INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLUSIEURS COUCHES ÉLECTRONIQUES INCOMPLÈTES ; IDENTIFICATION DES SATELLITES Kα DES ATOMES LÉGERS

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Submitted on 1 Jan 1971

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INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLUSIEURS COUCHES

ÉLECTRONIQUES INCOMPLÈTES ;

IDENTIFICATION DES SATELLITES Kα DES ATOMES LÉGERS

A. Sureau

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A. Sureau. INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLUSIEURS COUCHES ÉLECTRONIQUES INCOMPLÈTES ; IDENTIFICATION DES SATELLITES Kα DES ATOMES LÉGERS. Journal de Physique Colloques, 1971, 32 (C4), pp.C4-105-C4-114.

�10.1051/jphyscol:1971420�. �jpa-00214621�

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C4, supplément au no 10, Tome 32, Octobre 1971, page C4-105

INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLU SIEURS COUCHES ÉLECTRONIQUE s INCOMPLÈTE s ^; IDENTIFICATION DES SATEL-

LITES Ka DES ATOMES LÉGERS

A. SUREAU

Laboratoire de Chimie Physique de la Faculté des Sciences, 91, Orsay.

Résumé. - En utilisant les expressions littérales des éléments de matrice entre configurations comportant plusieurs couches électroniques incomplètes du type s, p ou d on a appliqué la méthode multiconfigurationnelle de Layzer (comportant le calcul approché du terme du second ordie de perturbation) pour évaluer un certain nombre de niveaux d'énergie des ions du type Ne, Na, Mg et Al, ce qui permet de calculer les éneigies des transitions K-1 -t L-1 et K-1 L-1 ⁺ L-2. Compte tenu de l'examen des intensités relatives théoriques ces résultats, comparés aux données expéri- mentales récentes, conduisent à une nouvelle ientification des raies d'émission satellites Ku des ions (ou atomes) considérés.

Abstract. - Starting with the litteral expressions for matiix elements between configurations having several open shells of the type s, p or d, we used the Layzer's multiconfigurational method (comprising an approximate second-order perturbation term) to evaluate a number of energy levels of Ne, Na, Mg and Al-like ions, which permitted to calculate the energies of the K-1 -- ^L-1

and K-1 L-1 + L-2 transitions. These results, with the investigation of the theoretical relative intensities and the comparison with recent experimental data, lead to a new identification of the Ku satellite emission lines of the ions (or atoms) under consideration.

1. Introduction. - Dans de nombreux cas, dont le problème de l'identification détaillée des satellites Ka (attribués à des transitions du type K-' L-l + L - 2 ) constitue un exemple particulier, il est nécessaire d'obtenir des valeurs théoriques précises pour les transitions entre les niveaux d'énergie électroniques des atomes, si l'on veut pouvoir confronter utilement ces valeurs à des résultats expérimentaux. Les métho- des théoriques les plus simples s'avèrent alors insuffi- santes pour remplir ce rôle. En particulier, l'approxima- tion consistant à décrire les états atomiques au moyen de configurations uniques doit être abandonnée. Des techniques plus élaborées comme les méthodes self- consistantes multiconfigurationnelles présentent cepen-

II. Calcul de l'énergie. - Dans cette méthode, l'énergie d'un système atomique dans un état station- naire appartenant à un terme spectroscopique donné s'exprime sous la forme

où Eo, E, et E2 sont déterminés par le calcul théorique et valables pour toute une série isoélectronique ; le numéro atomique Z intervient ici comme une variable.

Le terme d'approximation zéro a une expression très simple :

dant le défaut d'imposer une augmentation considéra-

N étant le nombre d'électrons du système, qn, le nom- ble des calculs à effectuer par des procédés numériques

(à moins de se limiter à un petit nombre de configura- bre d'électrons sur la couche (nl).

