Etude par spectroscopie laser de la relaxation des populations des niveaux 1s3, 1s4, 1s5 du néon

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Etude par spectroscopie laser de la relaxation des populations des niveaux 1s3, 1s4, 1s5 du néon

J. Leveau, S. Valignat

To cite this version:

J. Leveau, S. Valignat. Etude par spectroscopie laser de la relaxation des populations des niveaux 1s3, 1s4, 1s5 du néon. Journal de Physique, 1981, 42 (6), pp.835-846. �10.1051/jphys:01981004206083500�.

�jpa-00209069�

Etude

_par

spectroscopie ^{laser de la} relaxation des populations ^{des niveaux} 1s3, 1s4, 1s5 ^{du néon}

J. Leveau et S.

Valignat

Laboratoire de Spectrométrie Ionique ^et Moléculaire (*),

Université de Lyon-1, 43, ^{Bd du} 11-Novembre-1918, 69622 Villeurbanne Cedex, ^France (Reçu ^{le 9} juin 1980, révisé le 28 janvier 1981, accepté ^{le 16} février 1981)

Résumé. 2014 Les mécanismes de relaxation des trois premiers niveaux excités du néon ont été étudiés en régime

stationnaire dans la colonne positive ^d’une décharge ^basse pression. ^La technique utilisée consiste à observer la

réponse ^en fréquence ^d’une perturbation ^{créée sur un niveau} 1sj ^{considéré par un} laser accordable modulé sinu- soïdalement en puissance. ^{Nous avons} ainsi pu déterminer les fréquences globales ^de relaxation 03B31sj ^de chaque

niveau. A partir ^{de l’étude du transfert de la} perturbation, nous avons pu faire ^une analyse sélective des _processus de destruction électronique ^{et mesurer les} coefficients correspondants : C1s5- 1s4 et

C1sj- 2pi.

L’accord de nos résultats avec la théorie de H. W. Drawin est généralement ^{assez bon.}

Abstract. ²⁰¹⁴ The relaxation mechanisms of the first three excited levels of neon have ^been investigated, ^under steady state, ^{in the} positive ^{column of a} low pressure gas discharge. ^The principle ^{of the} experiment ^{is to measure}

the frequency response of the perturbation ^{induced on the} 1sj ^level by ^a sinusoidally ^modulated dye ^laser. Decay frequencies _03B31sj ^{have been} determined in this way. The perturbation ^transfer analysis permitted ^{us a selective} investigation of the electronic destruction processes and consequently ^the measurement of the corresponding

coefficients : C1s5-1s4 ^and

C1sj-2pi.

Results are generally ⁱⁿ good agreement with H. W. Drawin’s theory.

Classification Physics ^Abstracts

34.80D - 35.80

1. Introduction. ^- La

technique qui

^{a ete la}

plus

couramment utilis6e _pour etudier le temps ^{de vie de la}

population

^{des atomes} de neon dans les 6tats m6ta- stables

ls3

^et

Iss, figure

^{1, est} celle de la

postdecharge [1].

^{Elle a} fourni de nombreux resultats

qui

^concernent

en

particulier

la valeur des coefficients de diffusion,

ainsi _que les sections efficaces relatives aux collisions

atomiques.

^{Peu de resultats en revanche ont 6t6}

obtenus sur les collisions

electroniques,

^{et, de toute} faqon, ^ceux-ci peuvent difficilement etre 6tendus au cas des

decharges

^en

regime

stationnaire ou les

energies electroniques sont

^tres differentes. Or, ^on peut ^s’atten- dre a un role

majeur joue

par ^ces collisions sur les m6canismes de formation et de destruction des 6tats metastables.

Une methode

qui

^{a ete tres}

employee

pour 6tudier les processus

electroniques

^{affectant les} 6tats m6ta- stables dans les

d6charges

stationnaires consiste à ecrire les

equations

^{de bilan}

qui

traduisent

1’6quilibre

des 6tats Is

[2].

