Effet stark du niveau 6 3D1 du mercure

HAL Id: jpa-00208133

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Submitted on 1 Jan 1974

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Effet stark du niveau 6 3D1 du mercure

M. Chantepie

To cite this version:

M. Chantepie. Effet stark du niveau 6 3D1 du mercure. Journal de Physique, 1974, 35 (2), pp.113-119.

�10.1051/jphys:01974003502011300�. �jpa-00208133�

EFFET STARK DU NIVEAU 6 3D1 ^{DU MERCURE} (*)

M. CHANTEPIE

Laboratoire de

Spectroscopie Atomique (**)

^de l’Université de

Caen,

14032 Caen

Cedex,

^France

(Reçu

^{le 24}

septembre 1973,

^{révisé le 15 octobre}

1973)

Résumé. ²⁰¹⁴ Nous avons mesuré le

déplacement

^{de la}

position

du croisement de niveaux de l’état 6

3D1

^de

l’isotope 199Hg

^excité

optiquement

par échelons

lorsqu’un champ électrique statique

est

appliqué parallèlement

à la direction du

champ magnétique.

^{Nous avons} montré, ^{en utilisant}

l’approximation

^{de Coulomb pour les}

parties

radiales des fonctions d’onde, que l’effet du

champ électrique

^était

principalement

^{dû au faible écart}

d’énergie séparant

^{les deux}

configurations

^{6s 6d}

et 6s

7p.

Abstract. ²⁰¹⁴

Using

^a

stepwise

excitation, ^{we have} measured the shift of the level

crossing

^{in the}

6

3D1

^{state of the}

isotope 199Hg

^{when an} electric field

parallel

^{to the}

magnetic

^{field is}

applied.

^We

have shown,

using

^{the Coulomb}

approximation

for the radial part ^{of the wave} functions, ^{that the} effect of the electric field was

principally

^{due to} the small difference in energy between the 6s 6d and 6s

7p configurations.

Classification Physics ^Abstracts

5.230

1. Introduction. ^- Le

déplacement

^{Stark différen-}

tiel du niveau 6s

6p

⁶

3Pl

^{du mercure,} c’est-à-dire la différence

d’énergie E(mj =

+

1 ) - E(mj = 0) lorsqu’un champ électrique

^est

appliqué,

^{a fait}

l’objet

de trois études différentes. La

première,

due à Bla-

mont

[1],

^fait

appel

^{à la} méthode de la double réso-

nance et a été réalisée sur les

isotopes pairs

^et

impairs ;

la deuxième est due à

Khadjavi et

^al.

[2] qui

^ont

observé l’effet Hanle de ce niveau

perturbé

par

l’appli-

cation d’un

champ électrique parallèle

à la direction du

champ magnétique ;

^la

dernière,

^{due à Kaul}

et ul.

[3],

^{est basée sur} l’observation du

déplacement

de la

position

^du croisement de niveaux entre les sous-niveaux Zeeman

hyperfins

^de

l’isotope 199Hg

en

champ magnétique

^élevé

lorsqu’on

superpose

parallèlement

à celui-ci ^un

champ électrique statique.

Nous avons

appliqué

^cette dernière méthode à l’étude du niveau 6s 6d

3 D 1;

pour éviter la mesure du

champ électrique,

^{nous avons}

comparé

^les

déplacements

^des

croisements de niveaux sur les deux états 6

3p

^{1 et}

6

3Dl.

^{Nous avons} pu

ainsi, grâce

^{aux résultats de}

Kaul,

^donner

l’expression

^du

déplacement

^{du croise-}

ment de niveaux pour l’état 6

3Dl

^en fonction de

(*) Cet article a fait l’objet d’une communication à la 5e confé-

rence de l’EGAS, juillet ^1973.

(**) ^{Associé au CNRS.}

l’intensité du

champ électrique.

