Élargissement des raies infrarouges d'argon dans un arc soufflé

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Submitted on 1 Jan 1963

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Élargissement des raies infrarouges d’argon dans un arc soufflé

E. Fabre, J. Séguier, L. Herman

To cite this version:

E. Fabre, J. Séguier, L. Herman. Élargissement des raies infrarouges d’argon dans un arc soufflé.

Journal de Physique, 1963, 24 (10), pp.737-740. �10.1051/jphys:019630024010073700�. �jpa-00205558�

737.

ÉLARGISSEMENT DES RAIES INFRAROUGES D’ARGON DANS UN ARC SOUFFLÉ

Par E. FABRE, ^{J. SÉGUIER et L.} HERMAN,

Laboratoire des Recherches Physiques ^{de la} Sorbonne, ^Paris.

Résumé. 2014 Les profils ^{des raies} infrarouges ^{de A I} apparaissant ^{dans le} spectre émis par ^une flamme d’argon ^ont été observés et comparés ^aux profils donnés par la théorie de Lindholm. En

ce qui ^{concerne les raies} provenant des niveaux f, il est nécessaire de tenir compte ^{de l’effet Stark}

linéaire.

Abstract.

The profiles of the infrared A I lines emitted by ^a plasma jet have been observed and compared with the line profile theory given by Lindholm ; for the lines with upper f levels, the linear Stark effect lias to be taken into account.

JOURNAL PHYSIQUE 24, 1963,

On sait _que dans _{les gaz} partiellement ^{ionisés a}

concentration electronique 6lev6e, ^{les raies ato-} miques ^sont elargies ^sous l’influence du champ ^6lee- trique intermoleculaire. Cet élargissement peut

maintenant etre calcule avec assez de precision

pour les ^atomes d’hydrogene ^{et d’helium.} Mats,

pour les ^atomes a structure electronique plus ^com- plexe, la theorie est beaucoup moins avane6e. On admet g6n6ralement que l’élargissement est surtout determine par les collisions des atomes excites avec

les électrons. Le contour obtenu est alors essentiel- lement un contour de Lorentz donne par ]a for- mule bien connue

ou 10 ^est 1’intensite maximum _pour w

wmax. La force qui intervient est, ^en principe, celle de l’effet Stark quadratique. ^Suivant la théorie de Lindholm

[1], ^la largeur y et le dépIacement ð ^{sont donn6s}

par les relations

ou net est la concentration 6lectronique et v, la vitesse relative. La constante d’interaction C est determinee par la loi du deplacement de la raie en

fonction du champ 6lectrique ^uniforme. Lorsque

ce champ ^est produit par ^une particule charg6e

sltu6e a la distance r de l’atome émetteur, ^{on a}

ou to est la pulsation ^{de la raie. Des relations} (2)

on voit que le rapport ^de l’élargissement ^{et du d6-} placement est constant et independant ^{de l1e.}

Lorsque l’on tient compte, ^{a la} fois, des effets de collision et statistique, ^{on aboutit au contour} [2]

ou c est proportionnel ^au déplacement, g ^{une cons-} tante dependant de la concentration 6lectroniqtie et B, ^le champ 6lectrique instantan6.

Les largeurs ^{et les} déplacernents ^calculés par la formule (3) pour de nombreuses raies d’atomes neutres et une fois ionises semblent etre en accord satisfaisant avec les observations. Dans les theo- ries publiées jusqu’ici ^on suppose essentiellement que les déplacements ^{des raies des} atomes autres que l’hydrogène ^sont r6gis par 1’eflet Stark _qua-

dratique.

L’objet ^{de la} presente ^{note est} de comparer les contours théoriques ^{des raies} infrarouges d’argon ^a

ceux observes dans un chalumeau a plasma.

Dans ce but, ^{nous avons} enregistré ^les spectres

d’emission de cette source a 1’aide d’un mono-

chromateur type ^{Pfund de 2 m} de distance focale.

Le r6cepteur ^{est une cellule} photorésistante ^au

sulfure de plomb ^refroidie par la neige carbonique.

