Mesure du rapport entre les moments magnétiques du niveau 2 3s1 de 4He et du niveau fondamental de 3 He

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Mesure du rapport entre les moments magnétiques du

niveau 2 3s1 de 4He et du niveau fondamental de 3 He

M. Leduc, F. Laloë, J. Brossel

To cite this version:

M. Leduc, F. Laloë, J. Brossel.

Mesure du rapport entre les moments magnétiques du niveau

2 3s1 de 4He et du niveau fondamental de 3 He. Journal de Physique, 1972, 33 (1), pp.49-58.

�10.1051/jphys:0197200330104900�. �jpa-00207226�

49

MESURE

DU

RAPPORT ENTRE

LES

MOMENTS

_MAGNÉTIQUES

DU

NIVEAU

_{2 3S1}

DE 4He ET DU

NIVEAU FONDAMENTAL

DE 3He

M.

_LEDUC,

F.

LALOË

et J. BROSSEL

Laboratoire de

_{Spectroscopie}

Hertzienne de l’E. N.

S.,

24 Rue

_Lhomond,

Paris 5e

(Reçu

le

_{21 juillet}

₁₉₇₁₎

Résumé. - On décrit dans cet article

une expérience de pompage

optique

d’un mélange gazeux des deux isotopes 3He et 4He, dans

_lequel

une _décharge faible est entretenue. Ceci _permet d’orienter

simultanément le niveau métastable 2 3S1 de 4He et le niveau fondamental 1 1S0 de _3He, et de

mesu-rer leurs fréquences de résonance respectives vJ et vI dans un même _{champ magnétique. Après} un

grand

nombre de vérifications destinées à éliminer les erreurs _{systématiques,} cette expérience nous a

permis de mesurer avec une _{grande précision} le _rapport des _{fréquences :}

vJ(4He, 2 3S1)/vJ(3He, 1 1S0) =

864,023 92 ± 6 10-5.

On _peut utiliser ce _résultat, combiné avec un certain nombre de mesures _{antérieures, pour} obtenir

une nouvelle détermination du _rapport des facteurs de Landé

_{électroniques :}

gJ(4He, 2 3S1)/gJ(H, 1 2S1/2)

= 1 - _{(21,6 ± 0,5)} 10-6.

Cette dernière valeur est en _léger désaccord avec celle d’une mesure directe _(mais moins _précise)

ainsi qu’avec une valeur théorique obtenues précédemment par d’autres auteurs.

Abstract. - In this paper, _we describe _an optical pumping experiment performed _{on a}

gaseous mixture of the two 3He and 4He isotopes, to which a weak discharge was _applied. In this way we

simultaneously oriented the 2 3S1 metastable state of 4He and the 1 1S0 ground state of 3He and we

measured their resonance frequencies vJ and vI in the same _magnetic field. We _performed a _great

number of verifications, in order to eliminate _systematic errors and thus obtained with _precision the ratio of the _{frequencies :}

vJ(4He, 2 3S1)/vI(3He, 1 1S0) = 864,023 92 ± 6 10-5.

One can combine this result with several other measurements to obtain a new determination of the electronic Landé g-factor ratio :

gJ(4He,

2 3S1)/gJ(H, 1 2S1/2) = 1 - (21.6 ±

0.5) 10-6.

This value slightly desagrees with a direct _(but less _precise) measurement and also with a

theoreti-cal value

previously

derived by other authors.

LE JOURNAL DE PHYSIQUE TOME _33, JANVIER _1972,

Classification Physics Abstracts :

13.23

Introduction. - En

Physique Atomique,

l’étude des atomes et des ions

_{hydrogénoïdes}

(H,

He+,

muonium,

positronium, etc...)

présente

un

grand

intérêt. Ils consti-tuent des

_systèmes

quantiques

très

_simples,

_pour

lesquels

on

_peut

obtenir par le calcul des résultats

théoriques

d’une très

grande précision.

Aussi les résul-tats

_{expérimentaux}

sur ces atomes fournissent un test

extrêmement sensible de la validité des théories

employées.

On sait _par

_exemple

_que l’excellent accord entre les

_prévisions

des calculs et les résultats de

mesures de haute

précision

(comme

celle du «

Lamb-shift » de

l’hydrogène)

a fourni une confirmation

remar-quable

de

l’électrodynamique

quantique

[1].

Les atomes et les ions à deux électrons

_(He,

_{Li +,}

etc...)

sont des

_systèmes

_quantiques

un _peu moins

simples. Cependant

ils se

_prêtent

encore à des calculs

très

_précis

dont il est

_également

intéressant _de compa-rer les

_prévisions

aux résultats

_{expérimentaux :}

i ceci

permet en

_particulier

de vérifier la validité de

_{l’équation}

de Breit

_[2],

en confirmant l’existence de certains effets

qui

en

_découlent,

notamment diverses corrections rela-tivistes au moment

_magnétique

d’un atome à deux électrons.

Dans le cas de

l’hélium,

une telle étude ne _{peut pas} porter sur le niveau

_fondamental,

_qui

ne

_possède

aucun

moment

_{cinétique électronique.}

Par contre le niveau métastable 2

_’SI

semble très

_approprié,

car il

_présente

un

_magnétisme

dû au

_spin

des deux électrons. Aussi

Perl et

_Hughes

ont-ils

calculé,

à

_partir

de

_{l’équation}

de

Breit,

le facteur de Landé de l’hélium dans cet état métastable

_{[3] ;}

ces auteurs tiennent _compte de deux corrections

(l’une

de _type

_{Breit-Margenau [4],}

l’autre

qui correspond

à un effet de

_blindage

diamagné-tique

[5]),

qui s’ajoutent

aux corrections radiatives

responsables,

pour

chaque

électron,

de son moment

magnétique

« anormal ».

De

plus

Drake,

Hughes

et coll. ont vérifié

expé-rimentalement ces résultats. En utilisant la méthode

des

_{jets atomiques,}

ils ont mesuré avec une

précision

de l’ordre de

10-6

_[6]

le _rapport

gJ(4He,

2

_3S1)/gJ(H,

1

_2S1/2)

entre les facteurs de

Landé du niveau métastable

_triplet

de l’hélium et du

niveau fondamental de

_{l’hydrogène,}

confirmant aussi le résultat antérieur moins

précis

de

_Hughes

et coll.

_[7].

Etant donné _{l’intérêt que}

_présente,

pour sa compa-raison avec la

théorie,

la connaissance du moment

magnétique

du niveau métastable 2

_’S,

de

l’hélium,

il nous a _paru utile d’en effectuer une nouvelle mesure,

indépendante

des

précédentes.

