Mesure de la structure hyperfine des niveaux quadruplets 1s2 2s 2p(3P°)-3p 4D et -3d 4F° de 14NIII

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Mesure de la structure hyperfine des niveaux

quadruplets 1s2 2s 2p(3P°)-3p 4D et -3d 4F° de 14NIII

J.L. Subtil, P. Ceyzériat, A. Denis, J. Désesquelles

To cite this version:

J.L. Subtil, P. Ceyzériat, A. Denis, J. Désesquelles. Mesure de la structure hyperfine des niveaux

quadruplets 1s2 2s 2p(3P°)-3p 4D et -3d 4F° de 14NIII. Journal de Physique, 1976, 37 (11), pp.1299-

1305. �10.1051/jphys:0197600370110129900�. �jpa-00208526�

MESURE

DE

LA STRUCTURE HYPERFINE DES NIVEAUX QUADRUPLETS 1s2 2s 2p(3P°)-3p ^{4D ET -3d 4F° DE 14NIII}

J. L.

SUBTIL,

^P.

CEYZÉRIAT,

^{A. DENIS et J.}

DÉSESQUELLES

Université de

Lyon I,

Laboratoire de

Spectrométrie Ionique

^et Moléculaire

(*) Campus

^{de la Doua}

69621

Villeurbanne,

^France

(Requle

^{20 avril}

1976,

^{révisé le}

9 juin 1976, accepte

^le

14 juin 1976),

Résumé. ²⁰¹⁴ L’étude expérimentale ^{de la structure} hyperfine des niveaux de termes spectraux

3p 4D

^{et 3d 4F° de 14NIII a} été réalisée _par la technique du faisceau lame. Les résultats obtenus permettent de déduire les constantes de structure

hyperfine

AJ. Ainsi, pour le niveau 3p ^{4D :}

et pour le niveau 3d 4F° :

et

Chacune de ces constantes est exprimée théoriquement ^au moyen des paramètres

monoélectroniques 03C822s(0),

r-3>

~2p et

r-3>

~3p

^ou r-3 >3d. ^La comparaison des valeurs déduites de l’expérience

aux paramètres

monoélectroniques déterminés par calcul Hartree-Fock ^est satisfaisante sauf pour le terme de contact du niveau 3d 4F°. En effet, ^{dans ce} cas, la valeur

expérimentale

est

légèrement

supérieure ^{à la valeur} théorique (6,95 u.a.). ^{Cet écart} indiquerait la nécessité d’inclure la contribution due à la

polarisation

^{du coeur 1s2.}

Abstract. ²⁰¹⁴ The

hyperfine-structure

^{of the} 3p ^{4D and 3d 4F° levels of 14NIII has been studied} by the beam-foil technique using the zero-field quantum beat method. The

experimental

^results

allow us to deduce the

hyperfine-structure

^constants Aj :

2014 For the 3p ^{4D level}

2014

For the 3d 4F° level

Each of these constants can be

expressed by

^{means of one} of the electron parameters

03C822s(0),

r-3 >

~2p

^{and r-3}

>3p or r-3 >3d. Comparison

^between

experimental

and Hartree-Fock values shows good agreement except ^{for the} contact term of the 3d 4F°

level,

^{where the}

expérimental

value

03C822s(0)

^{= 7.47 ± 0.13 a.u. is}

slightly higher

than the theoretical value (6.950 a.u.). ^{The dis-}

crepancy would indicate the

non-negligible

influence of the

polarisation

^{of the core 1s2.}

Classification

Physics ^Abstracts

5.230

(*) ^{Associe au C.N.R.S.}

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:0197600370110129900

1300

1. Introduction. ^- Les

developpements

de la techni- que du faisceau-lame

(Beam-foil Spectroscopy)

^ont

permis,

^a

partir

de l’observation de battements

quantiques,

^{la mesure de la structure fine ou de la}

structure

hyperfine

de divers ions.

Depuis

^les

premiers

travaux sur

1’hydrogene [1],

^1’helium

[2],

^{de nom-}

breuses

experiences

^{ont fait}

l’objet

^de

publications

dont les references sont not6es dans

plusieurs

^revues

bibliographiques [3, 4, 5].

