Spectre visible de Xen

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Submitted on 1 Jan 1963

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Spectre visible de Xen

L. Herman, R. Herman

To cite this version:

L. Herman, R. Herman. Spectre visible de Xen. J. Phys. Radium, 1963, 24 (1), pp.73-75.

�10.1051/jphysrad:0196300240107301�. �jpa-00236757�

73

Monsieur le Professeur Daniel Blanc. Je le

prie

^de

trouver ici

l’expression

^{de ma très}

respectueuse

^recon-

. naissance.

Lettre reçue ^{le 25 octobre 1962.}

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SPECTRE VISIBLE DE XeN Par L. HERMAN et R.

HERMAN,

Observatoire de Meudon

(Seine-et-Oise).

On connaît l’effet de collisions des atomes due gaz

rares sur la

position

^{et la}

largeur

^{des raies}

spectrales.

Il est dû essentiellement à la

polarisabilité

^{des atomes}

excités.

L’interaction,

^souvent

considérable,

^{entre la}

particule perturbatrice

^et l’atome excité devrait con-

duire,

^à la suite de collisions

triples,

^{à la formation de}

molécules excitées

plus

^ou moins stables donnant lieu à l’émission de bandes moléculaires. En

réalité,

^celles-ci

sont rarement

observées,

^{surtout en} raison de leur faible

énergie

^de dissociation.

Malgré

^cette

difficulté, plusieurs spectres

d’émission de molécules

composées

d’un atome

d’oxygène

^{et d’un atome de gaz rare}

avaient été observés. On a même réussi à résoudre _par- tiellement la structure de rotation de

quelques

^bandes

de XeO

[1].

^{Dans le}

présent

^{travail nous} donnons les résultats d’une

analyse incomplète

^{de la structure de}

rotation d’un

système

de bandes de XeN situé entre

4 920 A et 4 750 A.

Le

dispositif expérimental

^a,

^déjà

^{été décrit}

^[2].

^Il

consiste essentiellement dans l’excitation d’un

mélange

de xénon et d’azote par ^{un courant} continu. La seule difficulté

expérimentale

^{vient de ce} que ce

système

^est

émis avec une intensité

appréciable

par

rapport

^aux

bandes de

N2

^seulement

lorsque

^{la teneur en azote est}

suffisamment

petite.

^{Au cours} du fonctionnement du tube à

décharge,

^l’azote

disparaît progressivement

^en

se combinant ^aux électrodes. Il est alors souvent diffi- cile de retrouver à nouveau les

conditions

^{de meilleur}

fonctionnement, après

addition d’une nouvelle quan- tité d’azote.

Structure de vibration. ^- Les données

incomplètes

que ^nous

possédons

^ne

permettent

pas de construire

avec certitude les branches et de déterminer les

origines

des bandes ni même leurs têtes

qui

^sont mal définies.

Les

longueurs

^d’onde

approximatives

des maxima

d’intensité,

^{où se trouvent} les têtes des

branches,

^sont

A la

précision

^{des mesures}

près,

^{il est}

possible d’arranger

^ces bandes dans un schéma

(tableau 1).

^Les

constantes moléculaires seraient dans ^ce

cas,

L’énergie

de dissociation de la molécule au niveau inférieur est

plus petite

que

0,2

^eV.

Le tableau 1 semble s’arrêter à v’ ^-

2,

^indi-

quant

^une dissociation

probable pour v’ >

^{3. Cette}

prédissociation pourrait

^{être à}

l’origine

^{du fait} que contrairement à ce

qui

^a lieu pour les molécules

XeO,

TABLEAU 1

le

spectre

moléculaire ne s’étend pas

jusqu’à

^{la raie}

atomique correspondante.

Structure

’de

rotation. - La

figure

^{1 montre l’enre-}

gistrement microphotométrique

^d’une

portion

^du

spectre

^{obtenu avec une}

dispersion

d’environ 3

A

_par

mm. A

partir

d’une série de raies se détachant nette- ment dans le

spectre,

^{il est}

possible

de choisir un

ensemble de raies

pouvant

^{former une branche. A titre}

d’exemple,

nous avons classé une trentaine de raies de rotation ^{en une} série

représentée

par

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:0196300240107301

74

Des relations de ^ce genre

permettent

de déterminer

avec

plus

^de

précision

les têtes des bandes. Il semble que pour résoudre

complètement

la structure de rota- tion une résolution effective au moins 10 fois

plus grande

soit nécessaire.

FIG. 1. ^-

Enregistrement microphotométrique

d’une par- tie de la bande

(0,3).

^On reconnaît deux séries de raies dont l’écartement augmente ^vers les courtes

longueurs

d’onde. Chacune d’elles constitue une branche de cette bande à structure

complexe.

Discussion. ^- Le xénon commercial contient en

quantités

sensiblement

égales

^du

129Xe,

^{131Xe et}

132Xe. On doit donc s’attendre ^à observer une struc- .ture

triple

dans les différentes

branches.

^{Cette struc-}

ture

triple

^est nettement visible seulement à l’extré- mité rouge du

système,

^{vers 4 920}

Á. _Ailleurs,

il semble difficile de déméler les différentes bandes

qui empiètent partiellement.

Il serait souhaitable de

répé-

ter

l’expérience

^{avec un gaz rare} enrichi d’un ’seul

isotope

pour voii si la ^{structure se}

simplifie.

Le dédoublement que l’on voit sur la

figure

^{1 pour-}

rait bien être dû à celui de la brànche P. Les écarts entre les

composantes augmentent

^{bien vers les}

grandes longueurs d’onde,

^{comme il se doit.}

Toutefois,

^{la varia-}

tion avec le nombre

quantique

de rotation K et les constantes de dédoublement

y’

^et

y"

^ne

pourront

^être

déterminées que

lorsque

^{l’on aura trouvé la numéro-}

tation correcte des raies.

