Pompage optique du niveau métastable 6 3p2 du mercure. sections efficaces de destruction, par collisions, de l'orientation et de l'alignement

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Submitted on 1 Jan 1974

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Pompage optique du niveau métastable 6 3p2 du mercure. sections efficaces de destruction, par collisions,

de l’orientation et de l’alignement

B. Lahaye

To cite this version:

B. Lahaye. Pompage optique du niveau métastable 6 3p2 du mercure. sections efficaces de destruc- tion, par collisions, de l’orientation et de l’alignement. Journal de Physique, 1974, 35 (1), pp.1-7.

�10.1051/jphys:019740035010100�. �jpa-00208123�

LE JOURNAL ^DE PHYSIQUE

POMPAGE OPTIQUE ^{DU NIVEAU} MÉTASTABLE 6 3P2 DU MERCURE.

SECTIONS EFFICACES DE DESTRUCTION, ^PAR COLLISIONS,

DE L’ORIENTATION ET DE L’ALIGNEMENT

B. LAHAYE

Laboratoire de

Spectroscopie Atomique (associé

^au

CNRS)

de l’Université de

Caen,

^{14032 Caen}

Cedex,

^France

(Reçu

^{le 25}

juin 1973)

Résumé. ^- Une

expérience

^de pompage

optique

^a

permis

de déterminer et de _comparer aux

prévisions théoriques

les sections efficaces de destruction de l’orientation et de

l’alignement

^des

atomes métastables 6 3P2 de Hg par collisions contre des atomes de _gaz rares ou de Hg ^{dans leur} état fondamental. Les résultats

expérimentaux

^et

théoriques

^{sont en assez} bon accord pour les collisions

Hg(6 3P2)-gaz

rares, mais en désaccord _pour les collisions

Hg(6 3P2)-Hg(6 1S0).

Abstract. ^- Cross sections for the destruction of orientation and

alignment

by collisions bet-

ween metastable 6 3P2 mercury atoms and

foreign

gases ^or mercury atoms in the ground ^state have been measured

by

^an

optical pumping experiment,

^and

compared

^{with the} theoretical ones.

The

experimental

^{results are} in rather

good

agreement ^{with the}

theory

^for

Hg(6 3P2)-rare

gas collisions but not for

Hg(6 3P2)-Hg(6

1S0) collisions.

Classification Physics ^Abstracts

5.235 ^- 5.250

Plusieurs études

théoriques

des sections efficaces de destruction de l’orientation et de

l’alignement

^par

collision entre un atome dans un état excité et un

atome dans son état fondamental ont été faites

[1], [2], [3].

Diverses déterminations

expérimentales

^{de ces sec-}

tions efficaces ont été

entreprises,

^{notamment pour}

l’atome de mercure dans le niveau excité 6

3P2,

^en

collision avec des atomes de _gaz rares ou de ^mercure dans leur état fondamental. Les méthodes utilisées sont variées :

- pompage

optique

^des

isotopes pairs

^{et mesure}

de la section efficace en

alignement,

^à

partir

^des

largeurs

de courbes de résonance

magnétique [4] ;

- bombardement

électronique

^{et mesure de la sec-}

tion efhcace :

- en

alignement :

2022 en

régime

stationnaire à

partir

^des

largeurs

de courbes de résonance

magnétique [5], [6], [7] ;

¹

2022 en

régime

transitoire à

partir

^{de la cons-}

tante de

temps

^du

signal optique

^consécutif

à la

suppression

^{brutale du}

champ

^de

radiofréquence [8], [9] ;

- en orientation : détermination indirecte à par- tir des

signaux

transitoires observés en ali-

gnement

pour les niveaux

hyperfins

^{F =}

3/2

et F ⁼

5/2

^de

199Hg

^et pour les

isotopes pairs

^de

Hg [9].

Bien _que

nombreux,

^{ces résultats sont}

incomplets puisque

la seule section efficace

qui

ait été déterminée

en orientation est celle relative aux collisions

Hg-Hg qui

n’a d’ailleurs été obtenue

qu’indirectement ;

^par

ailleurs,

^{ils ne sont} pas

toujours

cohérents ni entre eux ni avec les estimations

théoriques.