L’observation des batte- ments

quantiques

^en

champ nul, g6n6ralement

^aisee

pour les elements

16gers,

devient tres souvent delicate pour des ions de ^masses

plus

^6lev6es.

Cependant,

des

experiences

^{r6centes sur le carbone}

^13CII

^et

III

[6]

^ainsi que ^sur 1’azote

14NIV [7, 8],

^{tendent à}

d6montrer _que la

technique

^{utilis6e reste}

applicable

pour la determination de structures fines ou

hyper-

fines dans le cas d’atomes de masses

importantes

fortement ionises. Dans ce

travail,

^la m6thode des battements

quantiques

^en

champ

^{nul a ete utilisee}

en vue de la determination de la structure

hyperfine

des 6tats excites

1 s2

2s

2p(3P°) 3p ^4D

^et

^{1 sz}

^2s

2p(3P°)

3d 4F° de 1’atome d’azote doublement ionis6.

L’interpr6tation th6orique

des r6sultats est faite

en calculant la structure

hyperfine

des niveaux

d’6nergie

^au moyen des constantes

mono6lectroniques

relatives aux electrons

2s, 2p, 3p

^ou 3d. Les contri- butions

majeures proviennent

des couches incom-

pletes

^{2s et}

2p.

^La contribution faible due aux effets de correlation entre

electrons,

^telle que la

polarisation

du coeur

1 s2

n’a _pas ete introduite. La

composante quadrupolaire

^a ete calculee mais donne une contri- bution

n6gligeable

^{dans tous les cas.}

2. Considerations

th6oriques.

^{- Les battements}

quantiques caract6ristiques

^{de la structure fine ou}

hyperfine

^{du niveau}

sup6rieur

d’une transition radia- tive se traduisent _par une somme de fonctions tri-

gonom6triques superposees

^{au declin}

exponentiel

de 1’etat excite

produit

par l’interaction faisceau- lame. Plusieurs

descriptions th6oriques

des batte- ments

quantiques

^{ont ete}

expos6es,

^en

particulier

par Macek

[9],

mais les memes r6sultats

peuvent

^etre obtenus de

faqon plus

^{condens6e en} utilisant le formalisme de la matrice

densit6,

^{sur une base}

d’op6-

rateurs tensoriels irreductibles dans

1’espace

^{de Liou-}

ville

[2, 10].

2.1 INTENSITP ^{DE LA} LUMIERE tmise. ^- L’intensité lumineuse emise _par les atomes

excites,

par unite

d’angle

solide dans une direction donnee et pour ^une

polarisation

ⁱ

s’exprime

par :

ou la constante

No depend

des conditions

exp6rimen-

tales. L’6volution de

l’op6rateur

^densite

a(t)

^fait

intervenir la duree de vie ^{i =}

ilr

^{du terme}

sup6rieur

et le Hamiltonien

JCo

^en 1’absence du

champ

^de

rayonnement :

a est la matrice d’excitation resultant du _passage des ions au travers de la feuille. Afin d’utiliser les

sym6tries

^de

1’experience, 1’operateur

^{densite est}

d6velopp6

^sur la base des

op6rateurs

^tensoriels

irreductibles { Tq(k’) } :

La matrice de detection

D(g)

^{est d6finie au} moyen des

composantes

standards de la matrice densite du

photon 03A6kq(e).

La th6orie est

d6velopp6e

^dans

1’hypothese

^d’une

excitation

ind6pendante

^des

spins

^{S et I} de l’atome.

A la suite de 1’excitation

impulsionnelle

^des

^ions,

les sous-niveaux de 1’6tat excite sont

peuples

^s6lec-

tivement :

L’expression

de l’intensit6 est 6tablie en

supposant :

- le

couplage (LS) respect6,

- le transfert

d’alignement

par cascade

nul,

- aucun

m6lange

entre structure fine et

hyperfine.

Ainsi,

il vient :

K ,

avec les fonctions

M(t)

^d6finies par : FF’J

Le nombre

quantique Lo

^définit le niveau inferieur de la transition. La consideration des

sym6tries simplifie beaucoup

^cette

expression.