Il semble

prématuré

^de

spéculer

^{sur la structure}

électronique

des molécules intervenant

dans

la tran- sition.

Remarquons

seulement que l’émission ^étant associée à des atomes métastables

[2]

^{la structure élec-}

tronique

^de l’état excité ’initial aura la

multiplicité

²

pour les ^atomes

XE(1S)

^+-

N(2D)

^{et les}

multiplicités

²

et 4 pour les ^atomes

Xe(3P)

⁺

N(2D).

^Le niveau élec-

tronique

^le

plus

bas pour l’état

supérieur

^{serait 21+}

et celui de l’état inférieur 4m _pour

Xe(lS) + N(4S)

^et

2M+ pour

Xe( 3P)

⁺

N( 4S).

^La stabilité de la molécule formée de deux atomes normaux est

trop faible

_pour

donner lieu à un

spectre

^aussi

étendu,

^{nous devons}

donc faire intervenir de

préférence

l’atome métastable du gaz rare, ^{et la} transition serait

Si l’on a le ^cas

b)

^de

Hund, chaque

raie de la branche

P,

par

exemple,

^{doit se dédoubler en deux}

composantes.

^{Une des}

composantes

^{se trouve au voisi-}

nage d’une raie

PQ

^de

plus

faible intensité. Avec notre

dispersion

insuffisante pour résoudre entièrement ^ces

composantes,

^ces

triplets peuvent

^se

manifester

^{sous la}

forme d’un

doublet dont une

composante

^est

plus large

ou

plus

^intense.

Stabilité moléculaire. ^- La nature de la liaison chi-

mique

^{pour ce genre} de molécules peu stables n’est pas bien connue. Dans ce

qui

^{suit nous} comparons les résul- tats

spectroscopiques

obtenus ici à ceux déduits de l’interaction entre les atomes sous l’effet de la

polar-i-

sation mutuelle.

Comme ^on le

sait,

^on

peut

déterminer la fonction

potentielle

pour les

grandes

^distances

interatomiques

si l’on connaît la

polarisabilité atomique.

^Pour

plus

^de

simplicité

^nous choisissons pour la fonction

potentielle

celle de Lenard-Jones

qui

convient bien aux molécules à faible

énergie

^de

dissociation. La

partie

attractive de cette

énergie

po- tentielle ^-

4D(a/r)6

^est

égale

^à

l’énergie

d’interaction à

grande

^distance

La

comparaison

^{de ces} deux dernières relations per- met d’estimer

l’énergie

de dissociation D si l’on connaît les

polarisabilités

^{a et la} distance internucléaire 6 pour

laquelle l’énergie potentielle

^est nulle. Diverses mé- thodes avaient été

proposées

pour déterminer

les pola-

risabilités. Pour les molécules XeN et

XeO,

^{nous avons}

utilisé la méthode de Slater

[3].

Celle-ci fournit pour la

polarisabilité

de l’atome normal de xénon une valeur 3 fois

trop grande.

Pour l’atome métastable de

xénon,

nous avons tenu

compte

^{de cette erreur. Dans ces con-}

ditions on

obtient,

^{avec a =}

3,35 Á,

^et

a(Xe, normal)

= 4 x 10-24

cm3 ; oc(N)

⁼⁼

^l,Sx

^{10- 24}

cm3, l’énergie

^de

dissociation de la molécule

Xe(normal)N,

Pour la molécule

Xe(métastable)N,

^{avec la même}

valeur de ^{a et} la

polarisabilité

on

a l’énergie

de dissociation

Pour ^nous rendre mieux

compte

de la validité de ce

genre de

calculs,

^{nous avons estimé de}

façon

^semblable

l’énergie

de dissociation de la molécule.

Xe(métastable)O,

pour

laquelle

^{on trouve}

75

L’analyse

^{de la structure} de vibration des bandes de cette molécule ^a

permis

^à

Cooper [1]

^d’estimer

l’énergie

de dissociation de cette molécule

en bon accord avec la valeur

théorique.

Pour la molécule normale de

Xe(métastable)N,

^on

trouve de même

Cette

valeur

pourra être

comparée

^à celle déduite des constantes de vibration

lorsque l’analyse

de rotation

sera

parachevée

pour

plusieurs

^bandes.

Mais, déjà

^il

semble

qu’elle

^soit

compatible

^{avec la} valeur de

Cù;

pour le niveau inférieur. La

principale

incertitude vient de 6)"

xé qui

^serait

plus petite

que celle

indiquée

^dans

(1).

Lettre reçue le ⁷ décembre 1962.

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LE JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM . TOME 24, ^JANVIER 1963,

L. Néel ^a montré

[1]

que dans les

grains

^{très fins}

ant,iferromagnétiques

^{les deux sous réseaux ne sont pas}

également compensés

^ce

qui

donne lieu à une sorte de

ferrimagnétisme.

^Si

l’énergie d’anisotropie

^{est faible}

devant kT la direction

d’antiferromagnétisme

^{tend à}

s’orienter

parallèlement

^{à un}

^champ magnétique

^exté-

rieur. Les sauts de la direction A dus aux fluctuations

thermiques peuvent

être caractérisés par ^un

temps

T ⁼

1 jv

exp

(W g IkT)

^où

Wg énergie

^de

blocage

^est

l’énergie d’anisotropie

^{et v une}

fréquence

de l’ordre de

W g /h, h

^{constante de Planck.}

La résonance de

grains

^{fins de}

Cr 203

^{de 20 à}

^{50 A}

^de

diamètre a été étudiée à 9 500 MHz en fonction de la

température.

Les facteurs de

décomposition spectrale

FIG. 1..