Dans

l’expé-rience décrite

ici,

la

_quantité

déterminée de

façon

directe est le _rapport

_JlJ(4He,

2

_{3S1)/ Jl¡(3He,}

1

_’SO)

entre le

moment

_{magnétique électronique}

du niveau

méta-stable

_triplet

de 4He et le moment nucléaire

₍₁₎

de

l’atome 3He dans l’état fondamental

_(le

rapport entre ce dernier et le moment

_magnétique

du _proton dans

l’hydrogène

étant

_déjà

connu avec une

grande

préci-sion

_[8],

_[9]).

L’orientation des différents niveaux est obtenue par pompage

optique, appliqué

à une cellule contenant un

_mélange

_{gazeux des} deux

isotopes

3He et

_4He,

dans

_lequel

on entretient une

_décharge

faible.

La

_précision

_{obtenue pour} cette mesure, de l’ordre

de

_{10-7 ,}

est

_supérieure

à celle de la mesure de

_Drake,

Hughes

et coll.

_déjà

citée

_[6].

_Cependant

la valeur

trouvée

_présente

un net désaccord

_(de

l’ordre

de 2 x

10-6)

avec les résultats antérieurs.

Dans une

première partie,

nous faisons une

descrip-tion

_générale

de

_{l’expérience :}

nous en donnons le

principe,

en

_expliquant

les mécanismes de transfert d’orientation entre les divers niveaux

_atomiques

dans la

décharge ;

ensuite nous détaillons le _montage

expéri-mental. Dans une seconde

partie,

nous

_présentons

les résultats obtenus et discutons les sources d’erreur

possibles.

En

_particulier

nous décrivons en détail les différentes vérifications _que nous avons effectuées afin

d’éliminer les erreurs

systématiques.

Nous terminons

par une

comparaison

avec les résultats

antérieurs ;

enfin nous discutons les

origines possibles

du désaccord de notre

_expérience

avec ceux-ci.

I.

_Principe

et

_description

de

_{l’expérience.}

-a)

POMPAGE OPTIQUE DE L’HÉLIUM. COUPLAGE ENTRE LES ORIENTATIONS DES DIFFÉRENTS NIVEAUX. -

a)

Cas de

3He

pur. -

Rappelons

comment

_Colegrove,

Schearer

( 1) Bien sûr, du fait des corrections diamagnétiques, le moment

mesuré n’est pas exactement le même que celui d’un noyau

3He isolé.

et Walters ont les

_premiers

_{obtenu par pompage}

_optique

l’orientation nucléaire de 3He dans le niveau fonda-mental

_IlS0

_{[10] :}

une

_décharge

faible dans l’hélium

gazeux sous une

_pression

faible

_(de

l’ordre de

_0,1

à

2

_torr)

_porte un certain nombre d’atomes dans le niveau métastable 2

_3S1

_(la

_proportion

des atomes dans

l’état

_{2 3S1}

étant de l’oldre de

10-5

à

_10-6).

Ces

atomes métastables sont soumis au _pompage

optique

à l’aide de la raie À = 10.830

.A.

polarisée

circulairement

(transition

2

3S

H 2

_3P).

Sous l’effet des collisions

d’échange

dE

_{métastabilité,}

les orientations des niveaux

métastable 2

_3S1

et fondamental

_11So

sont fortement

couplées :

il en résulte une orientation nucléaire de

3He,

que l’on peut détecter _par

_exemple

en mesurant

l’ab-sorption

de la raie A. = 10.830

A

_par la vapeur.

Ce n’est toutefois pas la seule méthode pour détecter cette orientation nucléaire. On _peut

_également

utiliser le fait

_qu’elle

est transférée à divers niveaux de 3He

lors du _processus d’excitation des atomes _{par la}

décharge :

sous l’effet du

_couplage

_hyperfin

dans ces

niveaux,

cette orientation nucléaire _peut

_alors,

dans certaines

_conditions,

se transformer en orientation

électronique

de ces états

excités,

ce

qui

se traduit _par une

_polarisation

circulaire des raies lumineuses émises

par les atomes

_[11].

La mesure de cette

_polarisation

optique,

par

exemple

pour les raies À = 5.876

A

(transition

3 3D --+

_{2 3P),}

ou 6.678

A

(transition

31D-2

_{1 P)}

fournit un

_procédé

commode et très sensible

de détection de l’orientation nucléaire de 3He dans

l’état fondamental

_[12].

Comme nous avons vu _que cette orientation est fortement

_couplée

à celle du niveau métastable 2

_3SJ@

il est clair _que le même

_procédé

est

applicable

pour détecter la résonance

magnétique

de

l’un des deux sous-niveaux

_hyperfins

de cet atome métastable

_[13].

fl)

Cas d’un

_{mélange 3He-4He.}

- Considérons main-tenant le cas où la cellule contient non

_plus

du _gaz 3He

pur mais un

_mélange

de deux

_isotopes

3He

et

4He.

Les

collisions

_d’échange

de métastabilité _peuvent alors

aussi bien se

_produire

entre deux atomes de

_3He,

deux atomes de

_4He,

ou deux atomes

_d’isotopes

diffé-rents

_{[14], [15]}

_(2).

En

_effet,

au cours de ces différents

types de collisions

_qui

sont extrêmement

_rapides,

seules

les

_atmosphères

_{électroniques}

sont

_{modifiées ;}

les

para-mètres internes associés aux _noyaux, c’est-à-dire les

_spins

nucléaires pour

3He,

n’y

jouent

aucun rôle direct

_[17],

[18]

(alors

que bien

sûr,

ils contribuent de manière

importante

à l’évolution de l’atome

3He

entre deux

collisions).

L’échange

de métastabilité entre deux atomes 4He n’est _pas détectable dans une

_expérience

de pompage

optique (à

la différence de

_l’échange

entre

deux atomes

_3He,

_déjà

discuté au

_{§ a),}

car la

conserva-tion du moment

_cinétique

de

_spin

_{électronique}

entraîne que l’état

angulaire

du niveau

2 3 S 1

de

4He

est le même

après

et avant la collision. Par contre

_l’échange

de

(2) A _{température ordinaire,} la différence d’énergie entre les niveaux métastables 2 3S de 4He et de 3He est faible devant kT [16].

51

métastabilité entre

_{isotopes différents,}

_qui

_peut s’écrire :

intervient de manière

_{importante :}

il assure un

cou-plage

entre l’orientation des niveaux 2

_3S1

de 4He et

2

_3S1

de 3He

(ainsi

d’ailleurs

_qu’entre

celle des niveaux métastable 2

_3S1

et fondamental 1

_’So

de

_3He).

L’effet

_global

des collisions

_d’échange

de métastabi-lité dans un

mélange

des deux

isotopes

est donc un

couplage

entre les orientations des trois niveaux

t3He,

1

_{’SO), (3He,}

2

_3S1)

et

_(4He,

2

_3S,).