^{Aussi nous}

a-t-il semblé intéressant de mesurer ces sections efli-

caces directement en orientation

(u( 1»)

^{et en}

aligne-

ment

(U(2»)

par la même

expérience

^de

façon

^{à les}

comparer ^entre elles et avec les valeurs _que

prévoit

la

théorie,

^{dont les}

hypothèses

^de

départ pourraient

ainsi être testées. Il est apparu, ^en

particulier,

que le

rapport expérimental U(l) /U(2) pourrait

ainsi être

comparé

dans de bonnes conditions ^au

rapport

^théo-

rique qui

repose ^{sur un} nombre limité

d’hypothèses.

Nous avons choisi ^une

expérience

^{de résonance}

magnétique

par pompage

optique.

^Nous

envisageons successivement,

^{dans un}

paragraphe 1,

^les

techniques expérimentales employées,

^{dans un}

paragraphe 2,

^le

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:019740035010100

2

calcul a

priori

des sections efficaces

d’après

^{la théorie}

d’Omont

[1],

^et enfin dans un

paragraphe

^{3 nos résul-}

tats

expérimentaux,

leur confrontation ^avec les

pré-

dictions

théoriques

^ainsi

qu’avec

les résultats

expéri-

mentaux d’autres ^auteurs.

1.

Technique expérimentale.

^{- Le}

montage reprend,

pour

l’essentiel,

^{la méthode} de pompage de B. Ché-

ron

[10]

^{et de D. Casalta}

[4]

mais utilise ^un

procédé

de détection différent. Nous

opérons

^{avec du mercure}

naturel,

^{dans une cellule en} silice reliée à un bâti à vide

permettant

d’introduire des

pressions

^connues

de _gaz

étrangers.

1.1 EXCITATION _OPTIQUE. ^- Dans un

champ magné- tique statique Ho

horizontal

dirigé

^suivant

Oz,

^le niveau 6

3P2

^des

isotopes pairs,

^{les seuls étudiés dans}

ce

qui suit,

^se

décompose

^en 5 sous-niveaux Zeeman dont l’écart

énergétique

^est

p ⁼

magnéton

^de

Bohr,

g, ⁼ facteur de Landé du niveau

1=

1,501 [11 ].

1.1.1

Alignement.

^{- On obtient des atomes}

alignés

dans le niveau 6

3P2 grâce

^{à une} excitation par éche- lons : la radiation 2 537

Á

émise par les ^arcs

Li

^et

Li (en vycor) porte

^{les atomes de mercure du niveau} fondamental 6

1 So

^{au niveau 6}

3P1 (Fig.

^{1 et}

2), puis

^la raie 4 358

Á

émise par les mêmes ^arcs

porte

ces atomes du niveau 6

3P1

^{vers le niveau 7}

3S1 (les

^arcs

L2

^et

L2

^{ne sont} pas utilisés dans les

expé-

riences en

alignement).

^On

n’emploie

pas de

polari-

seur dans cette

expérience ;

^la lumière excitatrice est J du fait de sa direction de

propagation.

^{Le niveau}

FIG. 1. ^- Niveaux d’énergie ^de Hg.

FIG. 2. ^- Schéma du montage [en orientation].

7

3S1

^{se trouve ainsi}

aligné

^{et cet}

alignement

^se

conserve en

partie

^lors de la retombée radiative sur

le niveau 6

3P2.

1. 1. 2 Orientation. ^- Pour _passer de

l’alignement

à l’orientation il suffirait de

polariser

^en

^(J+ (ou u-)

la radiation 4 358

Á,

mais alors le

rayonnement

^ultra- violet de

L1

^et

Li

détruirait le

polariseur,

si bien que le

dispositif

^{a dû} être modifié.

Nous

séparons

^{donc les} excitations :

- pour l’excitation

secondaire,

^{vers le niveau 7}

3S1’

nous

employons,

^{comme pour}

l’alignement,

^{les arcs}

L1

et

Li

mais ceux-ci sont maintenant en pyrex, ^ce

qui permet

^de

placer

^des

polariseurs

circulaires entre ces arcs et la

cellule ;

- pour l’excitation

primaire,

^vers le niveau 6

3P1,

nous utilisons deux nouveaux arcs

L2

^et

L2

^à

enveloppe

de vycor

(Fig. 2).

^{Des cuves en silice}

remplies

^de

chlore sont insérées entre les arcs

L2, L2

^{et la cellule}

de sorte à absorber les raies nuisibles 6

3P1-6 ^3D

^et

6

3P2-6 ^3D

^{tout en} transmettant correctement la raie utile 2 537

Á.