^Cette methode necessite en

particulier

la mesure absolue de la

population

des 6tats Is _par

(*) ^{Associ6 au C.N.R.S. no 171.}

absorption

^ainsi que celle des etats

2p,

^a

partir

^de

. l’intensit6 de la lumiere de fluorescence emise. Les

experiences

^{ainsi r6alis6es ont}

permis

^{de mettre en}

evidence le caractere ^«

Stepwise »

de la formation des niveaux

2p,

^ce

qui

^confirme

l’importance

^{des collisions}

electroniques

^sur les niveaux ls.

Mais on peut faire trois remarques a propos de ^ces travaux. Premierement, 1’ensemble des niveaux Is

est considere comme un niveau

unique

(absence ^de

s6lectivit6).

Deuxiemement, ^{les mesures} absolues de densit6 de

population

^{sont entachees} d’une tres

grande imprecision.

^{Enfin, il est bien difficile}

quand

^{on ecrit}

les

equations

^{de bilan en}

regime

stationnaire de

prendre

en compte ^{tous les}

ph6nom6nes

d’excitation ou de d6sexcitation sans

parvenir

^{a des}

systemes d’equations

coupl6es vite inextricables. Aussi est-il n6cessaire de faire un certain nombre

d’hypotheses simplificatrices qui

^sont tres restrictives.

Les

techniques

offertes par

l’apparition

^des lasers,

qui

^{se sont}

d6velopp6es depuis

^{une dizaine}

d’ann6es,

ont accru consid6rablement les

possibilites

^d’etude

des

premiers

^{niveaux excites du neon, mais la}

plupart

des travaux ont

port6

^sur les niveaux radiatifs, ^les

niveaux

2p

^en

particulier [3-6].

^La

technique

^introduite

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01981004206083500

Fig. ^{1. -} Diagramme des niveaux d’6nergie ^{des deux} premieres configurations du neon. On a utilise la notation de Paschen Issep 2) ; 1s4 (3P1); Is3ep 0) (les longueurs ^{d’onde sont} exprim6es ^en angstrom).

[Energy ^level diagram ^{of the first two} configurations ^{of neon.}

Paschen notation is used : 1S5(3P2); Is4ep 1); Is3ep 0) (wavelength

in angstrom).]

par A. Javan [3], que l’on peut

appeler

^de

spectroscopie

diff6rentielle d’6mission, ^se heurte,

quand

^{on veut}

1’etendre aux niveaux m6tastables, ^aux deux obstacles suivants :

a) ^La necessite, pour detecter les

populations,

d’utiliser ^une methode

d’absorption optique,

^{et la}

difficult6

qui

^{se manifeste} pour relier les densit6s de

population

^{au facteur}

d’absorption.

b)

L’existence d’un

couplage

radiatif intense entre les niveaux Is et les niveaux

2p, qui complique

^l’inter-

pr6tation

^{de la}

perturbation

^{creee sur} le niveau Is,

puisque

^une

partie

de celle que l’on

produit

^{sur le}

niveau

2p

^{se retrouve sur} le niveau Is

(cas

^d’une

irradiation laser

2p H 1 s).

La methode _que nous avons utilis6e est une methode de

spectroscopie

diff6rentielle

d’absorption

^mais

qui

6vite les deux 6cueils _que nous venons de mentionner.

Nous ne cherchons _pas, en effet, ^{comme on} le fait en

spectroscopie

diff6rentielle d’6mission, ^{a mesurer les} variations ^de

population

^induites par le laser en

fonction des parametres courant et

pression

^{de la}

d6charge.

^Nous

enregistrons

^la

r6ponse

^en

frequence

de la

perturbation

^{cr66e par le laser sur} le niveau Is.

Autrement dit, ^on

produit

^une

perturbation p6riodique

a la

frequence f

^{de la}

population

d’un niveau Is, et, ^en augmentant ^la

frequence,

^{on observe} I’att6nuation de cette

perturbation.

^{De la} sorte, ^on peut, ^{dans bien} des _cas, effectuer une mesure directe de la

frequence

de relaxation du niveau

perturb6

^en

regime quasi

stationnaire

(Transform6e

de Fourier d’un declin

exponentiel).

Par ailleurs, la difference 6norme

qui

^{existe entre les}

frequences

de relaxation des niveaux Is et des niveaux

2p (,rl,,/T2p - 104)

fait que, dans la gamme de

frequence

que l’on _couvre, la

perturbation

^{creee sur le niveau}

2p

n’est, elle,

jamais

^att6nu6e.

