Transferts de populations entre les niveaux de la configuration (6s, 6d) de l'atome de mercure sous l'influence de collisions avec des molécules d'azote

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Transferts de populations entre les niveaux de la configuration (6s, 6d) de l’atome de mercure sous l’influence de collisions avec des molécules d’azote

B. Laniepce

To cite this version:

B. Laniepce. Transferts de populations entre les niveaux de la configuration (6s, 6d) de l’atome de

mercure sous l’influence de collisions avec des molécules d’azote. Journal de Physique, 1974, 35 (12),

pp.953-957. �10.1051/jphys:019740035012095300�. �jpa-00208219�

TRANSFERTS DE POPULATIONS ENTRE LES NIVEAUX DE LA CONFIGURATION (6s, 6d) DE L’ATOME DE MERCURE

SOUS L’INFLUENCE DE COLLISIONS AVEC DES MOLÉCULES D’AZOTE

B. LANIEPCE

Laboratoire de

Spectroscopie Atomique (*)

Université de

Caen,

14032 Caen

Cedex,

^France

(Reçu

^{le 3 mai} 1974, ^{révisé le} 8

juillet 1974)

Résumé. ²⁰¹⁴ Des mesures de l’intensité des raies de fluorescence émises _par des atomes de mercure

excités optiquement ^{dans la}

configuration

(6s, 6d) ^en présence ^{d’azote ont mis en} évidence les phé-

nomènes de transfert entre niveaux de cette configuration lors de collisions avec des molécules d’azote.

On donne un ordre de grandeur de certaines des sections efficaces de transfert et de quenching.

Abstract. ²⁰¹⁴ Measurements have been made of the intensity of the fluorescence radiation

(6s 6d) ~ (6s 6p) ^emitted by optically excited mercury atoms, in the présence of nitrogen. ^These

measurements provide ^{an order of} magnitude of the cross-sections for excitation transfer between the (6s, 6d) levels of mercury and for quenching ^induced by collisions with the nitrogen ^molécules.

Classification Physics ^Abstracts

5. 250 - 5.280

Dans un

précédent

^article

[1]

^{nous avons}

présenté

les résultats d’une étude sur les transferts de _popu- lation entre les niveaux 5

’Dl,

⁵

’D2

^{et 5}

’D3

^du

cadmium,

^lors de collisions avec des molécules d’azote. Nous avons

repris

^{cette étude avec l’atome}

de mercure dans le cas de la

configuration (6s, 6d).

Lorsqu’on

^illumine par le spectre ^{d’arc du mercure}

une cellule contenant un

mélange

^{d’azote et de}

vapeur de _mercure, on sait _que le

peuplement

^du

niveau métastable 6

3Po

^{est si}

important

que l’on peut

négliger

le nombre d’atomes dans l’état 6

3P1

et a

fortiori

dans l’état

63P2

^{devant le nombre de}

métastables 6

3Po [2, 3].

^Ceci

simplifie

^les

équations régissant

^les

populations

^en

régime

stationnaire des états de la

configuration (6s, 6d).

^Une

simplification analogue

avait été faite dans le cas du cadmium

[1],

mais elle était à la fois moins bien

justifiée

^et

plus

limitée dans ses

conséquences

que dans celui du

mercure

(1).

l. Etude

expérimentale. Interprétation qualitative.

- 1.1 PRINCIPE DE L’EXPÉRIENCE. ^- Nous envi- sageons successivement les

phénomènes qui

^se pro- duisent dans la cellule à

résonance,

^{en l’absence}

puis

en

présence

^d’azote.