^En

effet,

par rotation autour du

faisceau, 6

^reste

inchangé,

^ce

qui implique

que seuls les

LQO

^sont diff6rents de 0. De

plus,

^la

sym6trie

de reflexion _pour tout

plan passant

par le faisceau d’ions se traduit _{par :}

Ainsi seules les fonctions

co

^{avec n =}

0, 1,

^{..., L}

ne sont pas nulles. Les fonctions

0’(g)

^{sont d6finies}

pour K

⁼

^0,

^{1 et 2. n reste donc dans}

1’expression (3)

les

produits

La

partie

^modul6e

M(t)

^{est obtenue a}

partir

^de

(6)

avec F = F’ pour ^une valeur de J donn6e.

Ainsi,

en

polarisation

lin6aire suivant un axe

parall6le

^à

1’axe du faisceau

d’ions,

l’intensit6 lumineuse s’6crit

en calculant

num6riquement

les coefficients

figurant

dans les

equations (5)

^et

(6).

a)

Pour le niveau

3p

^{4D :}

avec

b)

^Pour le niveau 3d

’F’

avec

La somme des coefficients des

expressions

^de

M(t)

est dans chacun des cas

prise 6gale

^{a 100. Les}

quantit6s OFF,J correspondent

^{aux 6carts de structure}

hyperfine

pour le niveau

superieur

de la transition. Ces ecarts

se d6duisent de

1’6nergie

des niveaux du

multiplet exprim6s

par :

avec

La connaissance des

frequences

de battement

permet

de d6duire les constantes de structure

hyperfine.

2.2 DETERMINATION

THTORIQUE

DE LA STRUCTURE HYPERFINE. ^- Le calcul de la structure

hyperfine

^d’un

systeme atomique

^a

cinq

electrons tel _que NIII

1 s2

2s 2

pnl

^devient

rapidement

fastidieux

lorsque

le nombre d’interactions

prises

^en consideration augmente. ^De

plus, lorsque

structures fines et

hyper-

fines sont du meme ordre de

grandeur,

^la

diagonali-

sation du Hamiltonien devient n6cessaire. Dans le cas

contraire,

^{les elements non}

diagonaux peuvent

^etre

negliges

^et

1’6nergie WF

d’un niveau F

s’ecrit,

^en

omettant les

Wj :

Cette

expression

^est

diagonale

^{en J et}

n6glige

^les

interactions de

configurations.

^Le Hamiltonien de structure

hyperfine XF repr6sente

^{la somme des}

op6rateurs

d’interaction

dipolaire magn6tique

^{et qua-}

drupolaire electrique.

a)

Interaction

magngtique dipolaire

uB est le

magn6ton

^de

^Bohr,

PN le

magn6ton ^nucl6aire,

JlI la valeur du moment

magn6tique

nucl6aire donne par les tables.

I est le

spin

^du noyau

6gal

^a 1 pour 14N.

En notant

symboliquement ri- 3 > l’int6grale

radiale d’un 6lectron i avec

li :0

^{0 et}

g/f(0)

^la

probabi-

lite de

presence

^au noyau d’un electron ns

(li

⁼

0),

Ni

l’ecriture tensorielle de

Ni est

la suivante :

r3i

Les

composantes

^de

l’op£rateur

^tensoriel

^C(2)

^sont

proportionnelles

^aux

harmoniques spheriques

^de

rang 2 pour 1’electron i. En

supposant

^{J et I bons} nombres

quantiques,

il vient :

ou _y

repr6sente

^tous les electrons de la

configuration.

La m6thode habituelle de reduction d’un element de matrice r6duit

permet

^d’obtenir pour

WF

^{une somme}

de termes dont les elements de matrice r6duits

dependent

seulement des nombres

quantiques

^de

chaque

^electron.