Il aurait été souhaitable d’éliminer

également

de l’excitation

primaire

les raies 4 358

Á (6 3P1-7 3S1)

^{et 5 461}

^{Â (6} 3P2-7 3S1) (Cf. § 1.4.1),

ce

qui

^aurait pu être réalisé ^avec des cuves

remplies

d’une solution acide de

NiS04

^{et de}

CoS04.

^Malheu-

reusement, l’affaiblissement de la raie 2 537

Á

_par

cette solution aurait été

trop important

^{et nous avons}

dû _y renoncer.

1.2 DESTRUCTION DE L’ALIGNEMENT ET DE L’ORIEN-

TATION. ^-

L’alignement (ou l’orientation)

^{du niveau}

6

3P2 peut

^être

détruit(e)

par ^un

champ

^oscillant

H1,

vertical

dirigé

^suivant

Oy,

^de

fréquence

^v,

produit

par deux

spires

^de gros fil de

cuivre,

^en

position

^de

Helmholtz. La tension aux bornes d’une

petite

^boucle

captrice, fixe, permet

^de

repérer l’amplitude

^du

champ HI.

1.3 DÉTECTION. -1.3.1

Principe.

^{- La détection}

de la résonance

magnétique

^{se fait le}

long

de l’axe Ox

(Fig. 2).

^{Un faisceau}

parallèle

de lumière ^verte

(03BB

^{= 5 461}

Â)

circulairement

polarisée

^{pour les}

expé-

riences en orientation

(linéairement polarisée

^{à 450}

par

rapport

^au

champ Ho

pour les

expériences

^en

alignement) provenant

^d’une

lampe

^{à mercure}

L3 (Philips 93123)

^traverse la cellule

(C).

^Au

voisinage

de la

résonance,

^son

absorption (1 % environ)

^est

modulée à la

fréquence

^v

[12].

Ce faisceau ^est focalisé

sur un

photomultiplicateur (RCA

^1P

21)

dont seules 6

dynodes

^{sont utilisées} de manière à limiter le courant

photoélectrique

^{à 10}

JlA

environ. La _compo- sante alternative de la tension aux bornes de la résis- tance de

charge (47 kQ)

^est

amplifiée (gain

^de

30)

par ^un

préamplificateur

^dont

l’impédance

^{de sortie}

est très

basse,

^ce

qui permet d’éloigner

^{le reste du}

montage électronique

^et de réduire ainsi les inhomo-

généités

^du

champ statique Ho.

^Le

signal

^{de sortie}

du

préamplificateur

^{est reçu par une détection syn-}

chrone

puis envoyé

à l’entrée d’un

analyseur

^multi-

canaux

(Intertechnique

^SA

41)

^{dont le}

balayage

^est

synchronisé

^{avec celui du}

champ statique Ho.

^La

phase

^{de la détection}

synchrone peut

^être

réglée

^de

sorte à obtenir une résonance en forme de courbe de

dispersion [12].

La distance Aco

(en

^{unités de}

pulsa- tion)

^{entre le maximum et} le minimum de cette

courbe, appelée « largeur », ^permet

de déterminer la section efficace cherchée.

1.3.2

Expériences

^{à la}

fréquence

^{v =}

10,7

^MHz.

- Nous avons réalisé ^nos

premières expériences

^avec

v ⁼

10,7

^{MHz mais} comme nous ne

disposions

^à

l’époque

^que d’une détection

synchrone (PAR 121)

dont le domaine de

fréquence

^est limité à 150

kHz,

nous avons utilisé un

système

de battements ^entre la

fréquence

^{de travail}

(10,700 MHz)

^{et une}

fréquence

auxiliaire

(10,560 MHz) qui permettait

^{la détection}

à 140 kHz. Nous avons ainsi mesuré les sections efficaces de destruction de l’orientation

(et

^{de l’ali-}

gnement)

dans le niveau 6

3P2

par collisions ^avec des atomes

Hg(6 ’SO)

^d’une

^part

^{et des atomes de}

néon d’autre

part.

^{Mais ces}

expériences

étaient très

longues

^{à cause} du médiocre

rapport signal

^{sur bruit}

et les courbes obtenues étaient

élargies

par les inhomo-

généités

^du

champ statique, inhomogénéités qui

^aug-

mentent en valeur absolue

quand Ho (donc v)

^croît.

Pour ces

raisons,

nous avons réalisé la

plus grande partie

^{de nos}

expériences

^{à une}

fréquence

de résonance

plus

^basse.