Or nous

avons vu

_plus

haut que l’orientation du

_spin

nucléaire de

3He

est

_{partiellement}

transférée à divers états excités de

3He.

C’est

_pourquoi,

si l’on mesure la

_polarisation

de la raie  = 5.876

A

(ou

 = 6.678

A)

émise

par les atomes

3He,

on _peut détecter de cette manière la

réso-nance

magnétique

des 3 niveaux

(3He,

llSo),

(3He,

2

_3S1)

et

_(4He,

2

_3S1)

_(3).

Signalons

enfin l’existence d’un _{autre processus}

_qui,

sans faire intervenir les atomes de

_3He,

_permet d’uti-liser la méthode que nous venons de décrire pour

détecter la résonance du niveau 2

_3S1

de

4He.

Nous

avons en effet constaté que, même si la cellule contient

uniquement

4He pur,

plusieurs

des raies émises par la

décharge

sont

_polarisées

circulairement

₍₄₎

_lorsqu’on

oriente

_optiquement

le niveau

_{2 3 S 1}

de

_{4He ;}

le

_plus

fort taux de

_polarisation

_(de

l’ordre de

_10-3)

est

obtenu pour la raie = 5.876 A

(transition

3 3D-2

3P).

On peut

expliquer

ce résultat en _{supposant que,} au cours du processus d’excitation d’un atome par la

décharge

à

_partir

du niveau métastable

_{2 3 S 1,}

une

partie

de l’orientation du

spin électronique

S de l’atome est conservée et se

transforme,

sous l’effet du

_couplage

de structure

fine,

en orientation du moment orbital L

_(5).

Notons que les taux de

_polarisation

lumineuse ainsi obtenus sont nettement

_plus

faibles

_(par

un facteur de l’ordre de

₁₀₎

_{que pour} les _processus décrits

_{au §}

a.

y) Origine

des

_signaux

dans notre

_expérience.

-Nous verrons

plus

loin que dans

l’expérience

décrite

ici,

la cellule contient un

_mélange

de

4He

et de 3He où la

proportion

de

3He

est très faible. Nous étudions la

résonance dans les niveaux 2

_3S,

de 4He et 1

_{1 So}

de

3He,

dont les orientations sont

_couplées.

Nous obser-(3) Dans une _publication antérieure [13], nous avons déjà signalé l’apparition d’une résonance correspondant à un facteur

de _{Landé g - 2 ;} nous pouvons maintenant l’attribuer au

niveau 2 3S 1 de 4He, cet isotope étant à l’état de traces dans le

gaz de 3He que nous avons utilisé.

(4) L’effet signalé ici doit être distingué d’un autre _qui a été observé par Sevast’yanov et Zhitnikov [19], puis étudié par

Schearer et coll. _{[20] :} l’orientation du métastable 2 3S 1 de

4He se traduit également par une variation de la densité

élec-tronique dans la _décharge, et donc de l’intensité des raies émises

par le gaz.

(5) Signalons que tout récemment, un _{phénomène analogue}

a été observé par 0. Nedelec et A. Doleron dans le cas du Cadium

[21].

vons les

_signaux

de résonance

_{correspondants}

sur la

polarisation

des raies émises par la

décharge,

c’est-à-dire

_{principalement}

_par des atomes de

4He

excités.

C’est donc surtout le _{processus de transfert} d’orienta-tion décrit à la fin du

_{paragraphe précédent}

_qui

inter-vient

_(si

au contraire les

_proportions

de

3He

et de 4He

étaient

_comparables,

les processus de

couplage

des

orientations _par l’intermédiaire du

_spin

nucléaire de

3He

seraient

_{prépondérants).}

b)

MONTAGE EXPÉRIMENTAL. SIGNAUX OBTENUS.

-L’expérience

que nous avons réalisée est schématisée sur la

_figure

1. Dans une cellule

sphérique

contenant un

FIG. 1. - Schéma du

montage expérimental.

mélange

de 3He et

4He

sous une

_pression

totale de

quelques

dizièmes de _torr, on entretient une faible

décharge

H. F. Le pompage

optique

s’effectue à l’aide d’une

_lampe

L à

_4He,

suivie d’un filtre

_infrarouge

(Wratten

87

_C)

et d’un

_polariseur

circulaire

_P1

(Pola-roïd

_Corporation,

_type H.

_R.).

Le

_champ

_magnétique

statique Bo,

d’environ 150

_G,

est

_produit

_{parallèlement}

à la direction de _pompage.

Un

_{premier champ}

_magnétique

_B1

cos

₍₂

_rcvt),

oscil-lant à une

_fréquence

v de l’ordre de 450

MHz,

est

appliqué

dans une direction

_{perpendiculaire}

à

_Bo

à. l’aide d’une

_ligne

accordée constituée par 4 fils de

Lecher

_(un

tel

_système

_permet d’obtenir en son centre une bonne

homogénéité

pour

B1) :

on

_produit

ainsi la résonance du niveau 2

_3S1

de

4He.

Un autre

dispo-sitif de

_{radiofréquence}

fournit un

champ

magnétique

B’

cos

₍₂

nv’

_t)

oscillant à une

_{fréquence v’}

de l’ordre de

0,5 MHz,

qui

correspond

à la résonance nucléaire de

3He.

Les deux

_fréquences

v et v’ sont issues de deux

synthétiseurs

Schlumberger

pilotés

par le même quartz,

dont la stabilité est de l’ordre de

10-9.

La détection

optique

s’effectue dans la direction de

_Bo

à l’aide d’une lame _quart d’onde _tournante, d’un

_polariseur

fixe

_P2r

d’un filtre coloré Wratten W 22

_(qui

isole les deux raies À = 5.876 _et À = 6.678

À)

_et d’un

photomultiplicateur

P. M.

_(EMI

9558

_QB).

Un

dispositif électronique

décrit antérieurement

_[12]

_permet de mesurer directement le taux de

_polarisation

lumineuse.