1.1.1 En l’absence d’azote. ^- Nous illuminons la cellule de résonance _par les raies ultra-violettes

(*) Associé ^{au C.N.R.S.}

Nous ^{avons observé} qualitativement ^des phénomènes ^de

transferts analogues pour les états (6s, 7d) de l’atome de _mercure,

sous l’influence de collisions avec des molécules d’azote.

du

spectre

^{d’arc du mercure, en} coupant par des filtres

appropriés

les raies du spectre ^{visible. La} raie de résonance

1 849,5 Â

^n’est pas émise _par les

sources. Dans ces

conditions,

divers niveaux se

trouvent

peuplés

par des _processus de pompage

optique

^{en échelons. La}

figure

¹

indique

les niveaux atteints et les raies

qui

^{les relient aux états de la}

configuration (6s, 6p).

1.1.2 En

présence

^{d’azote. - Dès que la}

pression dépasse ^10-2

^torr le transfert non ràdiatif 6

3P2 -->

⁶

3P1->

⁶

3p0 [2, 3] produit

^un

dépeuple-

ment

pratiquement

total du niveau métastable 6

3p2 ;

au contraire le niveau

63P.

^{est très}

peuplé

^{en raison}

du processus :

Dans ces

conditions,

^{l’état 6}

3D3

^n’est

plus peuplé

par

absorption

^{de la raie 3}

^650,1 Â (Fig. 1).

^Par

contre le

peuplement

^{de l’état 6}

3Dl

par

absorption

de la raie 2

967,3 Â

^devient

largement prépondérant

par

rapport

^aux

peuplements

radiatifs des états 6

1 D2,

⁶

3D2

^{et 6}

3Dl

^à

partir

^des niveaux 6

3P1

et

61P1

^{dont les}

populations

^sont très inférieures à celle de l’état 6

3Po.

^{En outre, il existe un nouveau}

mode de

peuplement

^{des états 6}

lD2,

⁶

3D3

^{et 6}

3D2,

par transferts non radiatifs entre les niveaux de

configuration (6s, 6d)

lors de collisions des atomes de mercure contre des molécules d’azote. Nous nous

proposons de mettre en évidence ces

transferts, puis

de les étudier

quantitativement.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:019740035012095300

954

FIG. 1. ^- Niveaux d’énergie ^de l’atome de mercure mis en jeu

dans nos expériences.

L’expérience

^montre

(cf. Fig. 2)

que la

présence

d’azote augmente ^en

particulier,

^{dans la} fluorescence de la cuve à

résonance,

l’intensité de la raie 3

650,1 A (6 3P2-6 ’D3).

^Le

peuplement

radiatif de l’état 6

3D3

ayant ^été

supprimé,

^{on a ainsi une} preuve directe de l’existence de transferts entre les niveaux de la

configuration (6s, 6d).

^Comme pour le cadmium

[1],

nous avons cherché à déterminer à

partir

^{des mesures}

d’intensité de

fluorescence,

les sections efficaces de transfert d’excitation entre ces niveaux

(6s, 6d).

FIG. 2. ^- Intensités de fluorescence des raies (6 3P2 ^- (6s, 6d)) ^en

fonction de la pression ^d’azote.

Il s’est révélé malheureusement

impossible

^d’obtenir

suffisamment de données

expérimentales

pour déter- miner tous les

paramètres qui

caractérisent ces

processus de transferts. Il nous

paraît cependant

intéressant de

présenter

les résultats

expérimentaux

que ^nous obtenons ainsi

qu’une

tentative d’inter-

prétation théorique.

1.2 DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL. - Il ressemble à celui utilisé pour les

expériences

^{sur le cadmium}

[1].

Pour _couper le spectre visible des arcs à mercure les filtres UG 11 sont

remplacés

par des cuves contenant

une solution de sulfate de cobalt et de sulfate de nickel

[4].

^{La cellule est à la}

température ^ambiante,

reliée à un

petit

^{réservoir de mercure naturel}

pouvant

être isolé _par un

robinet,

^{et à un} groupe de _pompage.