La

perturbation

^{creee sur le niveau Is, en} interaction directe avec le laser

(perturbation primaire),

^{se trans-}

met par collision ^sur d’autres niveaux. C’est a

partir

de l’observation de ces dernieres

perturbations,

que l’on peut

appeler

secondaires, ^{et de leur}

r6ponse

^en

frequence,

que l’on a un moyen

d’investigation

^des

couplages responsables

^{de ces} transferts.

2. Partie theorique. ^{- 2.1 1 PROCESSUS} DE ^CREATION

ET DE DESTRUCTION DES NIVEAUX 1 S (NIVEAUX g) ^ET 2p

(NIVEAUX

b). ^{FIGURE 2. - Nous} considerons les trois niveaux 1s3, ls4 ^et

lS5

^{du neon. Deux d’entre eux}

sont m6tastables

(1s3

^et

1s5),

^{le niveau} 1s4 ^{est r6son-} nant, mais la lumiere

qu’il

^{6met 6tant} tres fortement

emprisonnee,

^le temps ^{de vie} apparent ^{de ce niveau}

reste

comparable

a celui des deux autres. Les atomes

Fig. ^{2. -} Modele de l’interaction utilise dans les expressions ^th6ori-

ques.

[Model interaction involved in theoretical expressions.]

sont excites dans la colonne

positive

^d’une

decharge cylindrique

^de rayon R ⁼ 0,5 ^{cm. La}

pression

^{p varie}

entre 0,4 ^{et 4 torr et le courant i ne}

depasse

pas 20 mA.

Dans ces conditions, ^nous pouvons retenir essentiel- lement deux processus de destruction :

- Diffusion vers les

parois,

et retour a 1’etat fondamental _par collisions sur celles-ci

(niveaux ls3

et

Iss)

^ou desexcitation radiative _pour le niveau

ls4.

- Collisions avec les electrons

qui

peuvent ^{soit :}

2022 ioniser 1’atome,

2022 le faire passer ^{sur un} etat voisin

g’

de la meme

configuration,

2022 le faire passer ^{sur un} niveau b’ appartenant ^{a une}

autre

configuration.

¹¹

s’agira toujours

^{de la}

configuration 2p5 3p (niveaux 2p).

Aux

pressions auxquelles

^on travaille, ^on _peut

parfaitement negliger

les collisions

atomiques.

^Cette

hypothese

^{est fondee}

quand

^on considere les valeurs des sections efficaces donnees par A. V.

Phelps [1]

et P. K. Leichner

[7],

^{et se trouvera} confirm6e par

nos resultats

exp6rimentaux.

Les processus de creation _que nous retiendrons sont :

- les collisions

electroniques

^a

partir

^{du niveau} fondamental,

- les cascades radiatives a

partir

des niveaux

superieurs

(niveaux

2p).

A ces differents mecanismes, ^nous affectons respec- tivement les

frequences r D,g ^(ou TT,g), Cgoo

^ne,

Cgg,

^ne,

Cgb’

^{ne, pour} la relaxation et

Cog

^ne, ybg ^{pour la for-} mation

(ne

^densite

6lecttonique).

En ce

qui

^concerne les dix niveaux

2p,

^{nous consi-}

d6rons

qu’ils

^sont

peuples

par collisions

electroniques

a

partir

^{du niveau} fondamental, ^{ou a}

partir

des niveaux Is

(frequences Cob

ne ^et

Cgb ^ne),

^et

^qu’ils

^se desexcitent essentiellement par transferts radiatifs vers les niveaux ls.

2.2 FAISCEAU LASER. ^- Le faisceau laser entre en

resonance avec le niveau _g et un niveau b

superieur.

La

largeur

de la raie laser est de l’ordre de 9 000 MHz,

soit environ

cinq

^fois

plus grande

^{que les}

largeurs

^des

raies

Doppler

^{relatives aux} transitions b H _g. La distance entre deux modes

longitudinaux

^{est voisine}

de 300 MHz, mais, le laser n’6tant pas stabilise, ^la

position

de ceux-ci fluctue 6norm6ment a l’int6rieur de la raie

Doppler.