La

_figure

2 montre

_l’aspect

_{caractéristique}

des

signaux

que nous avons obtenus en

_opérant

de

_façon

suivante : le

_champ

oscillant

_B1

cos

_{(2 nvt)}

étant main-tenu en _permanence avec une

_fréquence

v _constante, on

fait lentement varier le

_champ

_{magnétique statique Bo}

autour de la valeur

_{correspondant}

à la résonance du

FIG. 2. - Cette figure représente _un signal de résonance obtenu

avec une cellule de 3,2 cm de diamètre contenant _0,4 torr de 4He et 10 millitorr de 3He. Le champ magnétique Bo est balayé

autour de 150 G. La résonance la plus large est celle du niveau 2 3Si de 4He : elle est obtenue pour une _fréquence fixe

v = 436 MHz (champ Bi). Les deux résonances fines,

corres-pondant au niveau fondamental de _3He, sont enregistrées pour

deux valeurs différentes de la _fréquence v’ N _0,5 MHz _(champ

niveau métastable de

4He ;

le second

_champ

oscillant

B1

cos

(2

nv’

_t)

est

_appliqué

_{simultanément,}

de manière

à obtenir la résonance du niveau fondamental de

_{3He ;}

en

_fait,

on trace une telle

résonance,

puis

on

_change

en cours de

_{l’enregistrement}

la

fréquence v’ :

on obtient alors un second

pic

de

résonance ;

on détermine

ainsi,

par

interpolation,

le rapport des

_fréquences

de

réso-nance vj et vr des deux niveaux étudiés dans le même

champ

Bo,

c’est-à-dire,

compte tenu des moments

ciné-tiques

des deux

niveaux,

la moitié du _rapport

JlJ(4He, 2 3S1)!JlI(3He, I1So)

des moments

magné-tiques

électronique

et nucléaire

_{correspondants.}

Pour

_{l’enregistrement}

de la

_figure

_2,

la

_pression

partielle

de 4He est de

_0,4

_torr, celle de 3He de

0,010

torr. La raison du choix de ces

_pressions

est la suivante : comme nous l’avons vu

plus

haut,

l’échange

de

_{métastabilité,}

pour détruire l’orientation du niveau

2

_{3 S 1}

de

_4He,

fait intervenir nécessairement des

colli-sions entre les atomes

_(4He,

2

_3S1)

et

_(3He,

1

_{1 SD)}

_(et

non entre 2 atomes de

_{4He) ;}

nous avons effectivement constaté que la

largeur

des courbes de résonance du

niveau

_{2 3 S 1}

de

4He

est

_{proportionnelle}

à la

_pression

partielle

de 3He

₍₆₎

_[15].

C’est

_pourquoi

nous avons utilisé de faibles

pressions partielles

de

_3He,

en réali-sant un

compromis

entre deux

_{exigences : élargir}

le moins

_possible

la courbe de résonance de

_4He,

et obtenir des

_pics

de résonance encore visibles pour

3He.

Pour tous les

_{enregistrements}

retenus _pour la mesure, nous avons vérifié _que les courbes de résonance obtenues _pour

4He

sont

_{parfaitement symétriques,}

en

traçant pour chacune d’entre elles un certain nombre de « diamètres » dont les milieux sont

alignés

sur une droite sensiblement

_verticale,

ce

qui

_permet

de

déter-miner le centre de

_chaque

courbe de résonance avec

précision.

II. Présentation et discussion des résultats.

-lï)

MESURE DU RAPPORT DES MOMENTS

MAGNÉTIQUES ;

1 (6) Dans les conditions où nous nous sommes placés, la

destruction de l’atome dans l’état métastable 2 3S par collision

contre les _parois de la cellule apporte une contribution

négligea-ble à l’élargissement de la courbe de résonance de ce niveau.

DISPERSION DES RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. - Nous donnons sur la

_figure

3

_{l’histogramme}

des valeurs du

rapport

vJ{4He,

2

_{ISJ)IVI(3 He,}

1

_’SO)

_que nous avons

trouvées en

_répétant

100 fois la mesure avec la même

cellule. Celle-ci est une

_sphère

de

_3,2

cm de diamètre contenant

_0,40

torr de

4He

et 10 millitorr de 3He

(c’est

l’une de celles

_qui

nous ont donné les résultats les

_plus

précis).

La

_{dispersion statistique}

des 100

_points

expéri-mentaux est sensiblement

_gaussienne,

comme on _peut le voir sur la

_figure

3. Un ordre de

_grandeur

de l’erreur

FIG. 3. - Sur cette

figure est _porté le nombre n de mesures

effectuées en fonction de la _{valeur trouvée pour} le _rapport vJ(4He, 2 _{3SI)/v¡(3He,} 1 _’SO). La cellule utilisée est une _sphère

de diamètre 3,2 cm qui contient _0,4 torr de 4He et 10 millitorr de 3He. L’erreur _{indiquée par} une flèche correspond à deux fois

l’écart standard de la distribution.

de mesure _pour

_{chaque point expérimental}

est donné

par l’écart

quadratique

moyen A de cette distribution

(qui

correspond

environ à 1

_%

de la

_largeur

de la raie

de

_résonance).

Pour le résultat de l’ensemble des

n mesures faites avec cette

cellule,

nous avons

_adopté

comme barre d’erreur le double de l’écart standard 4’

correspondant

(4’ c>/

d/3n) :

en l’absence d’erreur

systématique,

ceci donne au résultat annoncé un taux de confiance de l’ordre de 95

_%.

Nous avons effectué un

_grand

nombre d’autres mesures en

_changeant

de cellule et en faisant varier successivement les divers

_paramètres

de

_{l’expérience ;}

pour

chaque

série de mesures, nous avons fait la

moyenne d’une

vingtaine

de résultats au

_moins,

et

_pris

la convention

_précédente

pour la barre d’erreur choisie. Le résultat final _que nous donnons est :

Sa

_précision

relative est

_supérieure

à

10-’.

_Signalons

dès maintenant que toutes les vérifications que nous avons effectuées et

_qui

sont décrites au

_paragraphe

sui-vant, nous ont donné des résultats

_compris

dans les

barres d’erreur de la valeur

_(1).

h)

DISCUSSION DES ERREURS

_{SYSTÉMATIQUES.}

- Nous

complé-53 mentaires de

_façon

à éliminer le

_plus

_grand

nombre

possible

de sources d’erreurs

systématiques.

Nous

avons en

particulier

cherché à mettre en évidence un

déplacement

éventuel des

_fréquences

de résonance sous

l’influence des facteurs suivants :

- le faisceau lumineux de

pompage,

qui

induit des transitions réelles et virtuelles entre les niveaux

ato-miques ;

- la

décharge, qui peuple

divers niveaux de

l’hé-lium,

entre

_lesquels

il peut y avoir « circulation de cohérence » ;

- les

inhomogénéités

du

champ

magnétique

sta-tique,

non «

_{moyennées »}

_par le niveau métastable de

_{4He ;}

- le

champ

magnétique statique

dont la valeur élevée est

_susceptible

de

_découpler

_{partiellement}

les

moments

_cinétiques

orbitaux et de

_spin

des niveaux étudiés.

L’ensemble des résultats de cette étude est rassemblé dans le tableau 1 et la

_figure

4.