Le terme du premier ordre El est obtenu par diago- tions) et l'inconvénient de nécessiter un choix de fonc-

nalisation de la matrice construite avec l'opérateur tions initiales qui peut être plus ou moins judicieux,

comme est plus ou moins arbitraire la sélection des d'interaction coulombienne sur la base des fonctions d'onde associées à la même valeur propre Eo dégénérée.

configurations interagissantes. Nous avons donc pré-

féré utiliser la méthode de Layzer [ l ] dans laquelle la Le terme E2 a pour expression : théorie des perturbations détermine les fonctions 2

E 2 = - C ^{4ni c o n 1}

d'onde et fixe le nombre et la nature des configurations

ni 2 n 2 à considérer. Nous avons toutefois conservé, pour le

calcul du terme du second ordre de perturbation, une où méthode approchée proposée par Layzer et Horak [2],

Don, = 2

(2)

utilisant des paramètres (80) indépendants de Z(numéro 4n~

atomique). L'utilisation de cette méthode approchée pour évaluer

8

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1971420

C4-106 A. SUREAU le terme E, permet de simplifier le calcul de l'énergie sans grande perte en précision, comme nous l'avons constaté 131. Le calcul du terme E2 par la théorie de perturbation, même si l'on néglige l'influence des états du continuum, serait incomparablement plus compliqué pour les ions que nous avons étudiés.

Hartmann et Hendel [4] ont récemment effectué un calcul de ce type pour des systèmes ne comportant des électrons que sur les couches K et L.

L'approximation que nous utilisons facilite la prise en considération des électrons situés sur la couche M.

Nous avons pu de la sorte étudier les cas des ions du type Na, Mg et Al. L'étude de ces systèmes nécessite la détermination de nombreux éléments de matrice qui présentent une très grande variété du point de vue du calcul des facteurs angulaires. En outre il était intéressant de les établir puisque, ne dépendant ni des nombres quantiques n ni de l'éventuelle présence de couches électroniques complètes, ils présentent un certain caractère de généralité. Nous avons présenté par ailleurs les expressions théoriques littérales de ces éléments de matrice [5]. Ce sont celles qu'on obtient en utilisant la formule (*) établie par L. Armstrong Jr. [6]. Les valeurs numériques sont données par un ordinateur au moyen d'un programme composé par Y. Bordarier et A. Carlier [7] pour la partie angulaire, et selon la formule que nous avons établie [8] pour la partie radiale.

III. Examen des intensités relatives théoriques. -

Nous procédons à l'examen des intensités relatives des transitions K - l L-' ^-t L-', dans le cadre du schéma LS, en adoptant deux hypothèses simplificatrices :

1) les électrons situés sur la couche M n'ont aucune influence sur la probabilité de transition

2) le processus de création de la lacune L est équi- probable, qu'il s'agisse d'une lacune 2 s ou d'une lacune 2 p. Du fait qu'il y a trois fois plus d'électrons 2 p que d'électrons 2 s, les états initiaux comportant une lacune 2 p seront donc trois fois plus nombreux

que ceux comportant une lacune 2 S.

Puisque nous ne cherchons pas à évaluer les inten- sités absolues des raies, nous négligerons, en outre, Ies différences possibles entre les facteurs de recouvrement des fonctions d'onde des états initiaux et des états finaux des électrons non actifs dans la transition. Ces facteurs ont été analysés, dans le cas de fonctions d'onde décrites par un déterminant de Slater unique, en particulier par Friedel [9].

Pour tirer les conséquences de ces hypothèses, nous effectuons un calcul tout à fait analogue à celui pré- senté par Wybourne [IO] pour le cas de l'émission spontanée de radiation à partir d'états atomiques en couplage Russell-Saunders, En schéma LS, on peut

(*) Quelques erreurs typographiques évidentes se sont glissées dans l'équation 27 de la référence 6.

distinguer cinq transitions K - l L1- -+ L-' que, suivant Horak [Il], nous notons :

Si I(aSL ; a' Sr L') désigne l'intensité totale d'une raie d'émission due à la transition de N(aSL) atomes de l'état initial 1 aSL) à l'état final 1 a' S' L'), nous pou- vons écrire :

où K est commun aux cinq raies A, B, C , D, E si l'on néglige les faibles différences entre leurs nombres d'onde, et où S a pour expression :

l'opérateur C ^ri cq1)(i) étant l'opérateur moment dipo-

qi

laire. En exprimant S au moyen de l'élément de matrice réduit, on obtient :

I(aSL ; a' Sr L') =

en tenant compte de l'hypothèse 2) ci-dessus. Le cal- cul de l'élément de matrice réduit pour les transitions B, C et E découle directement de l'équation (3-18) de Wybourne [IO]. Nous avons obtenu, d'une façon analogue, les éléments de matrice correspondant aux transitions A et D [5]. Avec