^{Pour cette raison nous consid6re-}

rons que l’intensit6 laser est uniformement

r6partie

dans le

profil Doppler.

^Cette

approximation, qui

permet ^de

simplifier

consid6rablement le formalisme de l’interaction, ^{nous est}

permise

compte ^{tenu de la}

precision

^de nos mesures.

Ajoutons

que du fait de sa

polarisation,

le faisceau laser

produit

^en

plus

^des variations de

population

^un

alignement

^des niveaux, ^{mais on} peut raisonnablement penser que les

frequences

de relaxation de

1’alignement

de _g sont bien

superieures

^a celles de la

population.

2.3 EQUATIONS ^{DE BILAN. - Le modele} atomique

que ^{nous nous} donnons _pour ecrire les

equations

^de

bilan est un

systeme

^a quatre ^niveaux

represente

^sur

la

figure

^2.

Les

equations cin6tiques

s’obtiennent ais6ment en

l’absence et en

presence

de faisceau laser. Si ^nous

appelons

Uo ^{la densite}

d’6nergie

^laser

moyenn6e

sur le

profil Doppler,

^{on a, pour les} quatre ^niveaux

g, b,

g’,

b’,

quand Uo

^{= 0 :}

ou

/3g,

coefficient relatif a 1’ensemble des

phenomenes

de d6sexcitation par chocs

electroniques,

^{s’6crit :}

Dans ces

equations, No

^est la densite de

population

des atomes a 1’6tat fondamental,

D bb,

^{est le} coefficient de collisions

atomiques qui couple

les niveaux b et b’.

Quand

Uo #

0, les nouvelles

populations

^vont

s’ecrire

N,,, ^Nb, Ng,

^et

^Nb,,

^{et l’on aura, sachant que}

Dans l’écriture de toutes ces

equations,

^{nous avons}

omis tous les termes

qui correspondraient

^{a des trans-}

ferts de

perturbations

secondaires

(exemple : Cg’b, neg Cg,g ^{ne ...),}

ceux-ci 6tant en

general n6gligeables

^devant

les transferts a

partir

des niveaux b et g. Nous avons

omis

6galement

les transferts par ^une collision suivie d’une emission

spontan6e.

^On peut ^montrer que ^cette

approximation qui simplifie

considerablement l’inter-

pr6tation

^des mesures se

justifie a

posteriori,

grâce

en

particulier

^{aux resultats sur} le niveau 1 s3.

En

regime

stationnaire on a

dNg/dt

^{= 0 et}

dNg/dt

^{= 0.}

On obtient alors, ^a

partir

^de (la) ^et (4a)

11 est

16gitime

de consid6rer que les num6rateurs de

ces rapports ^sont sensiblement

identiques

^{d’ou :}

Ainsi la

perturbation

^W

apport6e

par le laser peut s’6crire, ^{dans le cas ou}

Bgb ^U0

7g

(intensitg

^laser

suffisamment

faible) :

2.4 RESOLUTION DES EQUATIONS. ^{- Les}

equations

(4) ^{forment un}

systeme d’equations

differentielles lin6aires du

premier

^ordre

coupl6es

^entre elles. Nous cherchons a r6soudre ce

systeme

^{dans le cas ou la}

puissance

^{laser est} modulee sinusoidalement a la

pulsation

de la maniere suivante :

A

partir

^de (5), ^{on voit} que les solutions doivent etre form6es de la

superposition

^{de termes en}

eirot, e2jwt,

etc... Retenons ici, ^les seules solutions relatives a la

pulsation

^w que ^{nous notons} pour l’un

quelconque,

i, des quatre ^{niveaux :}

ANi = Ani

^{eirot. Cette} solution,

qui correspond

^{au terme du}

premier

^ordre (terme

linéaire),

^est la seule solution a

laquelle

nous serons

sensibles

expérimentalement (filtre passe-bande

^centre

sur w).