Contrairement à ^ce

qui

^se passe pour l’état 6

3P1 [3],

^le

déplacement

^Stark

de ce croisement ne peut

s’exprimer simplement

^en

fonction du coefficient de

polarisabilité

tensoriel du niveau 6

3D1;

^en

^effet,

l’hamiltonien

hyperfin

^{et de}

couplage

^Zeeman

mélange

les sous-niveaux 6

3D,

^et

6

1 D2,

^{de sorte}

qu’un

^calcul

plus

^{détaillé est néces-}

saire. Nous avons effectué ce calcul

qui

permet ^de

montrer que

l’importance

^du

déplacement

^{est liée}

au faible écart

séparant

^les

énergies

^des

configurations

6s 6d et 6s

7p.

2. Mise ^en évidence de l’effet Stark sur le niveau 6

3D

^{i de}

l’isotope 199Hg;

^résultats

expérimentaux.

^-

2.1 1 DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL. ^{- Le}

dispositif expé-

rimental utilisé _pour l’observation des

déplacements

des

positions

^des croisements de niveaux dus à

l’appli-

cation du

champ électrique

^E

dirigé

^{suivant H}

(Fig. 1)

dans les états 6

3Dl

^{et 6}

3P1

^{ne diffère}

pratiquement

pas

(excepté

pour la cellule de

résonance)

^{de celui}

que ^{nous avons} utilisé pour l’étude des croisements de niveaux dans les états de la

configuration

^6s

6d ;

nous avons

déjà

^{décrit ces}

expériences [4].

L’excitation

et la détection sont

perpendiculaires

^{entre elles et}

perpendiculaires

^{à la} direction de E et de H. L’exci- tation est assurée par ^une

lampe placée

^{contre la}

cellule de résonance. L’excitation du niveau 6

3p

^{1 est}

directe

(absorption

de la raie

(6 ~So-6 3p 1)

^{2 537}

À).

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01974003502011300

114

FIG. 1. ^- Dispositif expérimental.

L’excitation du niveau 6

3Dl

^{est une} excitation _par échelons : l’excitation

primaire porte

^{les atomes dans} l’état intermédiaire 6

3p

^{1 et} l’excitation secondaire dans l’état 6

3D1

par

absorption

^{des raies}

La cellule de résonance

(Fig. 1)

^à électrodes internes est

cubique,

^{en silice}

fondue,

^{de 3 cm} de côté. Les électrodes sont circulaires et leur

épaisseur

^{de 3} mm, la distance interélectrodes est d’environ 8 mm. Les deux électrodes sont soutenues par deux

tiges

^en

tungstène,

^les passages ^avec l’extérieur sont obtenus

en soudant le quartz de la cellule sur les

tiges.

Le

champ électrique

^{est fourni} par ^un

générateur électrostatique

^{80 000 V SAMES B} 8002. Les liaisons

électriques

^entre les câbles d’alimentation et les électrodes sont

noyées

dans du silastène RTV 502 pour éviter l’éclatement d’arcs dans l’air.

La cellule de résonance est

remplie

^{avec un}

mélange isotopique

^{enrichi en}

isotope 199Hg (taux

^d’enri-

chissement

86,11 %).

^{Elle ne contient} pas de _gaz

étranger (à l’exception

^{de ceux} provenant ^du

dégazage

inévitable de la

cellule)

afin d’éviter une

décharge

entre les électrodes. Les valeurs des

champs électriques

que ^nous pouvons atteindre sont de l’ordre de 60

kV/cm

^{à 7 000 G et 15}

kV/cm

^{à 9 000 G. Au-delà}

de ces valeurs ^une

décharge

^{s’amorce dans la} vapeur de mercure au niveau des vis de

blocage

des électrodes

sur leur support, ^le

champ électrique

^étant

orthogonal

au

champ magnétique

^{en ces}

points.

2.2 OBSERVATION DU DÉPLACEMENT DE LA POSITION DU CROISEMENT DE NIVEAUX DANS L’ÉTAT

6 3p l’ -

Compte

^{tenu des} conditions

expérimentales

^d’exci-

tation et de

détection,

^{nous observons un croisement} de niveaux entre les deux sous-niveaux Zeeman

hyperfins F

⁼

É,

m,

= - 2 ~

^et

^F = 2,

mF

= 2 ~.