1.3.3

Expériences

^{à la}

fréquence

^{v = 775 kHz.}

- Les bobines créant le

champ

^oscillant

H 1

^sont

alimentées

par ^un

générateur

^BF

^(CRC,

^GBT

662)

suivi

d’un amplificateur

^de

puissance (CRC,

^AMP

242).

Le

signal

de sortie du

photomultiplicateur, après amplification,

^est

envoyé

directement à l’entrée d’une détection

synchrone (Brookdeal 411)

dont la réfé-

rence est alimentée _par la sortie « ondes carrées » du

générateur

^BF.

Le

gain

^de

rapport signal

^sur bruit ainsi obtenu _par

rapport

^aux

expériences

^à

^10,7

^MHz

(de

l’ordre de

3)

a

permis

de diminuer le

temps

^de

chaque expérience

et, par là

même,

les incertitudes dues aux dérives éventuelles des

champs Ho

^et

Hl.

^D’autre

part,

^l’élar-

gissement provoqué

par les

inhomogénéités

^du

champ Ho

^{a été}

pratiquement supprimé.

Nous avons

repris,

^{à cette nouvelle}

fréquence,

^les

expériences

^sur

l’élargissement

^des courbes de réso-

nance par les collisions mercure-mercure. Les résultats ont confirmé ceux que ^nous avions obtenus à

10,7

^MHz.

1.4 DÉTERMINATION DES SECTIONS EFFICACES. ^- La

«

largeur »

^Am des courbes réelles de résonance

dépend

^du

temps

de relaxation r du niveau 6

3P2

^et

de la

puissance

^du

champ Hl :

en orientation

2

en

alignement

1: étant lui-même fonction :

- de la luminance des arcs de pompage,

- des dimensions de la

cellule,

- éventuellement de la

pression partielle

^de gaz

étranger,

- du nombre d’atomes de mercure par unité de volume.

De

plus,

^{la «}

largeur »

des courbes observées

dépend également

de la vitesse de

balayage

^du

champ Ho

et des constantes de

temps

instrumentales.

1.4.1

Influence

^de la luminance des arcs. ^- La raie 5 461

À

des arcs n’étant pas

filtrée, l’élargisse-

ment des courbes de résonance

magnétique,

^{dû à une}

réabsorption

^{de cette} raie par les atomes 6

3P2,

^est

important

^{avec des arcs neufs. La luminance de nos}

arcs décroît notablement

pendant

^les

premières

^heures

de

fonctionnement ;

nous avons donc

toujours opéré

avec des arcs

ayant

fonctionné

préalablement

^sufh-

samment

longtemps

pour que leur effet ^sur la « lar- geur » des courbes de résonance

puisse

être considéré

comme constant au cours d’une même série

d’expé-

riences.

1.4.2

Influence

des dimensions de la cellule. ^- Les atomes 6

3P2 peuvent

^se désexciter par collisions

contre les

parois

de la cellule.

L’élargissement qui

^en

résulte

dépend

^{de la}

pression

de gaz

étranger qui

retarde la diffusion vers les

parois,

^{d’où un}

risque

d’erreur

systématique

^{dans la mesure des} sections efficaces. Fort

heureusement,

^la contribution de ce

processus à la

o largeur »

des courbes

expérimentales

n’est _que de

1,5

^kHz

[4]

^en absence de _gaz

étranger

et l’erreur

systématique

^{commise sur les} sections efficaces est donc

négligeable,

^{les «}

largeurs »

^les

plus

faibles obtenues étant

supérieures

à 12 kHz.

4

1.4.3

Influence

^{de la}

pression

^de gaz

étranger.

-Ona

avec

N étant le nombre

d’Avogadro

^et

^a(k)

la section efb-

cace pour la destruction par le gaz

étranger

de l’orien- tation

(k

⁼

1)

^{ou de}

l’alignement (k

⁼

2).

Les

pressions

^de gaz

étrangers

^utilisées

(10-3

^à

3 ^x

10- 3 torr)

^étant

trop

faibles pour être mesurées

avec une

jauge

^de

Pirani,

^{ceux-ci sont} introduits à l’aide d’une microfuite d’abord dans une enceinte de faible

volume,

^{isolée du reste du}

bâti,

^{et dans}

laquelle

^la

pression

^{est mesurée avec une}

jauge

^de

Pirani

(LKB).

Ensuite seulement les _gaz

étrangers

sont introduits dans le bâti lui-même. Le

rapport

des volumes avant et

après

détente étant connu

(45

^{dans notre}

cas)

par des ^mesures

préalables,

^la

pression

p s’en déduit.