1.3 RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. - Les intensités des raies issues des niveaux

(6s, 6d)

^{de l’atome de}

mercure sont

portées

^{sur les}

figures 2, 3, 4,

^{en fonction} de la

pression

d’azote. Elles sont

corrigées

^{de la}

lumière

parasite

que l’on mesure en isolant le mercure

dans son réservoir et en

pompant

^un

temps

^suffisam-

ment

long

pour éliminer toute trace de mercure dans la cellule. Sur les

figures

^{2 et}

3,

les courbes relatives

aux raies issues des niveaux

63D1

^et

61D2

^sont

confondues en une

seule,

^{car nous n’avons} pas

séparé

les raies

correspondant

^{à la} détection.

Cependant

l’intensité de la raie

5 789,7 A (6 ’Pl-6 3D1)

^est

négligeable [5] :

^{sur la}

figure

^{4 les} deux courbes

représentent

^{donc la} fluorescence issue des états 6

lD2

^{et 6}

3D2-

FIG. 4. ^- Intensités de fluorescence des raies (6 lp 1 - (6s, 6d)) ^en

fonction de la pression ^d’azote.

Sur toutes les

courbes,

l’intensité de

fluorescence

passe par ^un maximum pour ^une

pression

^d’azote pm d’autant

plus

^élevée que l’état dont est issu la raie est

plus éloigné énergétiquement

de l’état 6

ID, (pm(6 3D3) ~

^{4 torr,}

^pm(6 3D2) ~

³ torr,

pm(6 3D1

^et

6

1D2) ~ ^1,2 torr).

^D’autre part l’intensité d’une raie issue d’un niveau est

proportionnelle

^au

produit

de la

population

^{de ce niveau} par la

probabilité

^de

transition de cette raie. Si l’on ramène à une même ordonnée les maxima des courbes relatives à des raies issues d’un même

niveau,

elles doivent être confondues aux erreurs

d’expérience près.

^C’est

effectivement ce que l’on observe _pour les raies 5

769,6 À,

³

654,8 Á

^et

3 125,7 Á

^{relatives à l’état}

6 3D2.

Cette

comparaison

^ne peut ^{être effectuée} pour les niveaux 6

lD2

^{et 6}

3Dl,

l’intensité observée étant due à une

superposition

de deux raies non résolues.

Remarque.

^{- Pour la}

comparaison

des intensités des raies très voisines

(3 650,1 Á,

³

654,8 Á,

³

662,9-

3

663,3 À,

par

exemple,

^ou 3 125,7

Â,

³

131,6-3 131,8 Â,

ou 5

769,6 Â,

⁵

789,7 Á

^{et 5}

790,7 Â),

^{nous admettons}

que la sensibilité du

photomultiplicateur

^{et la trans-}

mission du monochromateur ^sont les mêmes _pour

un même _groupe de raies. Nous ne cherchons _pas à comparer ^entre elles les intensités des raies

éloignées

comme 3

650,1 Á

^et

3 125,7 Á

^{ou comme 3}

650,1 Á

et 5

790,7 Á.

1.4 INTERPRÉTATION QUALITATIVE ^DES RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. ^- L’allure

générale

des courbes

portées

^{sur les}

figures 2, 3,

⁴

peut s’interpréter

^{ainsi :}

la croissance aux faibles

pressions

^d’azote

provient

de

l’augmentation

du nombre de métastables

63pO’

qui

entraîne par

absorption

^{de la raie}

(6 3Po-6 3D1) l’augmentation

du nombre d’atomes dans l’état 6

3D1.

Le nombre d’atomes dans les états 6

3D2,

⁶

3D3

et 6

lD2

augmente

quand

^la

pression

^d’azote

^croît,

à la fois _{parce que} le nombre d’atomes 6

3D1

^croît

et parce que

chaque

^{atome 6}

3D1

^subit

pendant

^sa

durée de vie radiative un

plus grand

^{nombre de}

collisions contre des molécules d’azote

susceptibles

de le transférer dans

l’un des

^{niveaux 6}

3D2,

⁶

3D3

ou 6

lD2.