On obtient alors a

partir

^de

(4a)

^et

(4b) :

sachant que dans ^nos conditions

experimentales

^la

pulsation

^de modulation

qui

^ne

d6passe

pas

105 rad .

s-1,

^reste bien inferieure

a yb qui

^{est de 1’ordre}

de 5 x

107 s-1 ( y jcv

⁺

7b)’

De

plus,

par ^un choix

appropri6

de la transition b H _g

qui

^est

pompee

par le laser, ^{on se}

place

^{dans le}

cas ou

ybg/yb Cgb Ne

yg

(transition

pour

laquelle

la force d’oscillateur est suffisamment

faible).

^{11 vient}

alors :

et, a

partir

^de

(4b) :

Remarque : Ces solutions ne sont valables _que si la

puissance

^{du laser reste} suffisamment faible _pour éviter une saturation trop

importante

de la transition.

En

particulier,

^notre

systeme

^{de filtre 6tant un}

systeme

a detection

synchrone,

celui-ci laisse _passer une

partie

des

harmoniques impaires.

^{Pour ces} raisons, ^nous

avons

toujours

cherch6 a satisfaire la condition

Bgb ^U1

yg.

Exp6rimentalement,

nous avons choisi des

puissances

^{laser telles} que les

frequences

^{de relaxa-}

tion mesur6es en 6taient

ind6pendantes. Typiquement,

cela

correspond

^a des densit6s

d’6nergie

^au niveau de la

cellule de l’ordre de 10-18 à 10-17 J. s. m-3.

2.5 GRANDEURS MESURABLES. ^- Niveau _{g :} L’ex-

pression

(6) ^montre que la mesure des variations de

I

Ang

^{I avec la}

pulsation

^{fournit une} courbe lorent-

zienne, ^a

partir

^de

laquelle

^on peut ^d6duire yg.

Niveau b : On peut ecrire, ^a

partir

^de (7), ^{en consid6-}

rant les deux

points particuliers (t) -

^{0 et} w >> yg :

D6s lors _que l’on connait 7g, ^le rapport ^{de bran-} chement

ybg/yb et la

^densite

electronique,

^{une mesure}

du rapport ^ci-dessus permet de determiner

Cgb.

Niveau

g’ :

L’intérêt de 1’etude

de Ang,

^{I reside}

surtout ans la

possibilit6 qui

^en r6sulte de connaitre

Cgg’.

^La determination de cette

grandeur

^{est facilit’e}

quand

deux conditions sont satisfaites :

a) ^{il faut} que les variations avec la frequence ^de I Anb ) soient tres faibles, ^ce

qui

^{est la} regle ^{dans la}

plupart

^des cas,

b)

^{il faut} que 7g soit tres inferieur a I’g’ ce

qui

peut etre notamment le cas dans certaines conditions _pour les niveaux

ls5

^et

IS4-

On peut ^alors ecrire, _compte ^tenu que ^{(o reste} inf6- rieur a yg,,

(4), (6), (7) :

Pour des valeurs de w

judicieusement

choisies, ^la

détermination

exp6rimentale

^du

rapport :

I ,

permet ^d’obtenir

Cgg, ^lorsque

^{les divers rapports de}

branchement sont connus.

Niveau b’ : L’etude de la

perturbation

^{sur b’ offre}

des

possibilites

int6ressantes en

particulier lorsque

^le

niveau b’ est suffisamment

6loign6

^{de b} pour que le

couplage atomique

b --+ b’ soit

n6gligeable.

^{On a}

alors a

partir

de deux niveaux b’ et b", ^{et en consi-}

d6rant (4d) :

d’ou l’on peut d6duire le rapport ^des coefficients de

couplage electronique

^entre g ^et certains niveaux tels _que b’ et b".

3. Partie expkrimentale. ^{- 3. 1 METHODES D1.}

MESURE DES VARIATIONS DE POPULATION. ^- La methode

que nous avons utilis6e pour acc6der à

I Ang

^{est une}

methode

d’absorption optique,

la concentration des atomes dans 1’etat _g pouvant ^{etre connue} par

1’absorp-

tion d’une raie

appropri6e

g - ^e 6mise _par une source

(R) ^{dite source de reference.}

En

supposant

que la raie incidente ^et que la raie

d’absorption

^{sont toutes deux}

61argies

par effet

Doppler

^et

qu’elles

sont correctement

repr6sent6es

par des

expressions

de la forme

(vo, frequence

^{au centre de la raie,}

AVD largeur Dop- pler),

^{Mitchell et}

Zemansky

^{ont montre} [8] que le facteur

d’absorption

^{defini a}

partir

^de l’intensit6 incidente

I’

^et de l’intensit6 transmise

lie ^pouvait

s’ecrire :

a est le rapport ^{entre les}

largeurs

des raies d’6mission et

d’absorption,

^{1 est la}

longueur d’absorption,

ao

Ng .

est le coefficient

d’absorption

^{au centre} de la raie.