1302

b)

Interaction

quadrupolaire électrique. - L’ex- pression

de l’interaction

quadrupolaire 6lectrique

peut ^{etre ecrite sous la} forme d’un

produit

^scalaire

de deux

operateurs tensoriels,

^l’un

electronique Ce(2)

et 1’autre nucl6aire

C.(2) [11] :

En

remplaçant re3 >

par la valeur en unite

atomique

^foumie par ^un calcul Hartree-Fock avec

Q

⁼

^{10-26 cm’} [12],

le calcul montre que 1’effet de l’interaction

quadrupolaire

^{sur les} diff6rents 6carts de structure

hyperfine

^{ne conduit}

qu’a

^des

d6pla-

cements de l’ordre du

MHz,

faibles devant l’incerti- tude sur les r6sultats

exp6rimentaux.

c) Expressions

^des constantes

Aj.-

^- La réduction de

1’6quation (18)

^{au cas} des 6tats excites consid6r6s introduit les

param6tres mono-electroniques

- Pour le niveau

3p

^4D

dans

laquelle

les seules valeurs a donner a J sont

5/2

et

7/2 (formule (9)).

^{aj et}

3J

^ne

dependent

que des nombres

quantiques

^{orbitaux et de}

spins

des electrons de la

configuration.

^Ces

quantit6s

^{sont donn6es}

dans le tableau I.

TABLEAU I

Coefficients

aJ ^et

Bj

^{de la}

formule (20) exprimés

^en

MHz/u . a.

- Pour le niveau 3d

4F°

avec J ⁼

3/2, 5/2, 7/2

^et

9/2.

^Les coefficients calcul6s sont classes dans le tableau II.

Remarquons

^leurs

variations

lorsque

^J diminue : alors _que

flj

^et yj augmentent, ^le

phenomene

^{inverse se}

produit

pour aj

qui prend

^{une valeur} tres faible _{pour J} ⁼

5/2

^et

devient meme

n6gatif lorsque

^{J =}

3/2.

^Cette

parti-

cularite se traduit _par un

rapprochement

des niveaux de structure

hyperfine

pour J ⁼

5/2

^{et une inversion}

dans l’ordre des valeurs de _{F pour J} ⁼

3/2 (Fig. 2).

TABLEAU II

Coefficients

aJ,

PJ

^et YJ de la

formule (21) exprimés

en

MHz/u.

^a.

3.

Dispositif experimental.

^- L’acc&16rateur Van de Graaff

2,5

MeV du Laboratoire a ete utilise _pour

produire

^{les ions}

^14N+.

^Ces

particules

^acc6l6r6es

sont doublement ionis6es et excit6es en passant ^{a tra-}

vers une feuille de carbone

d’6paisseur 10 ± 2 Jlg/cm2 plac6e perpendiculairement

^{au faisceau.}

L’6nergie

des ions acc6l6r6s est calibr6e au moyen de reactions

A121(p, y).

^La vitesse des

particules

^{est reduite a cause}

de la perte

d’6nergie

dans la feuille

qui

peut

etre evaluee,

^a

partir

^des tables de L. C. Northcliff et R. F.

Schilling [13].

^La

pression

r6siduelle dans la chambre

d’experience repr6sent6e

^{sur la}

figure

¹

doit etre maintenue a

quelque

^{10-6 torr. A cet}

effet,

^un

piege

^{refroidi est}

place

^{entre la} pompe à diffusion d’huile et la chambre. Ce

dispositif

^ralentit

le

vieillissement

des feuilles de carbone en

pi6geant

la

plupart

^des

impuret6s

^telles que les

composes organiques provenant

^des pompes secondaires et

prinaaires.

^Le

deplacement

^{sous vide du} support ^des lames minces est assure _par un moteur pas a pas à commande

6lectronique.

^Au

total,

^{12 cibles solides}

minces peuvent ^etre

plac6es

^{sur le} parcours du faisceau

ionique

d’intensit6 3

uA.

Le

systeme optique,

^le

syst6me

de detection et

1’electronique

^de

comptage

^{utilises sont}

repr6sent6s

sur le schema

general

^{de la}

figure

^{1. Le} temps ^de comptage ^des

photons

pour

chaque position

^{de la}

FIG. 1. ^- Dispositif experimental.

cible est normalise sur l’intensit6

ionique

^{du faisceau}

d’ions ou sur le nombre total de

photons

^{6mis au}

voisinage

imm6diat de la cible.

4. R6sultats

experimentaux.