^Aux

plus

^fortes

pressions d’azote,

^{toutes les} courbes sont décroissantes soit à cause d’un transfert par collision vers d’autres

configurations,

^soit parce que

l’élargissement

^{et le}

déplacement

^{des raies}

d’absorption

entraînent une efficacité diminuée des pompages

optiques primaire (6 ’SO-6 3p,)

^et

secondaire

(6 ’PO-6 3Dl).

^{Notons . enfin} que

l’aug-

mentation des

pressions correspondant

^{aux maxima}

d’intensité

lorsqu’on

passe des raies issues de l’état 6

3Dl

^{ou 6}

lD2

^à celles issues de l’état 6

3D2 puis

^de

l’état 6

3D3

^{est en} bon accord avec

l’hypothèse

^d’un

peuplement primaire

^{du niveau 6}

3Dl

par

absorption

de la raie 2

967,3 Á,

suivi de transferts _par collisions

qui peuplent

^{les autres niveaux}

(6s, 6d),

^{la section}

efficace de transfert étant

plus importante

pour le transfert 6

3D1 -->

⁶

3D2,

que pour 6

3Dl

--> 6

3D3.

2.

Interprétation théorique.

^Tentative

d’interpréta-

tion

quantatitative.

^{- 2.1 MISE EN}

ÉQUATION.

^-

Dans ,

ce

qui suit,

^nous

désignons

par

No, Nl, N2 et N3

les nombres d’atomes de mercure par unité de volume dans les états 6

3Po,

⁶

3P1,

⁶

3P2

^et

6 1 P l’

^Nous

avons

N3 ~

^{0 et}

Ni, N2 « No

^dès l’introduction d’une

pression

^de

0,1

^torr d’azote dans la cellule

[6].

Nous

désignons

par

1, 2, 3,

⁴ les niveaux 6

3 Dl,

6

3D2, 6 3D3, 6 ID2 respectivement,

par ni

(i = 1, 2,3,4)

les nombres d’atomes de mercure par unité de volume dans ces niveaux et par p la

pression

^d’azote

(Baryes).

Soit,ri

la durée de vie radiative de l’état i

[4].

Par

hypothèse

^nous considérerons deux

types

^de

processus de transferts de

populations

par collisions entre atomes de mercure et molécules d’azote. D’une

part

des transferts à l’intérieur de la

configuration (6s, 6d) ;

pour ^{un atome} de mercure donné nous

appellerons Wi-.j.p

^la

probabilité

^de passage par unité de temps ^{de l’état i vers l’état}

j.

^D’autre

part,

des transferts vers d’autres

configurations

que

(6s, 6d) (« quenching »).

Contrairement aux

précédents,

^nous

admettons _que ces transferts sont

irréversibles,

^c’est- à-dire

qu’il

^n’est pas nécessaire de tenir

compte

^de

phénomènes

éventuels de

peuplement

collisionnel des niveaux

(6s, 6d)

^à

partir

des niveaux d’autres

configurations.

^Soit

Vi.p

^la

probabilité

de destruction par unité de temps ^du niveau i par

quenching.

^Nous

reviendrons

plus

^{loin sur cette dernière}

hypothèse qui

^n’est

peut-être

pas

justifiée,

^ce

qui pourrait expli-

quer les difficultés rencontrées dans notre traitement

théorique.

Si on

néglige Nl, N2 et N3

^devant

No

^{le seul} peu-

plement

^{radiatif se fait} par la raie 2

967,3 A (6 3po_

6

3D1).

^Les

populations

^des

quatre

niveaux i satisfont à

l’équilibre

^aux

équations :

Niveau 6

3D1 (i

⁼

1)

Autres niveaux

(i

⁼

^{2, 3,} 4)

INo représente

le nombre d’atomes de mercure créés par unité de

temps

^et de volume dans l’état 6

3D1

par

absorption

de la raie 2

967,3 A.