La valeur

expérimentale

^du

champ

de croisement est

Hc

^{= 7}

^092,2

^G

[5].

^{En utilisant une méthode}

d’accumulation de

données,

^le rapport

signal

^sur

bruit est de l’ordre de 20

après

^{10 min}

d’intégration lorsqu’on

^ne

diaphragme

ⁿⁱ l’excitation ni la détec-

tion,

^et

lorsque

^la

température

^du queusot ^{est de} 0 °C. Dans ces

conditions, lorsqu’une

différence de

potentiel

^est

appliquée

^{entre les deux}

électrodes,

nous observons d’abord ^une déformation de la courbe de

croisement ;

^cette déformation s’accentue

au fur et à mesure que la différence de

potentiel augmente

^et pour ^une

ddp

^{de 50 kV on}

distingue

nettement deux croisenients : l’un

correspond

^aux

atomes situés hors du

champ électrique

^{et l’autre}

aux atomes situés dans le

champ électrique.

^{Si on}

diaphragme

^à l’excitation et à la détection de sorte que seuls les atomes situés dans la

partie

^centrale

interélectrodes soient excités et

observés,

^{on constate}

que seul le second croisement subsiste. Le

déplacement

de la

position

du croisement est de l’ordre de 2 G pour ^une

ddp

de 50 000 V entre les deux électrodes.

Cette valeur est en accord avec les résultats obtenus par Kaul

[3], compte

^{tenu de la} distance interélec- trodes.

2.3 OBSERVATION DU DÉPLACEMENT DU CROISE- MENT DE NIVEAUX DANS L’ÉTAT 6

3D 1.

^- Pour l’état 6

3D1,

le croisement de niveaux _que nous observons

a lieu entre les états

hyperfins F = 2,

mF

= 2 ),

et F =

2,

MF

= - 2 ).

^La valeur du

champ

^de

croisement est de 8 932 G

[4].

L’observation de ce

croisement ^se fait habituellement

[4]

^en

remplissant

la cellule de résonance avec, outre le _mercure, de l’azote ^{sous une}

pression

^de

0,9

torr, les collisions

Hg (6 3p 1)’ N2 ayant

^la

propriété

^{de créer un}

grand

nombre de métastables 6

’P,

^à

partir desquels

^{il est}

aisé d’exciter l’état 6

3D,. L’impossibilité

que ^nous

avons ici d’introduire un gaz

étranger

dans la cellule de résonance ^sans créer de

décharge

^rend

impossible

l’utilisation de ce

procédé.

^{Nous avons} donc observé le croisement de l’état 6

3Dl

^avec la même cellule que pour l’état 6

3p l’

^Le

rapport signal

^{sur bruit est}

de l’ordre de 20

après intégration

^{sur une}

journée lorsqu’on

^ne

diaphragme

pas l’excitation et la détec- tion et

lorsque

^la

température

^du

queusot

^{est de} 20 °C. Ce rapport

signal

^{sur bruit est obtenu avec}

des

lampes

^neuves

(au

^{fur et à mesure} que les

lampes

vieillissent il

diminue ;

^{ceci est dû au} noircissement des

lampes,

^ce noircissement étant vraisemblablement

provoqué

par ^un

phénomène

^de

solarisation).

^Nous

avons utilisé deux types ^{de verre} pour

fabriquer

^ces

lampes,

^du vycor ^et de la silice M 68

(Heraeus)

^{et les}

résultats sont

comparables.

^Pour les raisons

indiquées

au

paragraphe 2.1,

^{nous ne} pouvons

dépasser

^des

champs électriques

^{de 15 000}

V/cm.

^Bien que le

déplacement

Stark du croisement de niveau soit

beaucoup plus grand

que pour l’état 6

3p l’

^{son obser-}

vation reste difficile à cause de la

grande largeur

^du

croisement

(40 G),

^du rapport

signal

^{sur bruit et de}

la valeur limite du

champ électrique applicable.