FIG. 4. - Ces trois _mesures

correspondent aux conditions expérimentales suivantes :

L’erreur affectée à chacune des mesures correspond à deux fois l’écart standard de la distribution statistique des résultats.

oc) Influence

du

_faisceau

lumineux de pompage.

-On sait

_[22]

que, sous l’influence d’un faisceau lumi-neux, les

fréquences

de résonance des atomes peuvent

subir des

_{déplacements}

de deux _{types :} l’un

_provient

des transitions réelles induites dans la _vapeur

_atomique

par le faisceau lumineux

lorsqu’il

est

_{résonnant ;}

l’autre des transitions virtuelles si le faisceau est non

résonnant. Dans

_{l’expérience}

décrite

_ici,

on _peut

pré-voir que le

déplacement

de la

fréquence

de résonance de l’atome de

4He

métastable sous l’effet des transitions réelles est très faible : en effet la valeur élevée du

_champ

magnétique

statique

(Bo

= 150

G) s’oppose

à la «

cir-culation de la cohérence » entre les niveaux 2

_{3 S 1}

et

2 3P.

Le

_déplacement

de

_{fréquence produit}

par le

champ

magnétique

fictif lié aux transitions virtuelles

_{[23], [24]}

est a

_priori

l’effet le

_plus

_{important ;}

en effet chacune

des 3 composantes de la raie 2

_3Po,1,2

- 2

_3S1

émises par la

lampe (distantes

de

quelques

largeurs

Doppler)

est non résonnante pour les transitions

atomiques

asso-ciées aux deux autres _composantes. C’est donc ce _type

de

_déplacement

que nous avons d’abord cherché à mettre en évidence. On sait

qu’il change

de

signe

lorsque

la

_polarisation

lumineuse _passe de Q+ à o-’.

Nous avons donc fait deux séries de mesures

indé-pendantes

en intervertissant les axes de la lame de

_quart

d’onde sur le faisceau de _pompage

(’).

Les deux résul-tats obtenus sont

_indiqués

dans le tableau I : on voit

qu’ils

sont tous deux

_compris

dans les barres d’erreur de la valeur donnée en

_{(1) ;}

leur différence

correspond

à un

_déplacement

de 9 Hz de la

_fréquence

de réso-nance du niveau métastable 2

_3S1

de

4He :

nous pen-sons que ce

_chiffre,

bien

_{qu’inférieur}

à la barre d’erreur

de

_(1),

est

_significatif

de l’effet

observé,

car nous l’avons

retrouvé dans des mesures

_analogues

en

_champ

_plus

bas

_(cf.

_§

_{8) ;}

l’effet est du même ordre de

_grandeur,

mais

_{plus faible,}

que celui mesuré par Schearer

[25],

[26].

Enfin nous avons vérifié _que tous les autres _types de

déplacements

lumineux

_(liés

aux transitions réelles ou aux transitions virtuelles décrites _par un

_champ

élec-trique

fictif

_[27])

ont un effet

_{négligeable.}

Pour cela nous avons atténué l’intensité du faisceau _{de pompage}

par un facteur 3. Le résultat est donné dans le tableau I :

sa

_précision

est évidemment moins bonne du fait de la diminution des

_{signaux observés,}

mais il est en très bon accord avec la valeur

_(1).

fi) Influence

de la

_décharge.

- Un efi’et

analogue

à

celui du faisceau lumineux sur les niveaux

d’énergie

des atomes _peut être

_provoqué

par la

décharge

entretenue dans la _{vapeur :} de nombreux niveaux excités de l’hé-lium sont ainsi

_peuplés,

entre

_lesquels

il _peut y avoir « _{circulation de cohérence »,} ce

qui

entraîne un

dépla-cement des diverses résonances. Par

_exemple

Ben-der

_[28]

et Dehmelt

_[29]

ont

_prévu

_{que, dans} une cellule contenant

3He

pur soumis à une

_décharge,

la

présence

des atomes dans l’état métastable

_{2 3S1}

entraîne une variation de la

_fréquence

de résonance du niveau fondamental de 3He : en

_effet,

à cause des colli-sions

_d’échange

de

_{métastabilité, chaque}

atome de

3He

passe une courte fraction de son _temps dans l’état métastable 2

_{3SJ ;}

comme la

_fréquence

de

_précession

du niveau 2

_3S1

est

_beaucoup

_plus

_grande

que celle de l’état

_fondamental,

la

_fréquence

de résonance nucléaire de

3He

s’en trouve

_légèrement

modifiée. Sauf aux très

faibles valeurs de

_champ

_{magnétique Bo,}

cet effet est une fonction décroissante de

_Bo

et croissante de la

pression. Signalons qu’il

a été mis en évidence

expéri-(7) Nous avons _également effectué des mesures en _changeant

TABLEAU 1

mentalement _par Dônszelmann

_[30]

et été étudié en

détail,

tant sur le

plan théorique

qu’expérimental,

par

Dupont-Roc [31].

Dans notre

_expérience,

la cellule contient un

_mélange

de

3He

et

4He

où la

_proportion

de 3He est très faible : le

_couplage

par

échange

de

métastabilité entre les atomes

(3He,

1

_’SO)

et

_(4He,

2

_3S1),

_que nous avons décrit au

paragraphe (I,

a,

fi),

doit

_produire

un

_déplacement

de la

_fréquence

de

réso-nance nucléaire de 3He tout à fait

_analogue

à celui _que nous avons

expliqué

pour

3He

pur, et du même ordre de

_grandeur

_(8).

Il est clair _que ce

_déplacement

de

fré-quence est fonction du nombre d’atomes métastables dans la

_{cellule ;}

il varie donc avec l’intensité de la

décharge.

Aussi nous avons effectué des mesures à des niveaux

de

_décharge

très différents

_{(l’intensité}

lumineuse émise

par la cellule variant dans un facteur 4

environ).

Les

résultats

_(voir

tableau

_I),

_pour

_Bo

= 150 G et

Bo

= 50

G,

_ne

présentent

pas d’écart

significatif

avec la valeur

_(1).

(8) On obtient un ordre de _grandeur de cet effet en _appliquant

les résultats des calculs donnés dans la référence [28] au cas où

Bo vaut 150 G et la _{pression 0,5} torr _(ordre de _grandeur de ces

paramètres dans notre expérience). On trouve que le

déplace-ment de la fréquence nucléaire de 3He est compris entre 10-8

et 10-9 en valeur relative.

y) Influence

de la

_pression.