Si maintenant

Ng

^est faiblement module ^{a la}

pul-

sation _cv, soit :

la composante i w du facteur

d’absorption

^{s’6crit :}

Ainsi, ^la composante ^{a la}

pulsation w

^{de la lumiere}

issue de la source de reference et transmise _par la cellule ou elle a

interagi

^{avec les atomes} dans 1’etat _g, est

proportionnelle

^a

Ang.

LE JOURNAL DE PHYSIQUE ^- T. 42, No 6, ^{JUIN 1981}

- Pour 6tudier les variations de

population

^sur

les niveaux b, nous avons observe les variations de lumiere de fluorescence

correspondantes

^AIF.

Pour une transition b --+ _g, on a par

exemple :

Abg

^6tant le coefficient d’Einstein d’emission

spontan6e

de la transition.

3.2 DISPOSITIF EXPERIMENTAL. ^- Sur la figure ³

nous avons

repr6sent6

le schema

general

^de

1’exp6-

rience. Le faisceau laser _passe a travers un modulateur

acousto-optique

^{et est}

envoy6

dans la cellule

(C),

^tube

a

d6charge cylindrique

a cathode chaude

qui

^contient

les atomes de neon.

(R)

^{est un tube a}

decharge capil-

laire,

place parallelement

^a (C). Un ensemble de filtres neutres permet de faire varier la

puissance

du faisceau laser tandis

qu’une

lame demi-onde

achromatique

^fixe

le

plan

^de

polarisation

de l’onde laser dans la direction d6sir6e.

Fig. ^{3. -} Schema de l’installation.

[Experimental set-up.]

Un

diaphragme

(0 ^{= 0,8} mm) limite les dimensions de la zone irradi6e. Nous avons fait des mesures sur

1’etendue de la

perturbation

^creee par le faisceau laser.

On peut dire dans la

plupart

^{des cas,} que lorsque

l’irradiation a lieu au centre du tube, ⁹⁰

%

^{des atomes}

perturb6s

^{se trouvent} a l’int6rieur d’un

cylindre

^de

rayon ^{r =} 1,5 ^mm.

Un monochromateur reqoit a la fois la lumiere de fluorescence 6mise _par (C) :

It,

^et la lumiere 6mise _par

(R) ^{et transmise} par (C) :

IT03BB.

Cette lumierc est recueillie par ^un

photomultiplicateur

^{et le}

signal photoelectrique analyse

par ^une detection

synchrone

^{PAR 186.}

Nous utilisons un

dispositif optique particulier

dans lie cas ou les

anisotropies

^du rayonnement ^de fluorescence sont genantes

(alignement

^des niveaux).

Pour observer une variation d’intensit6 lumineuse

proportionnelle

a la variation de

population qui

^{lui a}

donne naissance, ^{il est} n6cessaire d’effectuer la vis6e

54

dans un

plan perpendiculaire

^au faisceau laser et a 550 du vecteur

champ électrique

^E,

puis

de faire la somme

des intensit6s lumineuses vues a travers un

analyseur place respectivement parallelement

^et

perpendicu-

lairement au

plan

^defini par E ^et la direction d’obser- vation

(1). L’analyseur

^est suivi d’une lame quart ^d’onde

qui

^{d6livre une lumiere}

polaris6e

circulairement, ^afin

d’61iminer toute transmission differentielle _par le monochromateur _pour les composantes

polaris6es

^à

angle

^droit.

Un

probleme

^se pose inevitablement

quand

^{on veut}

observer seulement

I’, puisqu’il

y ^a

superposition

^de

I¡.