Co

S<ni,nrtr) =

5

O

les valeurs respectives de I(aSL ; a ' s ' L') sont les suivantes :

Si S(2 p, 1 s) a la même valeur pour les cinq transi- tions, les intensités relatives apparaissent donc comme suit :

Transition

- A B C D E

- - - - -

Intensité 4,5 1 9 4,5 5

Si nous avions considéré le couplage Spin-Orbite de Russell-Saunders, les résultats ne seraient évidem- ment pas identiques : la transition C se démultiplierait

INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLUSIEURS COUCHES C4-107 en six raies et la transition D en trois raies. L'expres- II faudrait donc établir des hypothèses (ou utiliser sion de l'intensité totale de chaque raie serait [IO] : d'autres données) pour évaluer les diverses valeurs de la quantité N(aSLJ). Les valeurs de l'expression I(aSLJ ; a' S' L' J') =

- - _{2 J + l K S(S, S') (2 J} + ^{1) (2 J'} + ^{1) x F(J, J') = (2 J} + 1) (2 J' + 1)

~ S L zricil) a ' S ' L > 2 . correspondant aux différents cas étudiés ici sont les

(

12( ^II

¹¹

IV. Résultats et interprétation. - Nous présentons tout d'abord dans le tableau 1, en unités atomiques, l'ensemble des résultats théoriques que nous avons obtenus concernant l'énergie des termes spectroscopi- ques initiaux et finaux des diverses transitions aux- quelles nous nous intéressons (raies mères et raies satellites). Nous avons joint à ce tableau les états fon- damentaux de Na, Mg et Al neutres, calculés dans un travail précédent [3]. La configuration prépondérante de chaque terme spectroscopique présent dans ce tableau est donnée, avec son poids, en appendice.

La liste complète des configurations interagissantes figure dans la référence [5].

Le premier renseignement que l'on tire des résultats du Tableau 1 est la position, dans l'échelle des énergies, de la raie mère Ka,,,. Les composantes de cette raie ne sont pratiquement pas dissociées (expérimentale- ment) pour les cas que nous étudions. Or, si pour le néon et le magnésium nous ne pouvons considérer

apparaître que peu d'écarts entre les diverses compo- santes (sauf pour la transition 'Po ⁴ 'S de l'alumi- nium qui est nettement séparée des cinq autres grou- pées, mais possède une intensité relativement très faible). Ces écarts sont grosso modo de l'ordre de grandeur de la largeur (expérimentale) de la raie mère.

C'est pourquoi nous avons décidé de combiner les composantes calculées, de façon à obtenir une valeur unique pour la position de la raie mère. Pour i'alumi- nium, par exemple, les deux termes de l'état initial sont 'Po et 'Po. NOUS supposons qu'iIs existent res- pectivement dans les proportions 114 et 314. Pour cha- cun, la transition peut se faire vers les états S, P ou D.

Nous les affectons respectivement d'un facteur 1/9, 319, 519. Au total, la raie mère a une position déter- minée par la formule :

-

qu'une seule composante, dans le schéma LS, il n'en 1

est pas de même pour le sodium et l'aluminium qui font +

,

intervenir pour l'état initial un singulet et un triplet,

et de même plusieurs termes pour l'état final. Toutefois, le sodiumy la est plus : le calcul des transitions permises entre ces états ne fait $(lS -+ lPO) + 3's ^{-+ 'Po)} .

C4-108 A. SUREAU

TABLEAU I

E

Z = 11 Z = 12 Z = 13 l2283x 2S - ^ 9,635 90 - 1 8 , 1 9 0 40 - 1 6 0 , 9 1 7 7 -198,559 6 - 2 4 0 , 3 1 2 6

l o

l² 2⁸ 3² *S - =^ 10,563 82 - 21,645 61 - 198,879 8 - 241,093 7 19

y

l2 28 33 2P ° - ~ 11,626 02 - 25,903 22 - 240,9316 6

i *S - ^ 7,119 566 -11,715 735 -121,622 7 -150,280 9 -182,050 3

jl 28 3! 9

3S - ^ 7,108 030 - 11,758 847 - 121,792 7 - 150,462 5 - 182,243 3 l¹2⁸ 3^{2 2}S - -^ 7,94178 - 14,466 43 - 151,1651 - 183,501 1 29

l o

I1?0 - ^ 8,904 288 - 17,949 31 - 183,860 2

l ^ ^ *

/ 3P° - | 8,895 168 - 17,815 266 - 183,844 8

Î

139

3P° - =j^- 7,912145 - 13,488 972 - 160,052 5 - 196,543 2 - 236,894 9

X2 27 32 2po _ 143 8 7 5 5 8 9 _ 1 6 ) 3 5 2 g 9 3 _ 1 9 7 28 2 2 - 238,179 1

3S - | J 9,714 20 - 19,82116 - 238,578 2

3D - | J 9,722 71 - 19,889 99 - 238,536 4

!