- De

même,

on _peut concevoir un

_déplacement

de la

_fréquence

de résonance du niveau

_{2 3S1}

de

4He

sous l’influence des collisions

d’échange

de métastabilité avec 3He

_{(cf. §}

_I,

a,

_{fi) ;}

mais ce

déplacement

doit être moins

_important

_que celui discuté au

_{paragraphe précédent,}

car la

_pression

partielle

de

3He

est très faible. Nous avons fait varier celle-ci pour vérifier que cet effet est bien

_{négligeable.}

Il était

_{également important}

_{de s’assurer que} tous les autres _types de collisions subies par les atomes en

_phase

vapeur n’introduisent aucun

_déplacement

des

fré-quences de résonance étudiées. Aussi avons-nous fait varier la

_pression

totale dans la cellule

_{(c’est-à-dire}

en fait celle de

_4He)

entre

_0,4

et

_1,2

torr. Les résultats de cette étude sont

_présentés

sur la

_figure

4. On ne constate

pas de variation notable de la valeur mesurée en fonc-tion de la

_pression

de

_4He,

ni en fonction de la

_pression

partielle

de 3He

_(qui

vaut

10,

13 et 15 millitorr _pour les 3 mesures de la

_figure

_4).

Ce résultat n’est d’ailleurs

pas surprenant, car dans tous les cas les

pressions

utilisées sont très faibles.

ô)

Influence

des

_{inhomogénéités}

du

_champ

magné-tique stamagné-tique.

- Les deux

types d’atomes dont nous mesurons le _rapport des moments

_magnétiques

sont contenus dans la même cellule. On

_pourrait

donc penser

inhomo-55

généités

du

_champ

_{magnétique statique Bo, qui}

dans cette

_hypothèse

ne

_joueraient

aucun rôle

_important.

En

fait nous avons constaté le contraire. La raison en est

que les atomes métastables de

4He

sont détruits par

collision sur les

parois

de la

cellule,

tandis que les atomes de 3He dans l’état fondamental rebondissent un

très

_grand

nombre de fois sur ces

_parois

avant de

_perdre

leur orientation nucléaire : les deux sortes d’atomes sont ainsi soumis à des conditions aux limites

complè-tement différentes. Leur

_répartition

_spatiale

dans le

volume de la cellule _{n’est pas} la

_{même ;}

en

particulier

les divers modes de diffusion des atomes métastables

de

4He

_peuvent intervenir.

C’est

_pourquoi

nous avons étudié très

_{soigneusement}

le rôle des

_{inhomogénéités}

de

_Bo.

Nous l’avons mis nettement en évidence au cours de nos

premières

expé-riences,

où nous utilisions des cellules

_sphériques

de

6,3

cm de diamètre : un

_déplacement

de

_quelques

milli-mètres de la cellule au centre du _montage entl aînait des variations

_importantes

du _rapport des

_fréquences

de résonance mesurées pour

(4He,

2

3S1)

et

_(’He,

_{1 1SO) ;}

nous constations un effet encore

_plus

_important

en modifiant la

_position

des électrodes

_qui

entretiennent la

décharge

dans la cellule

_(on

_peut ainsi _{créer des}

gra-dients de densité de métastables d’hélium

_qui

varient

dans des directions

_{différentes) :}

les variations relatives

du _rapport mesuré

_pouvaient

ainsi atteindre un ordre

de

_grandeur

de 10- 5 !

L’examen de la carte du

_{champ magnétique}

dans notre

_{expérience explique}

ces résultats : les bobines de Helmholtz alimentées en haute tension

_qui

créent le

champ

magnétique

statique

Bo

fournissent une très

bonne

_{homogénéité}

du

_champ

_(de

l’ordre de

_10-5)

sur un volume d’environ 4 x 4 x 4 cm au centre des

bobines,

la valeur de

_{Bo présentant}

dans cette

_région

un «

_{méplat »}

très

prononcé

(9).

On voit

_qu’à

l’intérieur

de cellules

_sphériques

de

6,3

cm de

_diamètre,

une cer-taine fraction des atomes se trouve nécessairement

placée

dans une

_région

où le

_champ

est

_beaucoup

moins

_homogène.

Nous avons

_donc,

_pour toutes les mesures

_rapportées

dans cet

_article,

utilisé des cellules

_{plus petites,}

de

dia-mètre

_3,2

ou

_2,3

cm. On réduit ainsi considérablement l’effet des

_{inhomogénéités}

de

_Bo.

Il _y a en fait deux raisons à ceci : d’une _part la cellule est contenue entiè-rement dans le volume où

_{Bo présente}

un «

_{méplat » ;}

d’autre _part

_{l’homogénéité}

de la

_{décharge (et}

donc de la densité des métastables d’hélium

_créés)

est très nette-ment meilleure. Nous avons alors vérifié la

_disparition

complète

des variations du _rapport des

_fréquences

signalées

plus

haut. Les résultats des vérifications

correspondantes

sont

_portés

sur le tableau I. On

constate

_{qu’un déplacement}

de la cellule de 7 mm

paral-lèlement à l’une

_quelconque

des trois directions de

l’espace

n’entraîne aucun

_changement

_significatif

du

(9) Ces renseignements sont tirés des cartes du _champ magné-tique établies, pour les bobines utilisées ici, par F. Grossetête

au moyen d’un _dispositif de résonance de protons.

résultat des mesures ; il en est de même pour les

modifi-cations de

_position

des électrodes de

_décharge.

Enfin les

deux tailles de cellules utilisées donnent les mêmes

résultats ;

ceci

_apparaît

sur la

_figure

4 : la cellule a

3,2

cm de diamètre pour la mesure

_(a)

et

_2,3

cm _pour les mesures

_(b)

et

_(c).

8) Influence

de l’intensité du

_champ

_magnétique

sta-tique.

- Nous

avons effectué la

_plupart

de nos mesures dans un

champ

_magnétique

_Bo

de 150 G

(10).

Nous avons toutefois contrôlé

_qu’à

cette valeur du

champ

les

_énergies

des niveaux

_atomiques

varient bien linéairement en fonction de

_Bo,

à la

_précision

de notre mesure

_près.

Nous avons donc éliminé

_{l’hypothèse}

d’un éventuel

_découplage

_partiel

des variables orbi-tales et de

_spin

des niveaux étudiés sous l’effet du

_champ

magnétique.

Pour cela nous avons effectué une autre série de _mesures, dans un

_{champ Bo}

de 50 G. A cette

occasion,

nous avons

repris

les vérifications décrites en

_a)

et

_fl).

Nous avons ainsi

_retrouvé,

comme nous l’avons

_{signalé plus}

_haut,

un

_déplacement

lumineux de _{9 Hz. La moyenne}

_globale

des 90 mesures effectuées

à 50 G est donnée à la dernière

_ligne

du tableau I. La

précision

de nos mesures est

_{proportionnelle}

à

_{Bo ;}

c’est

_pourquoi

la barre d’erreur donnée ici est

_plus

grande

qu’en

(1) :

on voit toutefois _que les deux résul-tats sont en excellent

accord,

ce

qui

confirme la valeur

trouvée en

₍₁₎

(11).