Le coefficient I est

proportionnel

^{à son} intensité dans les sources

excitatrices. Il peut ^{en outre}

dépendre

^de p ^comme

nous l’avons

indiqué.

Les termes en

1 /zi représentent

l’émission _spon- tanée. Les termes suivants

représentent

^{les trans-}

ferts à

partir

^{d’un niveau i vers les}

niveaux j.

^{Le terme}

en Vi représente

^la

probabilité

de transfert _par colli-

956

sion d’un niveau de la

configuration (6s, 6d)

^{vers un}

niveau

^{d’une autre}

configuration.

Le dernier terme dans

chaque équation représente

les transferts vers

l’état i provenant ^{des états}

j.

Nous n’utilisons _pas

l’éq. (1)

relative à l’état 6

3Dl,

le terme de pompage par la raie 2

967,3 A

étant mal

connu.

Pour chacune des

équations

^{relatives aux trois}

niveaux 6

’D2,

⁶

’D3

^{et 6}

iD2

^{le seul terme de} peu-

plement

fait intervenir les transferts _par collisions.

C’est une différence essentielle avec le cas du cad- mium

[1]

^{où seule}

l’équation

^{relative à l’état 5}

’D3

.

présentait

^cette

particularité.

Les

éq. (1)

^et

(2)

introduisent 12

probabilités

^de

transfert

Wi -j.p (i * j).

^Le

^principe

de microré- versibilité

permet

de réduire à 6 le nombre de ces

paramètres,

^en définissant les

quantités Wij

^telles

que :

et

k est la constante de

Boltzmann,

^{T la}

température absolue, gi

^et gj ^les

poids statistiques

des niveaux i

et j respectivement, Ei

^et

Ej

^les

énergies

^{de ces}

niveaux,

20 est la

dégénérescence

totale des

quatre

^niveaux mis en

jeu.

Les trois

équations (2)

deviennent :

Les coefficients aij ^et

bij

^sont des coefficients calcu- lables exactement

grâce

^{aux formules}

(3)

^et

(4).

2.2 DÉTERMINATION DES RAPPORTS DES POPULA- TIONS ni. ^- A

partir

^{des mesures} des intensités de fluorescence on obtient les rapports ^de

populations

des niveaux

(6s, 6d)

par ^un

procédé analogue

^à

celui utilisé dans le cas de la

configuration (5s, 5d)

du cadmium

[1],

à l’aide des

probabilités

^{de transi-}

tion. Celles-ci sont

empruntées

^{soit aux résultats}

expérimentaux

de P. Jean et al.

[5],

^{soit aux résultats}

théoriques

^{calculés en tenant}

compte

^du

couplage

intermédiaire

[4].

2. 3 DÉTERMINATION DES PROBABILITÉS DE TRANS- FERT. SECTIONS EFFICACES. ^- Le calcul montre

qu’il

est

impossible

^{de rendre} compte des résultats

expé-

rimentaux avec une valeur

unique

pour les _para- mètres

Wij.

^{Mais la}

^précision

^{de ces résultats ne}

permet pas ^non

plus d’espérer

déterminer valable- ment les neuf

paramètres Wij

^et

Vi.

^{Nous avons donc}

limité le

problème

^à

cinq

inconnues à l’aide des

hypothèses

^suivantes

qui paraissent

raisonnables.

Hypothèse

^{1 : le}

quenching

^se fait de la même

façon

pour ^tous les niveaux c’est-à-dire _que

Hypothèse

^{2 : les}

paramètres Wij

^{sont fonction}

seulement de la distance

énergétique

^entre les niveaux i et

j.

^{Les niveaux}

6 3D1

^{et 6}

’D2

^sont presque

dégé-

nérés et il en résulte _que

W1,2 ~ W4,2

^et que

W1.3 ~ W4,3.