^{- Les} transitions 2s

2p

^{3s ’P’-2s}

2p 3p

^4D

(4

⁵¹⁵

A)

^{et 2s}

2p 3p

^4D-

2s

2p

^{3d 4F°}

(4

⁸⁶¹

A)

^{de NIII sont intenses en} spec-

troscopie

de faisceaux d’ions entre 1 et 2

MeV;

^leurs dur6es de vie sont relativement

longues,

^voisines

de 20 ns

[14].

^{A cause de la}

presence

de cascades de niveaux

atomiques plus

6lev6s de vies _moyennes courtes, les courbes de declin se

pr6sentent

^{comme la}

diff6rence de deux

exponentielles

et tournent leur concavite vers le bas. Comme le montre la

figure 2,

les 6carts entre niveaux de structure

fine,

^donn6s

par les tables de C. Moore

[15] atteignent plusieurs

dizaines de cm-1 _pour les niveaux 3d 4F° et

3p ^4D.

FIG. 2. ^- Representation schematique des niveaux atomiques ^6tu-

di6s dans NIII. La structure fine indiquee ^{en cm -1 est très} grande

vis-A-vis de la structure hyperfine. ^Pour le niveau 3d4 F°, ^l’ordre des nombres quantiques F est ^inverse lorsque ^{J =} 3/2. ^{La structure} hyperfine du niveau 3p ^{4F est} mesuree seulement pour J ⁼ 7/2

et 5/2.

4.1 ETUDE DU NIVEAU

3p

^{4D. - La}

figure

³

repr6-

sente la modulation obtenue _pour le niveau

3p

^4D.

La lame

mince, deplacee

^de 450 Nm ^entre

chaque point

^de mesure, est traversee _par le faisceau d’ions 14N+

d’cnergie

^{2 MeV.} Les resultats

exp6rimentaux

deduits de

1’analyse fr6quentielle

de la modulation sont

groupes

dans le tableau III. La relative

simplicite

de la transformee de Fourier de la

figure 4,

^ou appa- raissent trois

frequences

^vers

970, 1 390

^{et 1 760}

MHz,

peut ^etre

expliqu6e.

^En

effet,

les formules

(8)

^et

(9)

FIG. 3. ^- Battements quantiques pour le niveau 3p ^{4D. La modu-}

lation obtenue après soustraction de la courbe de declin est ajustee

par ^une methode de moindres carres a une somme de cosinus repr6-

sentant les composantes ^de plus fortes intensites. Au voisinage ^de

la feuille, ^le porte-cible masque ^une partie du faisceau lumineux,

ce qui ^rend impossible 1’observation du d6but de la modulation.

FIG. 4. ^- Analyse de Fourier de la modulation _pour le niveau 3p ^4D de NIII. Les deux composantes principales ^du signal ^{ont comme} frequences 1 390 ± 15 MHz et 1 760 ± 20 MHz. La partie ^hachu-

ree represente ^la puissance spectrale ^{obtenue au} moyen de la methode

d’entropie ^maximum pour les memes donnees. La resolution en

frequence ^{est bien} superieure dans la deuxi6me analyse ^{mais il}

n’est _pas possible ^de distinguer deux battements a 1 390 MHz.

Notons _que l’intensit6 des composantes pour le spectre d’entropie

maximum n’est _pas donnee _par la hauteur du pic ^mais par 1’aire de la partie ^hachuree.

indiquent

que le nombre de

frequences

observables

se réduit t a 4 a cause de la nullit6 des

amplitudes

^des

modulations

correspondant

^{a J =}

1/2

^{et J =}

3/2 (nullite

accidentelle _pour ce dernier

cas).

^En outre, le calcul montre que deux de ces quatre

frequences

sont tres voisines et de l’ordre de 1 390 MHz. Une

analyse plus

fine des donnees a ete tent6e _par la m6thode

d’entropie

^maximum

d6velopp6e

^{en Geo-}

physique [16, 17].

Caracterise _par une meilleure resolution _que la transform6e de Fourier ^et _par ^un

rapport signal/bruit élevé,

^le

spectre

^de

puissance

obtenu ne permet pas

cependant

^{de trouver deux}

composantes ^{vers 1 390 MHz. A 2 300 et 3 100}

MHz,

deux battements de tres faibles intensites

emergent

du bruit de fond dans le spectre de Fourier et peuvent etre relies aux modulations

Qg S 7

^et

Q7 3 S d’amplitudes

222 -2-2i

tres faibles.