Pour r6soudre cette difficult6, nous avons mis au

point

un

systeme

^{a trois}

fr6quences,

^{variables entre 0 et}

50 kHz, ^les

frequences f1’ f2, f3,

^{restant dans un} rapport fixe. Le faisceau laser est module a la

frequence f1 qui

^{est la}

frequence

^a

laquelle

^nous

enregistrons

^les spectres differentiels d’emission

(AI’).

^{La lumiere}

1 °,

issue de

(R)

^est modul6e sinusoidalement par action

sur le courant de

d6charge

^{a la}

frequence f2,

^{et on}

trace les spectres differentiels

d’absorption (AI’)

^{a la}

frequence f3

⁼

f i - f2.

Sur la

figure

⁴ nous avons

reporte

^un

exemple

^des

spectres que ^nous obtenons. Sur le spectre d’6mission,

les raies

positives

^et

negatives correspondent

^respec-

tivement a une

augmentation

^{et a une} diminution de la

population

^{du niveau}

sup6rieur

^{alors que sur le} spectre

d’absorption,

^c’est exactement le contraire.

3. 3 PARAMETRES ELECTRONIQUES ^{DE LA DECHARGE.}

- Une

exploitation complete

^des

grandeurs

que ^nous

mesurons necessite la connaissance de la fonction de distribution

F( U ),

^{de la}

temperature electronique Te,

et de la densite

electronique

moyenne dans la zone

irradi6e _ne.

Nous avons 6tudi6 la fonction de distribution _par la

technique

des sondes de

Langmuir (d6riv6e

^seconde

des

caract6ristiques

^{de sonde}

[9]).

^La fonction de distribution totale est

representee

par 1’ensemble de deux fonctions de

Druyvesteyn,

^l’une

F1 ( U )

^corres-

pondant

^aux

energies

inferieures au

premier

^seuil

d’excitation

(16,6 eV), ^1’autre,

F2( U) correspondant

aux

energies superieures.

Ces transitions _par chocs

electroniques qui

^nous

int6ressent mettant en

jeu

^des

energies

inferieures à 5 eV

(6cart

^entre le niveau d’ionisation et les niveaux

Is), la fonction de distribution, pour la quasi-totalit6

des electrons

qui

interviennent, ^est

representee

par

F1(U),

^{Dans ce cas,} nous avons pu, d’une part ^calculer

Te,

^{et faire, d’autre} part

l’approximation

^d’une

r6par-

tition Maxwellienne des electrons. Cette

approxima-

tion est

largement permise

^{comme on} peut ^s’en convaincre ^en faisant _pour les deux types de distribu- tion les calculs des vitesses

electroniques

moyennes que l’on trouve tres voisines.

(’) Ce r6sultat peut etre obtenu a partir ^des expressions (I.47a)

et (I.52) de 1’article de M. Dumont et B. Decomps concernant le pompage optique par faisceau laser [4].

Fig. ^{4. -} Exemple ^de spectre differentiel d’emission (en haut) ^et d’absorption (en bas) obtenu a basse frequence.

[Low frequency differential spectrum. ^Emission (top), absorption (bottom).]

Les

temperatures electroniques

^sont

reportees

^dans

le tableau I. Elles sont sensiblement

independantes

du courant de

decharge.

Tableau I. ^- Température

ilectronique,

^obtenue par sonde de Langmuir.

[Measurements

by Langmuir probe

of the electronic

temperature.]

Nous avons

obtenu ne

^a

partir

^{de la mesure du}

champ 6lectrique longitudinal regnant

^{dans le}

plasma.

La mobilite des electrons a ete calcul6e a

partir

^de

[10].

ne ob6it a la loi suivante :

(i ^en mA, p ^en torr).

4. Résultats. - 4. 1 FREQUENCES DE RELAXATION.

Le laser a colorant dont on

dispose

^nous permet ^de

couvrir a _peu

pres

^toute la gamme de

longueur

^d’onde

correspondant

^au

couplage

^{radiatif entre} les niveaux Is et

2p (Fig. 1).