, 49

*D - — 9,728 39 - 19,927 18 - 238,499 8 24

49

3P - -^ 9,727 93 - 19,93212 - 238,510 7

1 49

*P - ^ 9,728 27 - 19,935 44 - 238,509 6 1 49

XS - ^ 9,771 41 - 19,829 25 - 237,842 6

2P° - ^ 5,648 657 - 8,511116 -119,473 1 -146,727 2 -176,842 5

103

2P°(2) -t^l 5,622 843 - 8,278 067 -119,524 0 -146,804 0 -176,945 0

103

4P° - ~ 5,609 897 - 8,274 985 - 119,663 3 - 146,956 2 - 177,110 2

i '•*•

yv° - ^ 6,393 56 - 10,712 84 - 147,9901 - 178,749 4

1 2 ) 107

/ ³P° - ~ 6,359 40 - 10,46176 - 148,149 0 - 178,942 3

INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLUSIEURS COUCHES C4-109

E

E⁰ Ei E² —— -—-"•——— —

Z = 11 Z = 12 Z = 13

2S (2) - ^ 7,238 35 - 13,343 48 - 179,786 6 l127 33 < 2S - ^ 7,279 98 -13,226 11 -179,128 0

4S - ^ 7,209 06 -13,116 51 -179,940 4

2S(2) - ^ 5,831657 - 8,734 278 - 1 1 7 , 6 8 3 3 - 1 4 4 , 7 5 4 4 - 1 7 4 , 6 8 6 6 i 103

l12731l2S - - = - 5,800 47 - 8,729 35 - 1 1 8 , 0 2 1 4 - 1 4 5 , 1 2 3 7 - 1 7 5 , 0 8 7 1

4S - ^ 5,782 214 - 8,825 260 - 1 1 7 , 3 1 8 1 - 1 4 5 , 4 3 8 7 - 1 7 5 , 4 2 0 4 I 107

ys -=^r 6,583 363 - 1 0 , 9 4 4 580 - 1 4 5 , 9 4 4 2 - 1 7 6 , 5 1 3 6

, i 27 ,2 ) 72

J 107

/3S - ^ 6,540170 - 1 1 , 0 0 4 482 - 1 4 6 , 5 2 2 4 - 1 7 7 , 1 3 5 0

2P° - ^ 7,450 99 - 1 3 , 7 7 4 11 - 1 7 7 , 4 5 2 9

l127 33 ' 2P° (2) - |J 7,416 632 - 13,883 813 - 178,009 3 [ ⁴P° - |J 7,403 382 - 13,760 656 - 178,058 4

2S - § 6,401121 - 9,801813 -157,8617 -192,988 4 -231,726 1 36

2P - % 6,361561 - 9,686 953 - 158,182 0 - 193,348 2 - 232,125 5

l2263l ! 36

14P - || 6,352 321 - 9,636 210 - 158,232 9 - 193,408 4 - 232,194 9 F 36

S 2D - ! § 6,376 504 - 9,721247 -158,0519 -193,203 2 -231,965 6 36

!

*S - S 7.157 285 - 12,134 575 - 194,247 2 - 233,617 6

36

3P -% 7,11228 -11,967 69 -194,620 3 -234,035 8 36

JD - % 7,133 32 - 12,038 63 - 194,438 8 - 233,833 2

\ 36

2P° - ^ 8,040 25 - 14,900 56 - 234,294 0 l2 26 33 < 2P° (2) - ?| 7,993 05 - 14,867 99 - 234,875 0

! 4S° -Q 7,994 92 - 14,940 77 - 234,923 5

!