Comme pour l’état 6

3p@

^{nous avons utilisé des}

diaphragmes

^à l’excitation et à la détection.

2.4 RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. ^- Le

déplace-

ment Stark du croisement de niveaux dans l’état 6

3p l’

quand

^le

champ électrique

^est

appliqué parallèlement

au

champ magnétique,

^est donné par la relation

[3]

où

Ytens (3p )

^et

gJ(3P 1)

^sont

respectivement

^{le coeffi-}

cient de

polarisabilité

^{tensoriel et le} facteur de Landé

électronique

du niveau

3p l’

J.1B étant le

magnéton

de Bohr.

D’après

^Kaul

[3],

atens(3P1) = 1,578

⁺

0,016 kHz/(kV/cm)2 .

Par ailleurs

gJ(3D1)

⁼

^1,486 [6].

La valeur

correspondante ~H(3D1)

^{est donnée}

par ^une relation _que nous écrivons sous la forme

La relation

(1)

permet ^de calibrer l’intensité du

champ électrique appliqué ;

la valeur de k _que nous mesurons alors est

3. Etude

théorique

de l’influence du

champ électrique

sur la

position

^du croisement de niveaux dans l’état 6

3D1.

^- L’influence du

champ électrique

^{sur la}

position

^d’un croisement de niveaux d’un état de J ⁼ 1 pour ^un

isotope impair

^de

spin

^nucléaire

I

= 2, s’exprime

^très

simplement

par la relation

(1)

du

paragraphe

^{2.4. En}

particulier,

pour l’état 6

3p

¹

elle permet de déterminer directement le coefficient de

polarisabilité

tensoriel de cet état. Nous remarquons

cependant

que ^nous n’avons pas utilisé ^au para-

graphe

^{2.4 une}

expression

^similaire pour l’état 6

3D1-

Cela

provient

du fait que l’état 6

3p

¹ peut être consi- déré comme très bien isolé dans la

configuration

^6s

6p,

et que dans ^ces conditions le calcul de l’effet du

champ électrique

peut s’effectuer très

simplement [3].

^{Il n’en}

est pas de même pour le niveau 6

3D1 qui

^{est très}

voisin du niveau 6

1 D2

dans la même

configuration

6s 6d. Pour cette

raison,

nous sommes

obligés

^de

tenir compte ^des interactions

hyperfines

^{et Zeeman}

entre ces deux états _pour décrire l’action des

champs magnétique

^et

électrique.

3 . 1 ACTION DU CHAMP

MAGNÉTIQUE.

^{- Nous}

avons

déjà

^décrit l’action du

champ magnétique

^sur

les niveaux de la

configuration

^{6s 6d de}

l’isotope 199Hg

lors de l’étude des structures

hyperfines

^{de ces états}

[4].

Nous ne prenons ici ^en considération _{que les} interac- tions entre l’état 6

3D,

1 et 6

1 D 2’

^les interactions

avec les autres états

n’ayant pratiquement

^aucun

effet sur le calcul de ~H.

Rappelons

que l’on choisit comme hamiltonien

où

Jeo représente l’énergie

des niveaux D sans struc- ture

hyperfine

^en

champ magnétique nul, Jeh

l’interaction

hyperfine,

Jez

l’interaction Zeeman.

La

diagonalisation

^des pour différentes valeurs de H permet ^{de tracer le}

diagramme

^{Zeeman et de}

calculer les fonctions d’onde des sous-niveaux.

En

particulier,

pour les deux sous-niveaux

qui

^se

croisent les deux sous-matrices donnant les

énergies

et calculées ^sur la base des fonctions

sont pour le niveau de

mF = 2

et, _pour le niveau de MF

= - 2 1

LE JOURNAL DE PHYSIQUE. ^- T. 35, ^N° 2, FÉVRIER 1974

116

Ces sous-matrices ont été établies

grâce

^{aux for-}

mules de la référence

[7].