D’autre part les limites atteintes aux fortes _pres- sions _par les rapports ^des

populations ni/nj

^donnent

trois

équations indépendantes

^{de la}

pression

^à

partir

des

éq. (5). L’approximation El N E4

^{conduit à}

des

égalités

^entre certains coefficients aij ^ou

bij

^intro-

duits dans les

éq. (5).

^{Enfin on observe}

expérimen-

talement _{que pour} les

pressions

inférieures à 10 torr, la variation du

rapport

^des

populations

^{des états}

6

’D2

^{et 6}

3D3 (n2ln3)

^en fonction de la

pression

est

beaucoup plus

^faible que la variation des rapports

nlln2

^et

n4ln2,

^ou

nlln3

^et

n4/n3.

^En

gardant n2/n3

constant dans les

éq. (5)

^{et en}

portant

^les

quantités

n1 + n4

et

nl + n4

_en fonction de l’inverse de la _pres- n n

sion

(pour

^{1 torr} p 10

torr)

^nous obtenons deux droites dont les pentes ^donnent

W1,2

^et

W1,3.

^On

dispose

^{donc de}

cinq

^{données au total} pour les _{5 para-} mètres V et W restant à déterminer.

Le tableau 1 suivant donne les valeurs obtenues pour les

paramètres Wij

^{selon que} le calcul des

rapports ni/nj

^a été effectué avec les

probabilités

^des

transitions radiatives

théoriques [4]

^ou

expérimen-

tales

[5].

^Les

paramètres W1,2

^{et V sont assez bien}

fixés. Les trois autres sont mal déterminés et on ne

peut espérer

^{en obtenir}

qu’un

^{ordre de}

grandeur.

Les six

probabilités

^de

transfert Wij

décroissent

quand

l’intervalle

énergétique 1 es - Ei 1

^{croît. Le}

résultat est

qualitativement

raisonnable et donne TABLEAU 1

Valeurs des

paramètres Wij

^{et V}

^{(en s-1 barye-1)}

a

posteriori

^une

justification

^{aux relations}

d’égalité

entre

paramètres Wij postulées plus

^{haut. A}

partir

des

paramètres Wij

^on obtient les valeurs de

Wi-j

à l’aide des relations

(3), (4).

On calcule les sections efficaces de transfert

u?j

^{et de}

^quenching QQ

^{par la}

relation :

où _ml est la masse de l’atome de _{mercure, m2} celle de la molécule d’azote

(2).

Les sections efficaces de transfert des autres

niveaux

se calculent aisément à

partir

des résultats du tableau 1 et de la formule

(6).

La valeur _que nous obtenons _pour la somme des sections efficaces de transfert et de

quenching

pour le niveau 6

3D 1

^est

supérieure

^à la section efficace de destruction de

l’alignement

^{dans ce niveau}

[4]

u2

⁼

(503

+

79) A2.

^{Il est donc}

possible

^{que nos}

hypothèses

^de

départ

^{ne soient} pas vérifiées. Les valeurs données dans les tableaux 1 et II sont donc incertaines. On notera toutefois _que,

quelles

que soient nos erreurs éventuelles _par

excès,

la section efficace de

quenching

^est certainement

beaucoup plus grande

que dans le cas

analogue

^{de la}

configuration (5s, 5d)

^{du cadmium}

[1] (U2

⁼

(7r

^x

16)

^{= 50}

Â2).

TABLEAU II

Valeur des sections

efficaces (en Â2) (niveau

⁶

3Dl)

A. Omont nous a

suggéré (communication privée)

que ^ce

quenching important

^{des niveaux}

(6s, 6d)

du mercure

pourrait

^{se faire en}

grande partie

par ^un transfert non radiatif vers les niveaux

(6s, 7p).

^En

effet,

le niveau

71P1

^n’est

qu’à

³⁸

^cm-1

^{en dessous}

de l’état

61D2

^et

73P2 à

⁸⁷

^cm-1

^en dessous de

7 ’Pl.