2P° - % 6,592 966 - 10,305 079 - 156,254 7 - 191,189 5 - 229,735 4 36

2P°(2) - § 6,545 943 -10,113 649 -156,580 5 -191,562 3 -230,155 3 36

4P° - %. 6,530 624 - 10,138 217 - 156,773 6 - 191,770 7 - 230,379 0 36

A. SUREAU

Le tableau II compare les valeurs (en Ry) que nous avons calculées, aux valeurs expérimentales obtenues par C. Senemaud [12] pour Na, Mg et Al et par Moore et Chalklin [13] pour Ne. Pour ce dernier atome, les valeurs calculées sont tirées de la référence [3].

TABLEAU II Valeurs (en Ry) de Kal, a2

Ne Na Mg

- A l

- - -

Théorique 62,41 76,59 92.23 109,32 109,31 Expérimentale 62,39 ^{( a )} 76,58 92,19

(Q) Equivalent à 14 584,7 uX (référence 13).

Pour les transitions du type K - l L-' Mm ⁺ KL-2 Mm, nous n'avons pas combiné les éventuelles composantes.

Ainsi dans le cas du sodium, les transitions C et D se dédoublent en une transition entre doublets (notée CZ et respectivement) et une transition entre quadru- plets (notée C4 et D4 respectivement). Pour l'alumi- nium, nous n'avons pas calculé tous les termes K - l L-' M3 et KL-2 M3 entre lesquels des transi- tions A, B, C, D et E sont permises. Nous ne dispo- sons que d'une composante dans chacune des transi- tions A, B, C2, C4, D2, D4, E alors que, dans tous ces cas, il en existe d'autres que nous n'avons pas consi- dérées. Cependant nous pouvons examiner les valeurs relatives à Alf (cas du magnésium avec 2 = 13).

Nous donnons les résultats dans la figure 1 représen- tant AvlR (en ordonnée) des satellites Ka par rapport à la raie mère des atomes Ne, Na, Mg, Al (portés en abscisse). Les transitions notées avec un suffixe prime correspondent à celle de l'ion isoélectronique de l'atome précédent. La première constatation que l'on peut faire, en examinant la figure 1, est qu'elle suggère une dentification des satellites différente de celle de Horak [Il] : celle-ci était fondée sur des calculs semi- empiriques dans lesquels AvlR était une fonction linéaire de Z dont le terme constant était tiré des résultats expérimentaux relatifs au néon ; ses calculs, d'autre part, ignoraient les démultiplications des raies C et D.

La figure 1 montre, par comparaison, l'influence réelle des électrons de la couche M. Il y a toutefois

* c 2

X C ' O x E E ' : A c 4

DZ O

O Position observée (pour Ka3 et Ka4 de Mg et Al, l'ellipse recouvre les positions observées dans le métal et dans l'oxcyde).

x Position calculée.

FIG. 1.

accord entre les résultats de Horak et les nôtres pour ce qui concerne l'interprétation des satellites Ka de l'aluminium.

Une investigation plus précise exige de comparer les intensités observées et les intensités prédites théori- quement pour chaque raie (voir chapitre III). Nous devons toutefois observer que les transitions A et D doivent être affaiblies du fait des transitions (non radiatives) de Coster Kronig :

qui augmentent au contraire le nombre d'états ini- tiaux des transitions Br, Cr et E'. La proportion ini- tiale que nous avons supposée (une lacune 2 s pour trois lacunes 2 p) est plus forte que celle prévue

INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLUSIEURS COUCHES C4-111

par les calculs effectués selon la méthode dite de l'approximation soudaine [14]. Mais cette méthode sous-estime les intensités totales des raies satellites ; elle prévoit par exemple un rapport des intensités totales des satellites Ka à l'intensité de la raie mère égal à 14'3 % pour l'ion sodium 1141 alors qu'en tenant compte seulement des raies Ka, et Ka4 on observe dans le sodium [12] une valeur de 23,5 %. Krause, Carlson et Dismukes [15] donnent respectivement pour valeur calculée et pour valeur observée : 9,7 %

et 13 % pour le magnésium, 6,9 % et 8,5 % pour l'aluminium. Pour ces deux derniers atomes les données expérimentales publiées par Demekhin et Sachenko [16] sont respectivement 12,6 % et 10,7 %.

Les valeurs maximales correspondantes observées par C. Senemaud [12] sont respectivement 15,7 %

et 10,5 % en ne tenant pas compte de l'intensité de la raie KR'. On voit donc que la méthode de i'approxima- tion soudaine permet de rendre compte d'une grande part de l'intensité des raies satellites Ka de ces atomes, mais pas de leur totalité. Notre hypothèse nous semble donc relztivement justifiée. Elle n'est d'ailleurs pas en contradiction avec les résultats de Wuilleumier [17]

concernant les effets d'ionisation double par photo- absorption dans le néon.