Un filtre infrarouge 611mine le rayonnement ^de longueur ^d’onde inférieure a 8 000 A. Le signal electrique ^est enregistre ^{sur iin} millivolmetre M. E. C. I. [3]. ^{La source lumineuse est un arc} 6lectrique ^{dont une electrode est} cylindrique ^et

1’autre annulaire. Chaque ^{electrode est} refroidie par

une circulation ind6pendante ^{d’eau. Un} cylindre ^en quartz r6unit les deux parties ^de l’appareil ^et permet d’observer la flamme de cote. L’arc est tra- verse par ^{un courant} d’argon ^sous pression ^atmo- sph6rique ^{avec un} debit de 12 litresfminute. ^Le

courant 6lectrique ^{est de 60} amperes ^{et la tension}

de l’ordre de 45 volts. La temperature du gaz ^est environ 104 OC et la densite electronique ^{de l’ordre}

de 3 X 1016 CM-3 . Dans ces conditions, ^{on observe}

les principales raies d’emission signalées par

Humphreys [4], ^{mais souvent fortement} elargies.

Les raies que ^nous observons peuvent ^{etre clas-}

s6es en 4 groupes :

1) Les raies fines 4p

^{4s dont} l’élargissement

est inférieur a 1’intervalle spectral ^résolu.

2) Les raies fines 4p - 3d mais dont la largeur

et le d6placement peuvent etre mesur6s avec notre

spectrometre (AX > 3 fois la largeur ^instrumen- tale).

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:019630024010073700

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3) ^{Les raies} 4p

5s, ^tres elargies ^{et tres} asym6- triques.

4) ^{Les raies 3d}

4 f , larges ^{et moins} dissyme- triques qu’en (3). _

A titre d’exemple, ^la figure ^{1 montre la raie}

6 589,13 ^cm-1 (2p5

294) ^fortement degradee ^vers

le _rouge et la figure 2, ^la raie ⁶ 082,18 ^cm-1

FIG. 1.

Profil de la raie A I 6 589,13 ^cm-1 (2p5

2s4).

1/intensite Iy ^{est donnee en unites} arbitraires en fonc- tion de la distance au maximum exprim6e ^en Angström.

FIG. 2.

Profil de la raie A I 6 082,18 ^cm-1 (3d2

⁴ Y).

L’intensite 1, est donnee en unités arbitraires en fonction de la distance au maximum de la raie en Angstrom.

(3d2 - 4Y), ^{dont le} profil ^{est tres} different mais

egalement dissymétrique. ^{Ces contours ne peuvent}

etre representes correctement par la formule (1).

Ceci est illustre, ^{a titre} d’exemple, pour le ^contour de la raie 6 082,18 ^{cm-1 sur la} figure 3, ^{ou on a} port6 ^en ordonnee l’inverse de l’intensit6 I expri-

mée en unites de l’intensit6 maximum Io, ^{et en} abscisse, le carré de la distance au centre ( v

vmax) exprimee ^{en cm-1. La courbe V se} rapporte ^{a la}

moiti6 violette et ]a courbe R a la moitie rouge. Si

le contour satisf’aisait la relation (1) ^{on aurait une}

droite passant par le point I, II == I ; v - ^Vmax

0.

On constate que, pour les distances suffisamment

grandes ^du maximum, ^on obtient sensiblement une

droite pour le cote rouge. Par centre, Faile ^violette

s’écarte notablement d’une droite. De plus, ^la portion ^voisine du maximum presente ^{un accrois-}

sement rapide ^de I pour ^une moitie de la raie. La

figure ^{4 montre une} situation semblable _{pour la} raie _{p -} s. Ici, la dissymetrie ^est considerable au

point ^{de donner a la raie} rasped ^d’un profil ^sta- tistique.

FIG. 3.

Forme du contour de la raie 6 082,18 ^cm-1.

En ordonnee figure ^le produit ^de 1’intensite Io ^{au centre}

de la _{raie par} l’inverse de 1’intensite 1( v - vm) ^{a la}

distance v

_vm. En abscisse figure ^{le carr6 de cette} distance v - vm)2 exprime ^en cm-d. On voit que le contour de 1’aile rouge R est different du contour de 1’aile violette V.

FIG. 4.