^{Nous avons}

peut-être là,

la raison du semi- échec de notre

présent

modèle. Dans celui-ci nous avons

négligé

^la

possibilité

^d’un

peuplement

^colli-

sionnel de la

configuration (6s, 6d)

^à

partir

^{de niveaux}

d’autres

configurations,

^{tout en} admettant des

phé-

(2) La convention de définition des sections efficaces diffère d’un facteur x de celle utilisée dans la référence [1]. ^{Nous avons}

utilisé dans le cas présent W. p ⁼

kT

^V.U2.

nomènes de

dépeuplement

collisionnels de la confi-

guration (6s, 6d).

^{Il aurait}

été, semble-t-il, plus logique

d’écrire les

équations

d’évolution des

populations

pour les 2 niveaux

(6s, 7p) 71P1

^et

73P2

^{en même}

temps que pour les 4 niveaux de la

configuration (6s, 6d).

^Ce groupe de six niveaux est en effet carac-

térisé par des distances

énergétiques petites ( kT)

et au

contraire,

^{il se trouve à}

plus

^de

^{1 500 cm-1}

des niveaux les

plus

^voisins. Malheureusement nous

n’avons _{que peu} de

renseignements

^{sur la}

population

des niveaux

(6s, 7p) qui

peuvent être atteints

expé- rimentalement, uniquement

par des raies

infrarouges

ou par des raies de l’ultra-violet

lointain,

^{les unes}

et les autres se

prêtant

^{mal à des mesures}

précises.

C’est

pourquoi

nous avons dû introduire les

hypo-

thèses

simplificatrices du §

^{2. 1.}

3. Conclusion. ^- Nous avons étudié les transferts de

populations

^entre niveaux de la

configuration (6s, 6d)

de l’atome de mercure par collisions contre des molécules d’azote. Nous _pouvons donner un

ordre de

grandeur

des sections efficaces _pour les transferts 6

3D1->

⁶

3D2

^{et 6}

3D1->

⁶

3D3 qui

^sont

respectivement voisines

^de

(150 ± ^{30) Â2}

^et

(80

^±

20) A2.

La section

efficace

de transfert 6

3D1 -->

⁶

lD2

^est

supérieure

^{aux deux}

précédentes

mais très mal

déterminée;

^{ceci est en accord avec}

l’hypothèse

^selon

laquelle

^la

probabilité

de transfert

apparaît

^{comme une} fonction décroissante de l’écart

énergétique

^entre les niveaux mis en

jeu.

La valeur trouvée de la section efficace de

quenching

(QQ N (225.:t 60) A2),

^est sensiblement

plus grande

que celle observée dans le cas de la

configuration (5s, 5d)

^{du cadmium. Les} résultats obtenus sont entachés d’incertitudes dues en

grande partie

^aux

hypothèses simplificatrices

^faites

(§ 2. 1).

Nous allons tenter de

reprendre

^les

expériences

^en

utilisant une excitation _par échelons

l’excitation

primaire

^{sera fournie} par ^{un arc} à mercure et l’excitation secondaire _par un laser à colorant accordé sur l’une des raies

jaunes

^{du mercure 5}

790,7 Á

ou 5

769,6 Á.

^Nous

espérons

^ainsi

peupler

^sélec-

tivement

uniquement

l’un des niveaux

(6s, 6d) (soit

6

’D2,

^{soit 6}

’D2) indépendamment

^{de la nature}

et de la

pression

^du gaz

étranger perturbateur,

^et

par suite

pouvoir

étudier les transferts _par collision à l’intérieur de la

configuration (6s, 6d)

^{soit sous}

l’effet de l’azote _pour

préciser

^{nos résultats}

actuels,

soit sous l’effet de divers _gaz rares. Si l’on

peut explo-

rer ainsi le domaine des faibles

pressions,

^{les effets}

résultant de

plusieurs

transferts successifs ne seront

plus gênants.

Bibliographie [1] LANIEPCE, B., CREMER, G., ^J. Physique ³³ (1972) ^853.

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