Dans le cas du néon, la raie a", la plus proche de

LX,,,, est aussi la moins intense. Nous parvenons au même résultat puisque nos calculs attribuent la raie LX" à la transition B (voir Fig. 1). La transition D est ensuite affectée à la raie a'. Pour les trois autres raies groupées, celle du milieu (ai, moins intense que les deux autres) correspond à la transition A d'après nos calculs. Mais les identifications E + a, et C + a, semblent devoir être permutées pour être en accord avec les intensités relatives expérimentales de ces deux raies [13]. Compte tenu de l'écart entre elles (à peine plus d'un eV) une telle permutation n'est pas incompatible avec nos calculs de position dont on peut empiriquement estimer l'erreur à environ 1 eV.

Pour les trois atomes suivants, on n'observe que trois raies : a', a,, a,. Dans le cas du sodium, la figure 1 fait correspondre a' à la transition D4, plutôt que B.

Pour vérifier si cette identification est correcte, compte tenu des intensités relatives calculées et des largeurs de raies tirées des résultats expérimentaux, nous avons construit un spectre théorique d'émission du sodium. Pour cela, nous avons fait la somme des raies lorentziennes Ka, (située à l'origine), B, D ~ , D2, C 4 A, E et C' placées comme l'indique la figure 1 et C2 que nous avons rapprochée d'un eV vers C'

S p e c t r e observe(réf.12)

(échelle des intensités non linéaire pour Ka1,2 )

FIG. 2.

S p e c t r e c a l c u l e

( é c h e l l e des intensités l i n é a i r e )

C4-112 A. SUREAU (ce décalage est égal à l'erreur estimée sur nos calculs de position). Les intensités de B, C4, C2 et E sont dans les rapports calculés au chapitre III (C4 étant prise deux fois plus intense que C2, et six fois plus intense que B). Les intensités de D4, D' et A sont diminuées au profit de la raie C'. La raie Ka, est prise cent fois plus intense que la raie B afin de respecter le rapport

'

demi-largeurs à mi-hauteur sont de 0,48 eV pour a, (valeur expérimentale communiquée par C. Sene- maud) et 0,5 eV pour toutes les autres composantes sauf D~ pour laquelle nous avons pris 0,7 eV, en nous inspirant des résultats de Moore et Chalklin [13]

relatifs au néon qui font apparaître une largeur de raie pour a' nettement plus grande que pour les autres composantes.

Le spectre ainsi obtenu est représenté sur la figure 2, comparé au spectre expérimental publié par C . Sene- maud [12]. Il fait apparaître trois raies satellites, la composante B étant noyée dans la raie mère. Les raies correspondant à a, et cc, étant très proches l'une de l'autre, leur composition respective peut être légè- rement différente de celle que nous proposons. Le spectre théorique de la figure 2 visualise toutefois

l'impossibilité de mettre clairement en évidence la transition B dans le cas du sodium, quelles que soient les conditions expérimentales dès lors que la raie mère est émise avec une telle largeur.

Le résultat obtenu pour le sodium nous permet de penser que la raie a' du magnésium est due à la combi- naison des transitions B et C. Les transitions de Coster-Kronig doivent jouer un rôle croissant du sodium à l'aluminium. La raie D doit donc être affai- blie, la raie B est au contraire renforcée par la raie B'.

Les raies a, et a, du magnésium sont encore assez voisines pour qu'une ambiguïté d'identification par nos calculs subsiste. Il semble qu'on puisse affecter la transition E à la raie a3, la transition A à la raie a,.

Les transitions CI4 et E' renforcent respectivement a, et a,. Mais si la transition C participe à la raie cc,, le spectre obtenu se rapproche davantage de celui de l'oxyde Mg0 que de celui du métal [12], [16].

Enfin, pour l'aluminium, la figure 1 suggère pratique- ment la même identification que celle proposée par Horak [Il]. En détail on a : B + ^{B' -+ a',}

C4 + D, ^-+ a, et E + ^E' + ^{C' -+ a,.} Ce résultat est compatible avec les données expérimentales de C. Senemaud [12] et de Demekhin et Sachenko [16]

et se rapproche davantage de Al que de AI,O,.