Forme du contour de la raie 6 252,44 ^cm-1 (2po

2so). En ordonnée figure ^le produit de l’inten- site Io ^{au centre de la raie} par l’inverse de l’intensit6 a la distance au centre (v

vm). En abscisse figure ^{le carrc}

de cette distance ( v - vm) 2 exprime ^en cm-2. On voit que le contour de 1’aile rouge R est different du contour de I’aile violette V.

La forme du profil depend ^du type de la transi- tion atomique. Ainsi, ^toutes les raies p - ^{s ont un} contour semblable a celui de la figure /1:, ^{et 1es raies}

d

f ^{a celui de la} figure ^3.

TABLEAU 1

Comparaison ^{des raies} permises (colonnes ^{1 et} 2) ^{observees avec les raies} interdites (colonnes ^{3 et} 4) ^{calculees dans}

le domaine couvert par les raies elargies.

Les lettres 1, j, k ^de la colonne 5 indiquent que les transitions citees sont interdites par les règles de selection corres-

pondant ^{a ces nombres} quantiques.

ip signifie que les ions parents ^sont différents.

En ce qui ^{concerne la} largeur ^des raies, ^{il est} possible de faire des comparaisons semi-quanti-

tatives entre la theorie et les observations. Connais- sant la structure electronique ^{de 1’6tat} atomique considere, ^on peut calculer les différents éléments de matrice (angulaire, magnetique ^et radial) ^en appliquant les formules de la m6canique quantique

donn6es _par Condon et Shortley [5]. ^{Pour les élé-}

ments angulaire ^et magn6tique, ^{on a} des relations

th6oriques ^tres simples. L’estimation de la _compo- sante radiale est plus incertaine en raison des

approximations ^admises. Mais, ^{dans le cas} present,

seuls interviennent les niveaux sup6rieurs ^{et on} peut ^utiliser I’approximation coulombienne et les tables dressees par Bates ^et Damgaard [6] pour la

composante ^radiale. Ces calculs avaient d6jh ^6t6

faits pour les 6tats electroniques des raies situ6es

dans le domaine visible [1]. Pour les raies infra- rouges nous avons estim6 les elements de matrice et la constante C de 1’effet Stark quadratique.

Suivant la formule de Lindholm les largeurs ^varient

comme C2/3, que l’on peut comparer ^aux largeurs

mesurees. Nous trouvons ainsi que, pour les raies

2P2

2s5, 2P5

2s4, 2p1- 2s2, ^le rapport ^{de la} largeur ^{mesuree a la} largeur ^calcul6e est constant a 30 % pres.

Dans ces estimations theoriques ^{on a} suppose n6gligeables ^les perturbations connues sous le nom

de ^« interaction de configuration ^{» dont on doit}

tenir compte lorsque ^{les niveaux sont} tres voisins.

Cet eff et est probablement peu important ^{dans le}

cas des _{raies p = s,} mals peut ^ne pas 6tre neglige

pour les raies d - f.

Les 6carts a la theorie des profils observes,

740

peuvent ^{etre dus a} diff 6rents effets. La reabsorption pourrait ^{entrainer une} modification profonde ^du

contour des raies. Cet effet semble avoir ete observe par Dickerman et Alpiner [8], ^{dans le} spectre ^de Fargon ^{6mis dans un arc} a haute intensite de cou-

rant, ^{et se} manifeste par la presence ^{d’une faible}

raie d’absorption ^au milieu de la raie d’emission ;

il devient prononce seulement pour les intensites

sup6rieures ^{a 100} amperes. ^{Dans nos} experiences,

l’intensit6 ne d6passait pas 60 amperes, ^{et l’on} peut estimer que ^cet effet est n6gligeable.

Nous avons essaye d’utiliser la relation (3) pour calculer approximativement ^{le contour de la raie}

6 589 cm-1. La forme du profil ^est peu sensible

aux variations du déplacement ^{c. La constante de}

1’effet Stark quadratique ^a ete calcul6e par les rela- tions de la mecanique quantique [5], [6]. ^Le profil

obtenu presente ^une degradation ^{vers le rouge,}

mais beaucoup ^moins marquee que dans le contour observé.