^{Pour ces} deux sous-matrices :

gJ(3D1)

^et

gJ(l D2)

^{sont les} facteurs de Landé

électroniques

^{des deux}

sous-niveaux ;

A(3D1)

^et

A(1D2)

^les constantes de structures

hyperfines ;

E(3D1)

^et

£(1 D2)

^les

énergies

des niveaux sans structure

hyperfine

^{et en}

champ magnétique nul ;

as la constante de structure

hyperfine

de l’élec- tron

6s ;

X == IlB H ;

fl

^{est le} coefficient de

couplage

intermédiaire.

Les termes

dépendant

du facteur de Landé nucléaire et des constantes de structure

hyperfine

de l’élec- tron 6d ont été

négligés,

leurs effets sont

négligeables

sur le calcul de dH. _

où les

fonctions 1 !, 1 D~, F, mF ~ et 1 !, 3D°, F, mF ~

sont les fonctions d’onde des sous-niveaux en cou-

plage

LS pur ^{et en}

champ magnétique

^nul.

En outre

Ci

^{= a}

A ^{+ {3} v1"

^et

^{a2 + ~i2}

^{- 1.}

Les valeurs des constantes sont connues

expéri-

mentalement :

(*) ^HUET, Communication personnelle.

Dans ces conditions _pour la valeur de H _correspon- dant au

champ

^de

croisement,

^{les fonctions} propres des sous-niveaux Zeeman

qui

^{se croisent sont :}

Leurs

pentes

^{sont alors :}

3.2 ACTION DU CHAMP

ÉLECTRIQUE.

^-

L’applica-

tion d’un

champ électrostatique

^{se traduit} par l’addi- tion d’un terme

supplémentaire [2], [9] XE

^{à ~.}

XE

^{= -}

E.p

où p ^est le moment

dipolaire

^élec-

tronique

de l’atome.

JC~

^a pour effet de modifier

légèrement l’énergie

^des

niveaux ;

^{c’est un}

opérateur impair

^{et les} variations

d’énergie

^{seront données à}

l’ordre le

plus

^bas par ^une théorie de

perturbation

du second ordre. Cette

perturbation

peut ^en fait

[2], [9]

^être formellement considérée comme une pertur- bation du

premier

^ordre

~E. XE peut [2], [9]

^se

mettre sous la forme d’une somme de deux termes

Jescal

^et

Jetens.

Jescal

^{est un}

opérateur

^scalaire

qui

^ne

dépend

que du module de

E,

^{et son action a} pour effet de modifier

l’énergie

^de

chaque

sous-niveau d’une même

quantité ;

Il ne modifie donc pas la

position

du croisement de niveaux et nous n’en tenons pas compte.

Jetens

^{est un}

opérateur

^tensoriel du second

ordre ;

nous pouvons calculer les variations

d’énergie

^des

sous-niveaux dues à cet

opérateur

^{en utilisant une}

théorie de

perturbation

^du

premier

^ordre.

Si on

appelle ~E(2, D 2 2

^et

~E(2, 3D1, !, !)’

les variations

d’énergie

^des sous-niveaux Zeeman

qui

se

croisent,

^le

déplacement

^AH

correspondant

^{s’écrit :}

cette formule est la

transposition

^au

3D1 de

^{la for-}

mule

(5)

^référence

[3]

^{relative au}

3p l’

^*

Pour calculer ces éléments de

matrice,

nous avons utilisé le formalisme

développé

par les auteurs de la référence

[2]

^et

[9].