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[17] WUILLEUMIER (F.), Thèse, Paris, 1969.

DISCUSSION

David J. NAGEL, Naval Research Laboratory diat d'inclure dans nos calculs des corrections de Washington, D. C. - Would you comment on the champ cristallin ou, en général, des effets dus à l'état possibility of specific inclusion of solid state or bon- solide. Nous adaptons notre programme Fortran ding effects in your theory ? afin de pouvoir traiter n'importe quel système atomi-

que (ou ionique).

ANSWER. - NOUS n'envisageons pas dans l'immé-

INTERACTION DE CONFIGURATION DANS LES ATOMES A PLUSIEURS COUCHES C4-113

APPENDICE

Configuration prépondérante (%) q2s q2p q3s q3p q3d

l2!*?,1 2S 1 s2 2 s2 2 p6 3 s 100,00 2 6 1 0 0

122832 XS 1 s2 2 s2 2 p6 3 s2 98,07 2 6 1,9614 0,038 0 0,000 6

^ 2 8 3 3 2po l s22 s22 p63 s23 p 97,87 2 6 1,9663 1,0237 0,0100

i i2 8 W1 S l s 2 s22 p63 s 100,00 2 6 1 0 0

i 3S 1 s 2 s2 2 p6 3 s 100,00 2 6 1 0 0

lx2832 2S l s 2 s22 p63 s2 97,57 2 6 1,9513 0,0481 0,000 6 i i2 833/l p° l s 2 s22 p63 s23 p 97,48 2 6 1,959 4 1,029 6 0,0110

1 ³P° l s 2 s²2 p⁶3 s²3 p 97,41 2 6 1,9586 1,0299 0,0116 î22731(l p° 1 s2 2 s2 2 p5 3 s 99,62 1,999 1 5,000,9 0,996 2 0,000 9 0,002 9

\ ³P° 1 s² 2 s² 2 p⁵ 3 s 99,81 1,998 2 5,0018 0,998 1 0,0018 0,000 0⁴ 122732 2P° 1 s2 2 s2 2 p5 3 s2 97,55 1,997 6 5,002 4 1,953 7 0,045 3 0,0010

!

3S l s22 s22 p53 s23 p 97,58 1,9983 5,0017 1,9638 1,0246 0,0116

3D 1 s2 2 s2 2 p5 3 s2 3 p 97,09 1,996 9 5,003 1 1,956 8 1,030 4 0,012 8

lD l s22 s22 p53 s23 p 97,24 1,9982 5,0018 1,9602 1,0251 0,0148

3P l s22 s22 p53 s23 p 96,68 1,9944 5,0056 1,9519 1,0346 0,0135

*P l s22 s22 p53 s23 p 96,76 1,9934 5,0066 1,9500 1,0406 0,0094 i ' S l s22 s22 p53 s23 p 95,92 1,9981 5,0019 1,9430 1,0323 0,0247 ( ²P° (1 s 2 s² 2 p⁵) ¹P° 3 s 98,82 1,997 7 5,002 3 0,997 0 0,002 3 0,000 8 l¹!¹? ²P°(2) ( l s 2 s²2 p⁵)³P ° 3 s 98,71 1,9984 5,0016 0,9956 0,0016 0,0028

l 4P° (1 s 2 s2 2 p5) 3P° 3 s 99,73 1,997 3 5,002 7 0,997 3 0,002 7 0,000 0

! 7 2 [ ' P0 l s 2 s22 p53 s2 96,85 1,9969 5,0031 1,9406 0,0582 0,0011 i 3P° l s 2 s22 p53 s2 96,85 1,996 7 5,003 3 1,940 7 0,058 1 0,0011 (²S ( 2 ) l s ( 2 s²2 p⁵3 s²3 p )³S 89,94 1,9978 5,0022 1,9548 1,0309 0,0143 l ' 2⁷3^{3 2}S l s ( 2 s²2 p⁵3 s²3 p )¹S 88,19 1,9972 5,0028 1,9340 1,0405 0,0254 1⁴S l s ( 2 s²2 p⁵3 s²3 p )³S 97,16 1,9977 5,0023 1,9571 1,0303 0,0126 (²S ( 2 ) ( l s 2 s 2 p⁶)¹S 3 s 98,46 1,015 2 5,984 8 0,984 8 0,015 2 0 1¹2⁷3¹|²S ( l s 2 s 2 p⁶)³S 3 s 97,88 1,0212 5,978 8 0,978 8 0,0212 0

l 4S (1 s 2 s 2 p6) 3S 3 s 97,39 1,026 1 5,973 9 0,973 9 0,026 1 0 i ^{7 2} [ *S 1 s 2 s 2 p⁶ 3 s² 93,53 1,030 5 5,969 5 1,897 1 0,098 4 0,004 5