De

1’experience

^ainsi

realisee,

^{il est}

possible

^de

d6duire les valeurs absolues des constantes

A5/2 et

A7/2

tres voisines l’une de 1’autre. Les coefficients

1304

TABLEAU III

Risultats

expirimentaux

^{obtenus pour le niveau}

3p

^4D. La dernière colonne est diduite de

1’expression

de l’intensiti de la lumière émise

( formules (8)

^et

(9)).

L’abreviation T.f.

indique

^une intensite très

faible.

figurant

dans le tableau I 6tant tous

positifs,

^les

constantes

A5/2

^et

A7/2

^sont n6cessairement

positives.

Dans le tableau

V,

les valeurs

exp6rimentales

^de

param6tres mono-6lectroniques

^sont

compar6es

^aux

valeurs

th6oriques

d6termin6es _par un calcul Hartree- Fock. Les commentaires concernant les valeurs obte-

nues sont donn6s dans la discussion.

4.2 ETUDE ^{DU NIVEAU} 3d

4po.

^- La modulation observ6e a 4 860

A (Fig. 5) d’apparence plus compli- qu6e

que

pr6c6demment

^{a ete}

analys6e

^{en effectuant}

la transform6e de Fourier

presentee

^{sur la}

figure

^6.

Il

apparait

^{nettement sur cette}

figure

^huit

frequences

de battement

correspondant

^aux

composantes

spec- trales les

plus

^intenses

parmi

l’ensemble des douze

pul-

sations donn6es _par la th6orie

(formule (11)).

^Le

tableau IV rassemble les r6sultats

experimentaux

fournis _par 1’etude du niveau 3d

4F°.

L’identification

propos6e

repose

principalement

^{sur la}

comparaison

du

spectre

de Fourier

(Fig. 6)

^avec

1’expression

FIG. 5. ^- Representation des battements quantiques ^{du niveau}

3d 4F’ de NIII. L’exp6rience ^a 6t6 realisee a une 6nergie ^{de 2 MeV}

et la distance entre deux points successifs est 150 pm.

FIG. 6. ^- Analyse de Fourier de la modulation repr6sent6e ^sur

la figure ^{5. Les huit} principales composantes correspondent ^aux

battements quantiques ^{entre niveaux} hyperfins ^{F et} F’ de chacun des niveaux de structure fine J.

th6orique

^donn6e par h formule

(11).

Afin de confir-

mer les r6sultats

obtenus,

^{des mesures ont} 6t6 r6alis6es a

plusieurs energies

du faisceau incident ainsi _que pour diff6rents _pas de translation de la feuille de carbone. Les _marges d’erreur affect6es aux

frequences

mesur6es du tableau IV tiennent compte de l’incer- titude sur

1’analyse

de Fourier ainsi _que sur la vitesse des ions. Entre 200 et 700

MHz,

l’incertitude

d’analyse

est

pr6pond6rante. L’exploitation

des r6sultats

exp6-

TABLEAU IV

Résultats

expérimentaux

^obtenus pour le niveau 3d

’F’.

La dernière colonne est déduite de

l’expression

de l’intensite de la lumière imise

( formules ⁽¹⁰⁾

^et

(11)).

rimentaux met a

profit

les variations des coefficients aJ,

BJ

^et yj des

expressions (21).

^Ce

syst6me

^de quatre

equations

^est

compatible

^{dans la mesure ou la cons-}

tante

A312

^est

negative

^{et il}

permet

de determiner les trois

param6tres ql2.(O), 2 ^{r- 3} >2p

^et

^{( r- 3} > 3d

^avec

une

precision

^meilleure que dans le cas

precedent,

comme le montre le tableau V.

5. Discussion. ^- Les r6sultats rassembl6s dans le tableau V montrent tout d’abord _que les

parametres mono-6lectroniques

des electrons 2s et

2p

^{ont des}

valeurs

comparables. N6anmoins,

pour le niveau

3p 4D,

la contribution du terme de contact de Fermi

(electron 2s)

^est

pr6pond6rante (85 %

^{de la valeur}

de

A7/2

^{et 75}

^%

de la valeur de

A5/2).