^En

particulier

_pour ^un

champ électrique dirigé

suivant Oz :

2S+ 1L J il ^b2 I 2S’ + lLJ’ >

^est l’élément de matrice réduit d’un

opérateur

^{tensoriel d’ordre 2.}

Dans ces

conditions, compte

^{tenu des} fonctions d’onde au

point

de croisement des sous-niveaux

Zeeman,

avec

Les termes B et C rendent

compte

^du

mélange

des fonctions d’onde des états

3D1

^et

1D2

résultant des interactions

hyperfines

^{et Zeeman.}

D’après

la formule

(2 . ~

de la référence

[9]

^et

d’après

^les

propriétés

^des

opérateurs

tensoriels

[10]

£(28+ 1 LJ) représente l’énergie

^{de l’état}

étudié,

£(28"+ 1 L;,,) représente l’énergie

des états

perturbateurs.

Dans

l’expression

^{de B et}

^C, E(28+ 1 LJ) représente l’énergie

^{du niveau}

’D,

^{et non} celle du niveau

1D2 puisqu’il s’agit

du calcul de la variation

d’énergie

^{du niveau}

3Dl (théorie

^des

perturbations

^{au second}

ordre).

Les états

28" + 1 L;, appartiennent

^{à des}

configurations

^de

parité opposée

^à celle de la

configuration

^{des états}

28+ 1 LJ

^et

28’ + 1 LJ"

^La suite du calcul consiste à

décomposer

les fonctions

d’onde ~ 1 28+ 1 LJ)

^{sur la base des}

fonctions

1 211 ’L’ ). D’après

les formules

(21)

^et

(22)

^{de la référence}

[2]

Dans le cas

précis qui

^nous intéresse les

états ~ 12S+ IL’ > appartiennent

^{tous à des}

configurations

^du type

nsnl,

seul l’électron 1 entre en

ligne

^de compte dans le calcul de l’élément de matrice réduit

e est la valeur absolue de la

charge

^de

l’électron,

1 > la

plus grande

^{valeur de 1 et de}

1’,

R.Ir

^la fonction d’onde radiale de l’électron nl.

118

Les

configurations perturbatrices auxquelles

appar- tiennent les

états 28" + 1 L;"

^{sont les}

configurations 6snp

^{et 6snf.}

Compte

^{tenu de}

l’énergie

^{de ces}

configura-

tions, ^on doit s’attendre à un effet relativement

important

^{de la}

configuration

^6s

7p,

^{car la différence}

d’énergie

^entre les états 6

3 D,

^{et 7}

’Pl

n’est que de 41

cm-’

alors que la différence entre les

énergies

des états 6

3D]

^{et 8}

3Po ^(état

appartenant ^{à la confi-}

guration

^la

plus proche après

^la

configuration

^6s

7p)

est de 5 III 1

cm -’ .

Pour cette raison nous avons divisé l’effet des

configurations perturbatrice

^en deux par- ties : i dans la

première,

nous avons étudié l’effet de l’ensemble des

configurations

^à

l’exception

^{de la}

configuration

^6s

7p

^et dans la deuxième

partie

^nous

avons étudié l’effet de la

configuration

^6s

7p.

3.2. 1

Effét

de l’ensemble des

configurations

^à

l’exception

^{de la}

configurutrorc

^6s

7p.

^{- Pour calculer}

l’effet des

configurations

^{autres que la}

configuration

6s

7p,

^{nous avons fait un} certain nombre

d’approxima-

tions. Nous avons d’abord

supposé

que l’effet dû

aux termes en B et C était

négligeable (0,005

^{2 et}

0,072

5

0,228 9).

Nous avons considéré les fonctions d’onde des états

perturbateurs

^comme étant celles du

couplage

^LS

pur.

(Ceci

^n’est pas forcément vrai mais conduit à

un résultat exact ; cela revient à dire que les écarts

d’énergie

^{entre l’état 6}

3D,

^et les états de

triplet

et de

singulet

^d’une

configuration perturbatrice

^sont

considérés comme

égaux.)

Pour le calcul des

intégrales radiales,

^{nous avons} utilisé

l’approximation

coulombienne de Bates et

Damgaard [11 ].