1 3S I s 2 s 2 p63 s2 91,90 1,045 8 5,954 2 1,875 8 0,115 5 0,008 7 ( 2P° ( l s 2 s 2 p6)1S 3 s23 p 92,92 1,036 7 5,963 3 1,923 1 1,048 7 0,028 2 112733 2P°(2) ( l s 2 s 2 p6)3S 3 s23 p 90,13 1,065 7 5,934 3 1,892 8 1,082 1 0,025 1 l ⁴P° ( l s 2 s 2 p⁶)³S 3 s²3 p 92,45 1,038 9 5,9611 1,909 3 1,068 5 0,022 3 ( ²S 1 s² 2 s² 2 p⁴ 3 s 97,52 1,959 1 4,040 9 0,994 2 0,002 8 0,002 9 2263i W 1 s2 2 s2 2 p4 3 s 99,34 1,997 1 4,002 9 0,993 4 0,002 9 0,003 7

j ⁴P 1 s² 2 s² 2 p⁴ 3 s 99,53 1,995 3 4,004 7 0,995 3 0,004 7 0,000 0⁵ ( ²D 1 s² 2 s² 2 p⁴ 3 s 99,48 1,996 7 4,003 3 0,994 8 0,003 3 0,001 9

( *S 1 s2 2 s2 2 p4 3 s2 90,92 1,960 5 4,039 5 1,862 9 0,129 9 0,007 2 j 22632 3 p 1 s2 2 s2 2 p4 3 s2 97,52 1,993 9 4,006 1 1,958 7 0,038 1 0,003 2 l *D 1 s2 2 s2 2 p4 3 s2 97,43 1,994 9 4,005 1 1,957 0 0,038 7 0,004 3

C4-114 A. SUREAU

Configuration prépondérante (%) q^2s #2^P #3s #3^P #3d

r 1 s² 2 s²(2 p⁴) ^S 3 s² 3 p 52,03 )

/ 2P° 1 s2 2 s2(2 p4) 3P 2 s2 3 p 26,07 1,972 4 4,027 6 1,944 4 1,035 3 0,020 3 U s22 s2( 2 p4)1D 3 s23 p 16,80 j

2 6 3 M s22 s2( 2 p4)3P 3 s23 p 51,77)

] ²P° (2) 1 s² 2 s²(2 p⁴) *D 3 s² 3 p 43,31 1,994 5 4,005 5 1,954 8 1,033 3 0,011 8 f i l s²2 s²( 2 p⁴)¹S 3 s²3 p 1,85 J

\ 4S° 1 s2 2 s2(2 p4) 3P 3 s2 3 p 96,10 1,991 8 4,008 2 1,946 4 1,036 2 0,017 4 f²P ° l s²( 2 s 2 p⁵)¹P 3 s 98,06 1,004 2 4,995 8 0,983 9 0,014 7 0,0015 l2 26 31 I 2P° (2) 1 s2(2 s 2 p5) 3P 3 s 97,03 1,025 4 4,974 6 0,972 2 0,025 5 0,002 3 l⁴P ° l s²( 2 s 2 p⁵)³P 3 s 98,20 1,017 9 4,982 1 0,982 0 0,017 9 0,000 1 , 2 , 6 0 2 / ' P0 l s22 s 2 p53 s2 89,54 1,0598 4,9402 1,8156 0,1312 0,0532

3 ( ³P° l s²2 s 2 p⁵3 s² 93,58 1,034 2 4,965 8 1,904 7 0,092 7 0,002 7

[^{!s (2}> {! s» 2 il p> 31' 3 S -s Sïï )^{m i 8 4}-^{952 2 1}-9 0 1 9 W 5 ° °'⁰²³ ' i!2

"

*

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°-

\ 4S 1 s2 2 s(2 p5 3 s2 3 p) 3S 92,51 1,042 9 4,957 1 1,904 5 1,080 3 0,015 2