1.4.4

Influence

^{du nombre n} d’atomes de ^mercure par unité de volume. ^- On ^a

ul(l)

étant la section efficace pour la

destruction,

par les atomes

Hg(6 ’S,),

de l’orientation

(k

⁼

1)

^{ou de}

l’alignement (k

⁼

2). n

^{est connu en} fonction de la

température [13].

^{La cellule est reliée au} bâti à vide

qui peut

^{être mis en} communication avec la réserve de mercure dont la

température

^{est maintenue cons-}

tante à mieux _que

0,1

^OC

près

par ^une circulation d’eau thermostatée. On

opère

^{entre 14 °C et 32}

OC,

la

température

^{de la}

pièce

^{étant de}

quelques degrés supérieure

^{à celle du}

queusot.

1.4.5

Influence

^{de la}

puissance

^du

champ H,.

- Dans notre

expérience,

les valeurs de

Hl

^{sont déter-}

minées à une constante

multiplicative près,

^{si bien}

que les

éq. (1)

^et

(2)

^{devraient en} réalité être écrites

A

où .s est un

paramètre

inconnu. s est d’abord déterminé

en

portant (Aco)l

^{en fonction de}

Hi

pour des

expé-

riences faites avec une

pression

^{donnée de mercure}

et sans gaz

étranger. (s(1)

^{étant le}

paramètre

^{en orien-}

tation et

S(2)

^en

alignement,

nous avons trouvé

expé-

rimentalement

S(l) /S(2)

⁼

0,2

⁺

0,04

^{en accord avec}

le

rapport théorique 4/17,9

⁼

0,223.) Ensuite,

^nous

opérons

^{avec une valeur de}

Hl

^{constante et}

repérée,

pour des

pressions

variables de _gaz

étranger (ou

^de

mercure).

^Nous

portons

^alors

.J Aro2 - SH2

^{en fonc-}

tion de la

pression

^{de gaz}

étranger (ou

^{en fonction}

du nombre n d’atomes de mercure par unité de

volume).

La

pente

^{de cette} nouvelle droite conduit à

u (k) (ou i(k) ).

1.4.6

Influence

^{de la vitesse de}

balayage

^{sur les}

courbes observées. ^- Pour améliorer le

rapport signal

sur bruit ^nous utilisons une double constante de

temps :

le

signal

^continu

So(t)

fourni par la détection _syn- chrone traverse deux filtres

(RC

^{= 1}

s), séparés

^par

un

amplificateur,

^{avant d’être}

envoyé

^sur

l’analyseur

multicanaux

qui reçoit

^{ainsi le}

signal S(t).

^{Les courbes}

de résonance sont ainsi

plus

^ou moins déformées et

élargies

par le

balayage.

^{Nous devons donc}

corriger

les ^«

largeurs »

observées d’un facteur

qui dépend

du

temps

mis par le

balayage

pour décrire la courbe.

La forme

So(t) de la

courbe réelle est

en

orientation,

en

alignement,

Dans ces

expressions,

^{ôw =}

(g) tHo/ii) -

^{2 nv est une}

fonction linéaire du

temps t

^{à cause du}

balayage

de

Ho.

^{Nous pouvons donc}

intégrer numériquement

le

système d’équations

différentielles :

et

prévoir

^{la forme des} courbes observées

S(1)(t)

^ou

S(2)(t) compte

^tenu de la déformation par le

balayage.

Nous obtenons ainsi la correction

permettant

^de

remonter de la

o largeur »

^{observée des} courbes de résonance à leur

o largeur »

^réelle

(et

^cela pour diverses valeurs de

yHi,

^de

T 1

^ou

T 2

^{et de}

RC).

^Tou-

tefois les durées de

balayage

choisies n’ont

jamais

conduit à des corrections

supérieures

^{à 15}

%.

^Un

contrôle sur les

premières expériences

faites alterna- tivement avec deux constantes de

temps

^{de 1 s ou} de

0,3

^{s a} montré la validité de la méthode.