On doit 6galement ^tenir compte de la modifi- cation apport6e ^{au contour} des raies par ^l’inho-

mogeneite ^{de la source} lumineuse. Nous avons

examin6 cet effet pour les raies 6 082,18 ^crn-1 (3d2

4 Y) ^{et 6} 589,13 ^cm-1 (2P5

284). ^{Pour la}

raie 6 589,13 ^{cm-1 le} profil ^obtenu reproduit ^sensi-

blement la dissymétrie ^{de la} figure 1, ^{en conside-}

rant comme valable la théorie de Lindholm. En ce

qui ^{concerne la raie 6} 082,13 em-1, pour obtenir l’accord avec l’expérience, ^{on doit diviser le} dépla-

cement donne _par la formule (2), par 4. Dans le domaine visible, ^{on a observe} egalement ^un d6pla-

cement des raies beaucoup plus petit que celui donn6 _{par la} relation (2) [7]. Notons que la théorie de Griem donne des deplacements plus ^faibles que

ceux calcul6s par la théorie de Lindholm.

La presence ^{de raies} interdites pourrait egalement ^{modifier le} profil de certaines raies 61ar-

gies. L’identification faite _par Humphreys ^{des raies} infrarouges emises dans une source a faible con-

centration 6lectronique peut ^etre incomplete ^pour

un spectre ^{6mis dans un} champ 6lectrique. ^Dans

ces conditions, les raies interdites par ^les r6gles ^de

selection Al = 1, par exemple, peuvent appa- raitre avec une intensite appreciable. ^{Dans le}

tableau 1, p. 739, ^{nous donnons les nombres d’onde et}

l’identification des raies observees par Humphreys

entre 5 900 c=’- et 6 650 cm-1 (colonnes ^{1 et} 2)

et les nombres d’onde calcul6s d’autres raies, ^dans

le domaine couvert par la raie élargie (colonnes ³

et 4). ^La plupart ^{de ces raies sont} interdites. mais nombreuses sont celles dont l’intensit6 augmente

notablement en presence ^du champ 6lectrique,

comme les raies p - p et d

d. L’examen de ce

tableau montre que l’on ^trouve plusieurs raies inter- dites au voisinage ^{de la} plupart ^{des raies} permises, sauf, peut 6tre, ^{la raie 6} 533,18 ^cm-1 (3d1

4 U), pourtant ^tres élargie ^et asym6trique (demi largeur

de 25 A).

En resume, il semble que la th6orie de 1’61argis-

sement par collision soit ^assez satisfaisante _{pour les} raies a niveau superieur peu élevé, lorsque ^l’on

tient compte ^de l’inhomogénéité ^{de la source. Pour}

les raies a niveau superieur eleve, ^les deplacements

sont beaucoup plus petits que ^ceux donn6s _{par la} th6orle classique. La formule (3), ^{bas6e sur une}

th6orle plus complete, ^{donnerait un} d6placement plus petit, mais, ^en r6alit6, ^{elle est valable} pour ^une raie isolée, ^suivant exactement 1’effet Stark _qua-

dratique.

Manuscrit _{regu le} 3 juillet ^1963.

RÉFÉRENCES [1] ^UNSÖLD (A.), Physik ^der Sternatmosphären, ^J. Springer

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[2] ^GRIEM (H. R.), ^KOLB (A. C.) ^{et SHEN} (K. Y.), Phys.

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BARANGER (M.), Phys. Rev., 1958, 111, 481 ; 1958, 111,

494.

GRIEM (H. R.), ^BARANGER (M.), ^KOLB (A. C.) ^{et OERTEL} (G.), Phys. Rev., 1962, 125, 177.

[3] ^HEPNER (G.), Thèse, Paris, 1961 ; ^Annales de Physique, 1961, 6, ^735.

[4] ^HUMPHREYS (R. F.), J. Res. N. B. S., 1952, 49, 73 ;

J. O. S. A., 1959, 49, 118b.

[5] ^CONDON (E. U.) et SHORTLEY (G. H.), ^The theory ^of

Atomic Spectra, University Press, Cambridge, ^1953.

[6] ^BATES (D. R.) ^{et DAMGAARD} (A.), ^Philos. Trans. Roy.

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[8] ^DICKERMAN (P. J.) ^{et ALPINER} (B. P.), ^J. Q. ^{S. R.} T.,

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