ils

dépen-

dent de Ce sont des fonctions

impaires

.

co/r"

de _w ,

proportionnelles

^{à i}

+ (w’/I’ ) + (Cù Ir’) 2.

^{. Les autres}

termes sont des fonctions

paires

^{de w. On}

ajuste

^les

tensions d’alimentation des

photomultiplicateurs

^de

telle sorte que le

signal d’opposition

^{de leurs deux}

courants soit aussi voisin _que

possible

d’une fonction

impaire

^{de Cù. Il est}

pratiquement impossible

^d’éli-

miner entièrement les termes

qui

^{sont fonctions}

paires

^{de w ; on achève de les éliminer en} traçant la courbe

expérimentale qui représente

^le

signal d’opposition quand

^{w varie de - oo à}

⁺

^{oo, et en}

la

décomposant

^{en une somme de deux}

fonctions,

l’une

paire,

^l’autre

impaire.

^Cette

décomposition

^est

unique

^{et la fonction}

paire

^{a un maximum}

petit

devant celui de la fonction

impaire.

^On peut vérifier que la forme de la fonction

paire

^est celle d’une courbe de Lorentz de

largeur

^1,"

(h"

ayant ^d’ailleurs été

déjà mesuré).

On vérifie enfin _que la fonction

impaire

^{a bien la forme}

prévue ; la:distance

^{de ses}

maxima permet de déterminer r’. Pour

chaque

gaz, la pente ^{de la} droite

représentant

^{r’ en fonction} de p permet ^de déterminer

-~- al2.

^La

figure

⁹

repré-

sente un ensemble de courbes d’effet Hanle _pour diverses

pressions d’argon

^{et les}

figures

^{10 et 11}

représentent

^{les droites} obtenues pour les divers _gaz.

Les résultats _pour

aô

⁺

6D2

^{sont donnés au tableau I}

(colonne ~~).

4° RÉSULTATS. ^- Nous avons mesuré les sections de choc

6Q, aD

^et

dD2,

pour les _{gaz rares,}

l’azote, l’hydrogène, l’oxygène, l’oxyde

^{de carbone et le gaz}

carbonique.

Les résultats sont donnés _par le tableau I. Tant _que la

pression

du gaz

étranger est

assez faible _{pour que} le ^«

quenching

», s’il

existe,

^et

la

dépolarisation,

^restent

faibles,

^le

rapport signal

sur bruit est bon

(de

l’ordre de

100) ;

^il

peut

^aux

plus

^fortes

pressions

^descendre

jusqu’à

^{20. La}

mesure des taux de

polarisation

^{se fait avec une}

erreur de l’ordre de

quelques

pour ^cent. L’erreur

sur les mesures de 1" et ru ne devrait _pas

FIG. 9.

dépasser

²

%

^{aux faibles}

pressions

^{3 à 4}

%

^aux

plus

fortes,

La jauge

de Pirani étant étalonnée _pour

chaque

gaz, l’erreur sur les

pressions

^ne

provient guère

que des erreurs de lecture et ne doit _pas

dépasser

^{2 à 3}

%.

^Nous pensons dans ces conditions que la _marge d’erreur maximum ^sur les sections de choc est de 5 à 10

%

^{selon les cas.} On vérifie d’ail- leurs _que les sommes des valeurs de

aQ

^et

aD

^mesu-

rées par l’intermédiaire du taux de

polarisation

^coïn-

cide bien dans les limites d’erreur avec leur somme

mesurée directement _par l’effet Hanle.

Lorsque

^nous

admettons

aà

^{= 0 cela}

signifie

que la courbe don-

nant

1 /P

^en fonction de _p est en accord avec

1

A2.

On a donné à titre de

comparaison

^les

résultats obtenus _par Brossel

r3]

pour

6Q ^-~- 6D qui

617 TABLEAU 1

N. B. ^- Toutes les valeurs sont en

A2.

sont en

général

^{en bon accord avec les nôtres. Enfin}

nos résultats sur l’hélium sont en bon accord avec

les déterminations récentes de Faroux

[6].

5~ COMPARAISON AVEC LES PRÉVISIONS THÉO- RIQUES. ^- Les

prévisions théoriques

^les

plus

récentes sont celles de

Byron

^et

Foley [13]

^{et celles}

d’Omont

[5].

^{Elles ne} concernent que le cas des gaz

rares. Il est malheureusement difficile de les con-

trôler

quantitativement.

^Une

comparaison

^détaillée

nécessite en effet l’évaluation de r2 ~, moyenne du carré de la distance au noyau d’un électron

optique

^{dans l’atome de mercure et dans celui du}

gaz ^rare. Les auteurs cités utilisent des fonctions d’onde de Slater

[14J,

^{mais il nous semble} que les rayons

atomiques

moyens donnés par ^ces fonctions

sont sensiblement trop

grands,

^surtout pour le ^mer-

cure et les _gaz rares de numéro

atomique

^élevé

(Kr

^et

Xe).

FIG. 11.

Il est moins direct de comparer des rapports ^de sections de choc avec les

prévisions théoriques,

^mais

les r2 > peuvent ^{alors être éliminés. A ce}

point

de _vue, on s’attend bien à trouver 0 pour les gaz rares, ^et Omont

prévoit

^un rapport ^de l’ordre de

1,1,

^{la valeur}

précise dépendant

des appro- ximations laites _pour les collisions à très faible para- mètre

d’impact.

Les résultats

expérimentaux

^vont

de

1,04

^à

1,28 (tableau ^II,

^colonne

1),

^{et l’accord}

avec la théorie est donc satisfaisant. Il l’est beau- coup moins si l’on _compare

6D

pour le niveau

6 3P,

du mercure avec les valeurs

6D

^donnés par Tittel

[15]

pour le niveau 6

3p2 (tableau ^II,

^colonne

2). L’expé-

40