Enfin nous n’avons considéré _que l’effet des confi-

gurations

^6s

6p ;

^6s

8p

^{et 6s 5f.}

D’après

^{Bates et}

Damgaard [11],

^les valeurs des

intégrales

^radiales

exprimées

^{en unités}

atomiques

^sont

les suivantes :

Bd /

(valeur

^donnée par Bates et

Damgaard).

valeurs calculées

d’après

la méthode de Bates et

Damgaard.

Dans ces conditions l’effet de ces

configurations produirait

^un

déplacement

^{de la}

position

du croise-

ment de niveaux

qui

serait donné _par un coefficient k’

k ^{‘ = -} 0.027

G/(kV/cm)2 .

3 . 2 . 2

Effet

^{de la}

con.figuration

^6s

7p.

^-

Compte

tenu du

paragraphe précédent,

l’effet de la

configu-

ration 6s

7p produit

^un

déplacement

^{du croisement}

de niveaux

qui

^est donné par ^un coefficient k" = k - k’ ⁼ 0,217

G/(kV/cm)2 .

Les états de la

configuration

^6s

7p

^{sont les états}

7

’Pl, 7 3P2,

⁷

~P~ 7 ~Po.

^{Les fonctions d’onde des}

états 7

3p

^{1 et 7}

1 Pl

^sont celles du

couplage

^inter-

médiaire. Si on

appelle

^a’

et fl’

^les coefficients de

couplage

intermédiaire

Le calcul de l’effet de la

configuration

^6s

7p dépendra,

donc du choix de ces coefficients et aussi de la valeur de

l’intégrale

^{radiale entre les}

configurations

^{6s 6d}

et 6s

7p.

^A

partir

de la valeur de k" nous pouvons, soit calculer la valeur de

l’intégrale

^{radiale en utilisant}

les valeurs des coefficients de

couplage

intermédiaire données _par la

position

des niveaux

d’énergie,

^soit

au contraire calculer ces coefficients en utilisant la valeur de

l’intégrale

radiale calculée

d’après

^la

méthode de Bates et

Damgaard.

^,

En fait le calcul montre que le résultat

dépend

^de

façon

très sensible du choix de ^ces

coefficients ;

ceci

provient

^{de ce que AE est dû}

principalement

^aux

termes en A et C ^et _que ^ces deux termes sont du même ordre de

grandeur

^{mais de}

signes opposés,

^{de sorte}

qu’un

^faible

changement

des coefficients de

couplage

intermédiaire modifie considérablement le résultat.

C’est _pour cette raison _que nous avons

préféré

utiliser la valeur de

l’intégrale

radiale calculée _par Bates et

Damgaard

^{et déduire}

/3’.

En unités

atomiques

(valeur

donnée dans la référence

[11 ]).

La valeur de

{3’

que ^nous déduisons est la suivante :

Cette valeur

peut

^être

comparée

^à celle déduite de la

position

^{des niveaux}

d’énergie qui

^{est -}

^0,506.

La différence entre ces deux valeurs peut

provenir

d’une interaction de

configuration

^{entre les états}

6s

7p 3P2

^et

^{5d9 6s~} 6p 3P2

relativement

proches

^l’un

de l’autre.

4. Conclusion. ^- Nous avons pu

grâce

à l’excita- tion

optique

par échelons observer le

déplacement

de la

position

du croisement dans l’état 6

’D,

^de

l’isotope 199Hg.

^{Nous avons montré en utilisant}

l’approximation

de Coulomb _que l’effet du

champ électrique

^était

principalement

^{dû au} faible écart

d’énergie séparant

^{les deux}

configurations

^{6s 6d et}

6s

7p.

^{Les mesures} effectuées nous fournissent des informations concernant les fonctions d’onde en

couplage

intermédiaire dans la

configuration

^6s

7p.

Il serait

souhaitable,

^mais

l’expérience paraît plus

difficile à

réussir,

d’étendre cette

expérience

^aux

autres états de la

configuration

^{6s 6d.}

Cependant

des

expériences analogues

à celles de

Khadjavi

semblent réalisables. Nous

espérons

^les

entreprendre

prochainement.

Bibliographie

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