2. Calcul des sections efficaces. ^- 2.1 PRINCIPE.

- Utilisant la théorie d’Omont

[1]

^et

plus précisé-

ment

« l’approximation asymptotique »

^{ou «} 2e ap-

proximation »

d’Omont dans le cas des collisions

non

résonnantes,

le calcul conduit à

l’expression

^de

la section efficace

a(k) :

formule établie par

Carrington

^et

Corney [14]

^dans

le cas

particulier

^de

l’alignement (k

⁼

2)

pour

lequel

Le calcul fait pour l’orientation

(k

⁼

1)

^donne

Dans

l’expression

^de

^{u (k):}

- p2

^{est la}

polarisabilité

^{du niveau} fondamental de l’atome

perturbateur (gaz étranger

^ou

mercure) ;

- a est l’élément de matrice réduit de

l’opérateur polarisabilité

du niveau excité de l’atome

perturbé ;

- AE est un dénominateur moyen

d’énergie (§ 2.4) ;

- v est la vitesse relative des atomes

perturbateur

et

perturbé.

Nous remarquons que le

rapport U(l) /U(2)

^{est indé-}

pendant

de l’atome

perturbateur ;

pour J ⁼

2,

Les différentes

grandeurs qui

interviennent dans l’ex-

pression

^de

^a(k)

^{sont évaluées}

ci-dessous,

^et les résul- tats sont

regroupés

dans le tableau I.

2.2 EVALUATION DE

p2.

^{- Selon}

Decomps [15]

la sommation étant étendue à tous les électrons externes s’ils sont

identiques,

^{cas de He et de}

Hg

^dans

leur état fondamental. Pour les autres gaz ^rares

(2

^{électrons s et} 6 électrons

p), Decomps

^tient

compte

ou bien des 8 électrons ou bien des 6 électrons _p ^’

seulement,

^ce

qui

^{introduit une} incertitude sur

p2 (lre

colonne du Tableau

I).

Pour trouver la valeur _moyenne

de ri2

^{nous avons}

utilisé les fonctions d’onde de Slater

[16].

^{Nous avons}

alors

- ao : rayon de la Ire orbite de

Bohr ;

- n* et Z* étant donnés par Slater

[16].

2. 3 CALCUL DE OC. ^- OC ⁼ 6

3P2 ( ^{1 Pli} 6 3p 2

^>

est l’élément de matrice réduit de

l’opérateur polari-

sabilité

Nous l’obtenons à

partir

de l’élément de matrice

6 3P2, Mj

⁼

2 1 P 6 3P2, Mj

⁼ 2 > par

applica-

tion du théorème de

Wigner-Eckart :

soit,

^avec les fonctions d’onde de Slater

2.4 EVALUATION DE AE. ^- La relaxation par col- lisions non résonnantes est un effet du deuxième ordre

en

V(R), potentiel

d’interaction

dipôle-dipôle, qui

fait intervenir des o états virtuels » du

système

atome

(1) (perturbateur)-atome (2) (perturbé).

^Les

seuls états virtuels

importants

^{sont ceux}

qui

^sont

reliés aux états initiaux des atomes

(1)

^et

(2)

par des transitions

dipolaires électriques

intenses. Le AE de la théorie d’Omont est un dénominateur _{o moyen »}

d’énergie :

As ⁼

(Ei

⁺

E2)état

^{virtuel -}

(Ei

⁺

E2)états

^{initial et final .}

Dans le cas

présent

^{il est assez} naturel de choisir pour état virtuel de l’atome

perturbateur

^{son ler niveau}

TABLEAU 1

(*)

^{Ces marges d’erreur ne tiennent} pas

compte

^des incertitudes sur a et surtout sur

4E,

mais leur rôle est heureusement diminué

grâce

^{à la}

puissance 2/5 qui

intervient dans la formule.

(3)

6

de résonance

(niveau

⁶

iPl

^{dans le cas où le}

pertur-

bateur ^est le mercure

lui-même). Quant

à l’atome de

mercure

perturbé,

^nous choisissons assez arbitraire- ment, les niveaux 6

3D qui

^{sont liés à 6}

3P2

par des transitions intenses. Nous

espérons

^{faire ainsi une}

moyenne ^assez

raisonnable, compte

^{tenu du niveau} 7

3S@@ plus

^{bas en}

énergie

que 6

3 D,

^et des niveaux

plus

^{excités que 6}

^3D

^vers

lesquels

⁶

3P2

^{donne des}

transitions

plus

faibles mais loin d’être

négligeables.

3. Résultats et discussions. ^- 3.1 RÉSULTATS. ^- Les deux

premières

colonnes du tableau II

donnent,

^en

A2,

les valeurs des sections efficaces que nous avons

mesurées,

^{la 1 re en}

orientation,

^{la 2e en}

alignement.