C)

COMPARAISON AVEC LES RÉSULTATS ANTÉRIEURS. -Il _{n’existe pas à} notre connaissance

_{d’expérience}

anté-rieure où la

_quantité

_,uJ(4He,

2

_{ISJ)/MI(3 He,}

1

_’SO)

ait

été directement mesurée.

_Aussi,

pour comparer la valeur _que nous avons _{trouvée pour} ce _rapport à des

mesures

_{antérieures,}

il est nécessaire de combiner les

résultats de

_{plusieurs expériences.}

Nous avons d’abord utilisé la valeur mesurée par

Drake, Hughes

et coll.

_[6]

pour le rapport des facteurs de Landé de

_(4He,

_{2 3 S 1)}

et de l’état fondamental de

l’hydrogène atomique :

Pour le moment

_magnétique

_JlI(3He,

1

_’SO),

il existe une

_expérience

de Williams et

_{Hughes [9], qui}

déter-minent le _{rapport y} entre le moment nucléaire de 3He

et celui du _proton dans

_{l’hydrogène}

moléculaire :

Pour comparer notre résultat

₍₁₎

à

₍₂₎

et

_(3),

il faut donc

_également

connaître le rapport :

(10) Signalons que les mesures de Drake et coll. _[6] ont été réalisées dans un _champ de 450 G.

(11) Cette vérification permet également de conclure que le

déplacement de _{Bloch-Siegert [32]} des raies de résonance est

négligeable (ce déplacement est en effet inversement proportion-nel à _{Bo ;} son _{expression théorique} montre d’ailleurs que, pour notre expérience, l’erreur relative qu’il introduit est de l’ordre de _10-9).

z _peut lui aussi être

obtenu,

comme nous le verrons

plus

loin,

à

_partir

de mesures antérieures. La

_quantité

que nous avons mesurée _peut ainsi être calculée à

_partir

des résultats

_{correspondants,}

_{puisqu’elle}

est donnée par :

a)

Valeur de x. - Des

expériences

de

_jets

ato-miques,

décrites dans les références

_[6]

et

_[7],

ont fourni la valeur suivante :

Sa

_précision

relative est inférieure à celle de notre résultat

_(1).

Ce résultat

_{expérimental}

est en bon accord

avec un calcul

_théorique

de x par Perl et

_{Hughes [3]}

qui

donnent :

Ces auteurs ont obtenu la valeur de

₍₇₎

en tenant

compte de certaines corrections

_{relativistes,}

déduites de

l’équation

de

_Breit,

au moment

_magnétique

du niveau 2

_’Si

de l’hélium :

- la

_première,

évaluée à -

_38,7

x

10-6,

est

l’ana-logue

de la correction relativiste de

_{Breit-Margenau}

pour

l’hydrogène

[4],

qui

vaut :

(x

étant la constante de structure

_{fine) ;}

- la

_{seconde, qui}

vaut -

_2,3

x

10-6,

_provient

d’un effet de

_{blindage diamagnétique}

lié à l’interaction

entre les deux électrons de l’hélium : en

_effet,

le

_champ

magnétique

vu _par le

_spin

de

_chaque

électron est

_plus

faible _{que le}

_champ

extérieur

_Bo

_appliqué,

car il faut lui soustraire le

_champ

_{créé par} le moment

_magnétique

induit au niveau de l’autre

électron ;

-

enfin,

Perl et

_Hughes

ont

_supposé

_{que les} moments

_magnétiques

anormaux de

spin

des deux électrons sont

additifs ;

ils obtiennent ainsi des correc-tions radiatives

_égales

pour les facteurs de Landé du 2

_’Si

de l’hélium et du 1

_2S1/2

de

_{l’hydrogène (ces}

corrections s’éliminent ainsi dans le _rapport

_x).

Le

résultat

₍₇₎

est donc

_simplement

obtenu en faisant la différence des corrections relativistes _{pour les} moments

magnétiques

du niveau 2

_3S1

de l’hélium

_[soit

-

(38,7

+

_2,3)

x

10-’]

et du niveau 1

_{2S 1/2}

de

l’hy-drogène [soit -

17,75

x

10-6].

L’erreur de

1,0

x

10-6

attribuée par Perl et

_Hughes

à la valeur

théorique

(7)

est une estimation de l’ordre de

_grandeur

des termes radiatifs

_négligés

dans le calcul du moment

_magnétique

du 2

_3S1

de l’hélium.

fl)

Valeur de _y. -

L’expérience

de résonance

magné-tique

de William et

_{Hughes [9],}

en bon accord avec

celle de Anderson

_[8],

mais

_{plus précise,}

donne pour

ce _rapport la valeur :

y est donc connu avec une

_{précision comparable}

à celle

de notre mesure.

y)

Valeur de z. - Le

rapport z _peut être obtenu de

deux manières différentes :

i)

En utilisant le résultat de la mesure de Than

Myint

et coll.

_{[33], [34], [35]}

effectuée à l’aide du maser à

hydrogène :

(nous

prenons ici la valeur donnée dans la

réfé-rence

_{[35] ;}

elle

_correspond

à la mesure la

plus

récente de ce _{rapport par} ces _auteurs,

_qui

donnent une

préci-sion relative de l’ordre de

_1,5

x

10-’,

à peu

_près

deux fois moins _{bonne que} celle de notre résultat

_(1)).

Pour

obtenir z à

partir

de

(9),

il faut tenir _compte des

correc-tions

_{diamagnétiques}

du moment

_magnétique

_du pro-ton, dues à la

_présence

des

électrons ;

ces corrections diffèrent suivant l’atome

_(ou

la

_{molécule) auquel}

le

proton

appartient.

Pour

_{l’hydrogène}

_atomique

et

molé-culaire,

elles ont été calculées _par Lamb

_[5]

et Ram-sey

[36],

qui

trouvent les coefficients de

_blindage

sui-vants :

et

En combinant

_{(9), (11)}

et

_(12),

on obtient :

z est ainsi déterminé avec une

précision

relative de l’ordre de 4 x

10-7@

_qui

_provient

_{principalement}

de l’incertitude sur

u(H2)-ii)

En utilisant le résultat

_{expérimental}

très

_précis

de Lambe

_{[37] :}

Pour obtenir z, il faut

multiplier

cette

expression

par :

La

_{quantité (15), qui représente}

le _rapport des fré-quences de résonance du proton dans l’eau et dans la

57

magnétique

nucléaire de

façon

indépendante

par

Thomas

_{[36], qui}

trouve :

et _par

_Gutowsky

et Mc

Clure,

qui

donnent

_{[39] :}

On voit

_qu’il

_y a un désaccord entre ces deux mesures ; les

_{conséquences}

n’en sont

_cependant

_pas

_grandes

_pour la détermination de z, car l’écart entre les coefficients de

blindage 03C3(H2)

et

_03C3(H2O)

est très faible.