^Cette

^remarque

est

6galement

^vraie pour le niveau 3d

4F°,

^sauf pour J ⁼

5/2.

^{Dans ce cas} la contribution

pr6pond6rante

est celle due a l’interaction

dipolaire

pour 1’electron

2p, qui

^atteint

approximativement 76 %

^{de la valeur}

de

AS/2.

^Cette

particularite permet d’obtenir ( ^r-3 >2p

avec une

precision

^meilleure que 10

%.

^{Les deux}

valeurs

exp6rimentales

^obtenues pour le

parametre

§§22s(0)

^sont

coh6rentes,

^{avec une}

precision

^meilleure

que 2

%

^{dans le cas le}

plus

favorable. La

comparaison

des

param6tres mono-6lectroniques exp6rimentaux

et

th6oriques

pour les electrons 2s et

2p

^{sont en bon}

accord,

^a

1’exception

^{de la}

probabilite

^de

presence

au noyau

ql 2s(O)

d6duite de 1’6tude du niveau 3d ’F’

qui

^est

superieure

a la valeur calculee d’environ 7

%.

Cette diff6rence

signifie peut-etre

que dans la valeur

th6orique,

^il faut inclure une contribution non

n6gli- geable

^telle que la

polarisation

^{du coeur}

1 s2,

^{donc une}

TABLEAU V

Les

paramètres mono-electroniques relatifs

^{aux élec-}

trons

2s, 2p, 3p

^{et 3d sont}

exprimés

^{en unites}

atomiques.

correction du second ordre due aux effets de corr6- lations entre electrons.

Les interactions

dipolaires

pour les electrons 3d et

3p

sont toutes deux a la limite des effets non

n6gli- geables, compte

^{tenu de la}

precision

des r6sultats.

Ainsi les valeurs

exp6rimentales

^des

int6grales

^radiales

r-3 > 3d et r-3 >3p

donnent seulement un ordre de

grandeur

^{de ces}

quantit6s.

Les r6sultats auraient sans doute ete

am6lior6s,

pour le niveau

3p 4D,

par la connaissance des ^cons- tantes de structure

hyperfine A1/2 et A3/2.

^{La mesure}

de ces constantes devrait etre

possible

par ^cette

r technique,

^{mais en} modifiant la

geometrie

^de

1’exp6-

rience. En

effet,

^{si on incline la cible} par rapport ^{a la} direction du faisceau

d’ions,

^{on fait}

apparaitre

^dans

1’expression

de l’intensit6 en

plus

^des composantes tensorielles de _{rang k} ⁼ 0 et k ⁼ 2 les tenseurs de

rang k

^{= 1}

[18-21].

6. Conclusion. ^- L’etude des battements

quanti-

ques obtenues _par la

technique

du faisceau lame a

donc

permis

^{la mesure de la structure}

hyperfine

^des

etats excites

1 s22s 2p(3P°)3p4D

^et

1 s22s2p(3pO)3d4FO

de 1’atome d’azote doublement ionis6. Une telle etude montre que les 6carts

hyperfins

^{sont de} l’ordre du

gigahertz,

soit environ 33 mK. Ainsi _pour des

longueurs

^d’onde voisines de 5 000

A,

^{une etude}

spectroscopique

des raies _par les m6thodes conven-

tionnelles avec un

pouvoir

de r6solution R ⁼ 500 000

ne

permet

pas de mesurer la structure

hyperfine.

Il serait necessaire de

multiplier

par ^un facteur 100 cette valeur de R _pour obtenir des resultats _compa- rables. Notons

cependant

que les raies observ6es et en

particulier

^{celle a 4 515}

^A pourrait

certainement etre reetudiee avec une

precision

^{sans doute}

superieure,

au moyen d’une excitation selective du faisceau d’ions par ^un

rayonnement

^{laser. La} difficult6 essentielle d’une telle

experience

reside dans l’obtention de 1’azote doublement ionise

prepare

^{dans un 6tat}

propice

a 1’excitation laser.

Remerciements. ^- Les auteurs tiennent a remercier tout

particulierement

^M.

Dufay

pour de fructueuses discussions tout au

long

^{de ce travail.}

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