La 3e colonne

indique

^le

^rapport

^{de ces deux gran-}

deurs,

^{la 4e}

reproduisant

^{les valeurs de}

^{u (2)}

^calculées

ci-dessus ^et les 5e ^et 6e les résultats

expérimentaux

obtenus par d’autres ^auteurs

respectivement

par pompage

optique

^et par bombardement

électronique.

Remarque.

^{- L’erreur sur les} valeurs de

0"( 1)

^et de

a (2)

est due à la

dispersion

^des

points expérimen-

taux et à

l’incertitude

^{sur la mesure des}

pressions.

Cette dernière ^cause d’erreur s’élimine dans la déter- mination de

u(l)lu (2) qui

^est donc mieux connu que

0"(1)

^et

0"(2)

individuellement.

3.2 DISCUSSION ^{- En ce}

qui

^{concerne les gaz}

rares, les

rapports expérimentaux 0"(1)/0"(2)

^{sont tous}

en bon accord avec le

rapport théorique 0,837. Notons, toutefois,

que la

précision expérimentale

^{n’est pas}

suffisante _pour trancher entre le résultat de

l’approxi-

mation

asymptotique

^{et celui de}

l’approximation

^sca-

laire

qui prévoit u(l)lu (2)

⁼

^0,882.

^{Un calcul récent}

fait _{par des} ^auteurs

soviétiques [17] (intégration

^numé-

rique

^du

système

différentiel de

collision)

^donne

0"(1) /0"(2) = ^0,78

^{en assez} bon accord ^{avec nos} résul- tats

expérimentaux

^{et avec les}

prédictions

^de

l’approxi-

mation

asymptotique.

^{Pour le}

^{néon, l’argon}

^{et le}

krypton,

les sections efficaces

u(2)

calculées et mesurées sont en excellent

accord,

^surtout si l’on tient

compte

du caractère

grossier

des fonctions d’onde de Slater utilisées _pour faire le calcul. Dans le cas de

l’hélium,

nous

enregistrons

^un désaccord d’un facteur

2, déjà

constaté par les autres auteurs dans toutes les

expé-

riences de désorientation _par l’hélium

quel

que soit l’atome

perturbé.

^Faroux

[3]

^{a montré sur}

l’exemple

du niveau 6

3P1

^{du mercure} que ^ce désaccord pro- vient de l’effet du

potentiel répulsif

^{aux faibles dis-}

tances

d’approche. (La

théorie d’Omont

[1] ]

^{ne tient}

compte

que du

potentiel

^attractif

dipôle-dipôle

^encore

appelé potentiel

de Van der

Waals.)

Le désaccord de 20

%

^{entre sections efficaces cal-}

culée et observée dans le cas du xénon

peut provenir

d’une erreur

expérimentale.

^En

effet,

alors que ^nos autres sections efficaces

u(2)

^{sont en} accord avec celles de Casalta et Barrat

[4]

^nous

enregistrons

^{un écart}

de 15

%

^{dans le cas du}

xénon,

^{avec ces auteurs. Nous}

avons

soupçonné

^la

pureté

^{de notre}

xénon,

^{mais une}

analyse

^au

spectroscope

^de masse nous a

prouvé qu’il

était _pur. Nous avons

également soupçonné

^l’étalon-

nage de notre

jauge

^{de Pirani et} nous avons

comparé

ses indications avant détente

(cf. § 1.4.3)

^{à celles}

d’une

jauge

d’ionisation

après

détente. Nous avons

constaté un écart de

10 %

^{entre les deux} mesures, la lecture de la

jauge

^à ionisation conduisant à une

section efficace de 222

Â2

_{pour le}

xénon,

^donc

plus proche

de la valeur calculée.

(Notons

^toutefois que cette incertitude de 10

%

^{sur la}

pression

^{a été}

prise

en

compte

^{dans les} marges d’erreur

indiquées

^dans

le Tableau

II.)

Quant

^aux collisions mercure-mercure, elles donnent à la fois des valeurs

(}"(k)

et un

rapport u(l)lu (2)

^incom-

patibles

^avec les valeurs

théoriques

^{basées sur}

l’hypo-

thèse de collisions non résonnantes. Ce désaccord avait

déjà

^été

remarqué

par A. Omont dans son

article de 1965

[1],

aussi bien pour les collisions

TABLEAU II

Hg(6 3p@)-Hg(6 ’SO) (expériences

de M. Bauman

[5])

que pour les collisions

analogues ^Cd(5 3P2)-Cd(5 ’S,) (expériences

de M. Barrat

[18]).