_Si,

comme

Than

_{Myint [33], [34],}

nous prenons la moyenne

entre

₍₁₆₎

et

_{(17) :}

en combinant

₍₁₄₎

et

_(18),

on obtient :

L’accord entre les déterminations

(13)

et

₍₁₉₎

de z est excellent. Leur

_précision

est

_comparable,

elle est

envi-ron 5 fois inférieure à celle de notre mesure

_(1),

l’incer-titude _provenant

_{principalement}

de la mauvaise connais-sance des coefficients de

_{blindage u(H2)}

_pour

_(13),

a(H2) - a(H20)

pour

(19).

ô)

Combinaison des résultats

_{précédents.}

-

En

repor-tant

_(6),

₍₈₎

et

₍₁₃₎

dans

_(5),

on obtient :

(L’erreur

portée

ici est la moyenne

quadratique

des

erreurs des mesures

_combinées.)

De même en

utili-sant

_{(6), (8)}

et

_{(19) :}

La

_comparaison

des valeurs

₍₂₀₎

ou

(21)

à celle de notre mesure :

fait

_apparaître

un net désaccord : l’écart

_correspond

environ à 2 barres d’erreur de

₍₂₀₎

_{(ou (21)),}

et à 20 barres d’erreur de notre

_expérience.

Aussi discutons-nous

_{quelques origines possibles}

de ce désaccord.

Discussion. - Si l’on admet

que notre résultat

(1)

n’est faussé par aucune erreur

_{systématique}

_(comme

le

suggère

le

_grand

nombre de vérifications que nous avons

_faites),

on est conduit à se demander

_lequel

des résultats antérieurs est

_susceptible

d’être modifié.

La valeur du _rapport z a été obtenue de deux

manières

_{complètement indépendantes,}

en combinant deux séries de

_résultats,

dont certains sont

_{théoriques ;}

l’accord entre les deux déterminations

₍₁₃₎

et

₍₁₉₎

étant

_remarquable,

il est très vraisemblable que la

valeur attribuée à z est la bonne.

Pour le _rapport y, on

pourrait envisager

que la

mesure de la référence

_[9],

effectuée par résonance

magnétique

nucléaire sur _{des gaz}

_comprimés

à une

forte

_{pression (de}

l’ordre de 105 fois

_plus

élevée _que

dans notre

_{expérience),}

est affectée par un

déplacement

de l’une des résonances observées sous l’effet des

colli-sions en

_phase

_vapeur.

_Cependant

les auteurs de cette

expérience

n’ont observé aucune modification des fré-quences de résonance

lorsqu’ils

ont fait varier la pres-sion dans la gamme accessible à leurs mesures. De

plus,

pour

expliquer

l’écart avec

_(1),

il faudrait admettre

_qu’ils

ont surestimé _par un facteur 20 leur

précision,

ce

qui

est peu vraisemblable.

Il ne reste donc _que la valeur de x, déterminée par

Drake,

Hughes

et coll.

_[6],

_pour

_laquelle

on

_peut

supposer que la barre d’erreur est sous-estimée. Cette

mesure est d’ailleurs nettement la moins

_précise

de celles _que nous avons utilisées. Si l’on admet

l’exacti-tude de notre _mesure, on _peut obtenir en

combi-nant

_{(1), (8)}

et

_{(13) :}

Remarquons

que l’erreur sur x dans

(22)

est 5 fois

_plus

grande

en valeur relative _que celle de notre mesure

₍₁₎

(elle provient principalement

de l’erreur sur la mesure

de

_z).

On _peut considérer la valeur

₍₂₂₎

comme une nouvelle détermination

_{expérimentale, plus précise,}

du _rapport x. La différence entre les valeurs

₍₂₂₎

et

₍₆₎

correspond

environ à 7 fois l’écart standard de la mesure de

_Drake,

_Hughes

et coll.

_[6]

_{(c’est-à-dire}

_{à peu}

près

à deux fois la barre d’erreur

_{qu’ils donnent).}

Cette

nouvelle valeur

₍₂₂₎

n’est

_plus

en bon accord avec le calcul

_théorique

de x _par Perl et

_Hughes

_[3],

_qui

donne

le résultat

_(7).

Il semblerait donc

intéressant,

du

_point

de vue

_{expérimental,}

de chercher à _augmenter la

pré-cision de notre mesure ; on

_pourrait

par

exemple

envi-sager de refroidir la cellule contenant l’hélium soumis à

la

_{décharge :}

on obtiendrait ainsi des courbes de réso-nance moins

_élargies

par

l’échange

de métastabilité.

Remarquons

toutefois _que ceci ne

_permettrait

_pas de

beaucoup

augmenter la

_précision

sur la mesure du

rapport x : il faudrait

_également

améliorer la

détermi-nation du _rapport z

(c’est-à-dire,

en

_fait,

celle du coeffi-cient de

_blindage

_(¡(H2)).

En résumé nous avons effectué une mesure du

rap-port des moments

_magnétiques

du niveau métastable

2

_{3 S 1}

de 4He et du niveau fondamental

_{1 ’S.}

de 3 He.

La

_précision

que nous avons obtenue _permet

d’amé-liorer nettement la connaissance de ce _rapport.

Cepen-dant notre résultat est

_incompatible

avec celui _que donne la combinaison d’autres mesures

antérieures,

et

malgré

les nombreuses vérifications _que nous avons

effectuées,

nous ne sommes _{pas parvenus à} mettre en évidence une erreur

_{systématique}

dans notre

_expérience.

En associant notre résultat à ceux d’autres auteurs,

on _peut en tirer une nouvelle détermination du rapport

des facteurs de Landé des niveaux

_{2 3S1}

de l’hélium et de

_{12S 1,2}

de

_{l’hydrogène.}

Notre mesure est alors

un _peu

_{plus précise}

_que les

précédentes

et

_présente

avec elles un

_léger

désaccord. Si l’on admet que notre résul-tat est correct, il reste alors à étudier

_quelles

améliora-tions

_pourraient

être

_apportées

aux calculs

_théoriques

de Perl et

_{Hughes [3]}

pour

expliquer

ce désaccord. En

particulier,

le calcul du facteur de Landé du niveau

2

_3S1

devrait sans doute être

_repris

en tenant _compte d’effets d’ordre

_{supérieur (par exemple}

la non-addivité

des moments

_magnétiques

anormaux des deux

élec-trons).

Bibliographie

[1] Voir par exemple : BETHE _{(H, A.)} and SALPETER (E.) ;

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