^C’est

toujours

^{une de ces} transitions que ^nous irradions _par le laser. Sur le tableau II,

figurent

^les longueurs ^d’ondes que nous avons le

plus

souvent utilis6es pour 1’excitation

(Ào)

^{et pour la}

detection

(Age)-

Tableau II. ^- Longueurs d’onde utilisges dans nos

expgriences.

Ao : faisceau

laser;

Age : faisceau d’absorp-

tion.

[Wavelength

used in this

experiment; Ao :

^laser beam;

Age : absorption beam.]

Fig. ^{5. -} Attenuation, ^{en fonction de la} frequence, des variations de population ^{du niveau} ls3 (en pointilles : ^{courbes de Lorentz} theoriques).

[Attenuation ^vs. frequency ^{of the} 1s3 ^level population changes (dotted line : Lorentzian attenuation).]

Un

exemple

^de courbes que ^nous tragons ^{et a}

partir desquelles

^{nous mesurons les}

frequences

^de relaxation,

est donne

figure

^{5. On v6rifie} que les attenuations sont

lorentziennes,

^ce

qui

^est sensiblement le cas dans tout le domaine

pression-courant

que nous avons

explore.

Les

frequences

de relaxation sont donnees sur les

figures

^{6a 6b, 6c. On trouve des} variations lineaires

avec le courant ce

qui

^{est en accord avec} (2) ^et (13).

Nous avons

toujours

^v6rifi6

l’ind6pendance

^{de ces}

resultats _par rapport ^au

plan

^de

polarisation

^{de l’onde}

laser et a sa

puissance ^(dans

la limite ou celle-ci reste

suffisamment faible _{pour que} ^des

phenomenes

^non

lin6aires ne

viennqht

^pas entacher d’erreurs les mesu-

res).

^A

partir

^de

cekgroites,

^nous allons etudier succes-

sivement la relaxation

par

^{diffusion ou} emprison-

nement

(ordonn6s

^a

l’origine)

^{et les} coefficients de d6sexcitation _par chocs

electroniques (pente).

4.2 RELAXATION PAR DIFFUSION. ^- Les

frequences

de relaxation par diffusion sont

reportees

^{sur la}

figure

^7. En identifiant ces resultats a _ceux,

th6oriques,

donnes par la relation :

(Dg :

coefficient de diffusion, A :

longueur

^caract6-

ristique

^du

tube).

^{On trouve avec notre valeur}

A ⁼ 0,21 ^{cm :}

valeurs

qui

^sont tres voisines de celles

qui

avaient 6t6 obtenues _par A. V.

Phelps [1].

L’accord des resultats

exp6rimentaux

^{avec les courbes}

theoriques justifie qu’au

^moins

jusqu’a

^{4 torr on}

puisse negliger

^{le role}

des collisions

atomiques.

4.3 CAS DU NIVEAU RESONNANT 1 S4. ^{- Sur la}

figure

^8, nous avons

reporte

les valeurs

exp6rimentales

de

r T,ls4’

^Cette

grandeur

peut ^{8tre calcul6e à}

partir

^de

la relation :

ou

A1s4

^{est la}

largeur

naturelle du niveau

lS4 (nous

avons

pris A1s4

^{= 0,487 x 10-8 s-’}

[11])

^et

GlS4

un coefficient calcul6 par Holstein

[12]

pour ^un tube

cylindrique

^et pour diverses formes de raies de r6so-

nance. Dans notre cas, selon _que

1’emprisonnement

de la radiation est determine _par le centre (forme

Doppler)

^ou par les bords de la raie

(forme

^lorent-

zienne resultant de 1’effet des

collisions),

^{on utilise}

respectivement :

(ko,

coefficient

d’absorption

^{au centre de la} raie,

A

longueur

d’onde de la transition

r6sonnante).

11 en r6sulte

successivement

les courbes en

poin-

tiII6 I et II. On _remarque que la transition s’effectue

vers 2 torr, c’est-a-dire pour ^une valeur inferieure à celle estim6e _par A. V.

Phelps (environ

⁹ torr).

Fig. ^{6. -} Frequences ^de relaxation des niveaux I S3 (6a), 1S4 (6b), ss (6c) ^en fonction du courant de decharge.

[Relaxation frequencies ^{of the} 1S3 (6a), 1S4 (6b), Iss (6c) ^vs. discharge current.]