Il faut sans doute tenir

compte

d’autres intaractions que l’interaction

dipôle-dipôle

^{dans le cas d’atomes}

perturbateurs

^comme

Hg(61S0)

^et

Cd(51S0) qui

^ont

pour couche

électronique

^la

plus

^{externe une couche}

ns2

^{et non un octet}

complet ^ns2 np’.

Des

expériences

^{récentes ont} montré que la ^sec-

non efficace

d’échange

^de métastabilité entre atomes de ^mercure 6

3Po

^et

61 S0

^est

plus grande qu’on

^aurait

pu le croire a

priori. (de

l’ordre d’une

cinquantaine

d’A2) [19].

Peut-être les collisions

d’échange

^{de méta-}

stabilité entre atomes de mercure 6

3P2

^et

61So jouent-elles également

^{un rôle}

important

^{dans nos}

expériences

actuelles ?

Comparaison

^avec les résultats des autres auteurs : En résumé nous pouvons dire que, pour les gaz rares, les deux

expériences

de pompage

optique

donnent des résultats en bon accord alors _que les deux

expériences

^de bombardement

électronique

conduisent à des sections efficaces

systématiquement plus grandes,

^surtout celles de la référence

[7]

^dont

les marges d’erreur ^ne recouvrent pas celles du pom- page

optique

^pour

l’argon,

^le

krypton

^{et le xénon.}

Ces

divergences

sont-elles dues au fait _que les

expé-

riences de bombardement

électronique comportent

une cause

supplémentaire

d’erreur par

rapport

^au pompage

optique

à savoir que la cathode chaude élève la

température

^{du gaz}

étranger

^{dont la}

pression

est alors mal connue ? On aurait pu le penser si ^une correction tenant

compte

^{de ce}

phénomène

^{dans des}

expériences

de collisions mercure-mercure

n’éloignait

encore

davantage

les résultats de ceux que ^{nous avons} obtenus

[9] (dernière

colonne du Tableau

II).

Nous

envisageons

^de

reprendre

^{un travail}

analogue

sur le niveau

C 3P2

^des

isotopes impairs

^{du mercure.}

étude dont Jacobson

[9]

^a récemment montré l’intérêt.

Bibliographie

[1] OMONT, A., ^J. Physique ²⁶ (1965) ^26.

[2] DYAKONOV, ^M. I., PEREL’, ^V. I., ^Sov. Phys. ^{JETP 21} (1965)

227.

[3] FAROUX, ^J. P., Thèse, Paris 1969.

[4] CASALTA, D., BARRAT, M., ^{C. R.} Hebd. Séan. Acad. Sci. B 265 (1967) 35 ;

CASALTA, D., Thèse de 3e cycle, ^{Caen 1967.}

[5] BAUMAN, M., ^Z. Phys. 173 (1963) ^519.

[6] TITTEL, K., ^Z. Phys. 187 (1965) ^421.

[7] BAUMAN, M., EIBOFNER, A., ^Z. Naturforsch. ^23a (1968) 1409.

[8] BAUMAN, M., JACOBSON,

E.,

^{Z. Phys. 212 (1968) 32.}

[9] JACOBSON, E., ^Z. Phys. ²⁵¹ (1972) ^214.

[10] BARRAT, ^J. P., CHERON, B., COJAN, ^J. L., ^{C. R. Hebd.}

Séan. Acad. Sci. 259 (1964) ^3475.

[11] Mc DERMOTT, ^M. N., LICHTEN, ^W. L., Phys. ^{Rev. 119} (1960) 134.

[12] LALOE, F., LEDUC, M., MINGUZZI, P., ^J. Physique ³⁰ (1969) 277 ;

LALOE, F., Thèse, Paris 1970.

[13] NESMEYANOV, ^A. N., Vapor pressure of the Chemical ele- ments (Elsevier Publishing Company, Amsterdam) 1963.

[14] CARRINGTON, ^C. G., CORNEY, A., J. Phys. ^{B 4} (1971) ^869.

[15] DECOMPS, B., Thèse, Paris 1969.

[16] SLATER, ^J. C., Phys. ^{Rev. 36} (1930) ^57.

[17] YERMACHENKO, V., communication personnelle.

[18] BARRAT, M., C. R. Hebd. Séan. Acad. Sci. 259 (1964) ^1063.

[19] VIENNE-CASALTA, ^{D. et} BARRAT, J. P., communication personnelle.