Étude et réalisation d'une source d'électrons polarisés

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Submitted on 1 Jan 1971

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Étude et réalisation d’une source d’électrons polarisés

Ph. Coiffet

To cite this version:

Ph. Coiffet. Étude et réalisation d’une source d’électrons polarisés. Journal de Physique, 1971, 32

(2-3), pp.113-118. �10.1051/jphys:01971003202-3011300�. �jpa-00207031�

ÉTUDE ET RÉALISATION D’UNE SOURCE D’ÉLECTRONS POLARISÉS

par Ph. COIFFET

(*)

Institut

d’Electronique Fondamentale,

Laboratoire associé au C. N. R.

S.,

Faculté des

Sciences,

^Bâtiment

220, 91, Orsay,

^France

(Reçu

^{le 19 octobre}

1970)

Résumé. ²⁰¹⁴ Nous avons réalisé une source d’électrons

polarisés

^en utilisant la méthode de l’ionisation

photonique

^d’un

jet atomique,

^orienté par passage dans un aimant

hexapolaire [1], [2], [3], [4].

Nous obtenons en fonctionnement continu les résultats suivants : intensité de 2 à 3

picoampères, polarisation

^{de 72 ± 2}

%

pour ^une induction directrice de 600 G. L’accroissement du courant

obtenu,

nécessaire _pour

l’injection

éventuelle dans un accélérateur, est directement lié à une

augmentation

^de l’efficacité

d’ionisation ;

^c’est

pourquoi

^on

envisage

d’autres solutions : ionisation par électrons ^et

échange

^de

spin.

Abstract. ²⁰¹⁴ An intense

polarized

^{beam of}

potassium

^{atoms is}

produced by using

^{a six}

pole

magnet. Ionization of these atoms

by

^{U. V.} radiation in a

region

^of

high magnetic

^field

(B ~

⁶⁰⁰

Gauss) gives polarized

^{electrons which are} accelerated at 80 keV. Polarization of the beam measured

by Mott-scattering

^{on a}

gold

film attains 72 ± 2

%,

^{the total}

intensity being

2 to 3 x 10-12 amperes. New solutions for

increasing

^the

intensity

^are

investigated :

^ionization

by electrons,

^or

spin exchange

^between

polarized

^atoms and slow electrons.

1. Présentation de

l’expérience.

^{- Un}

jet

^de

potas-

sium

atomique

^{émis à}

partir

^{d’un four}

porté

^{à une}

température comprise

^{entre 200,DC et 320 OC traverse}

un

champ magnétique

^{très fortement}

inhomogène ;

les atomes de

spin (+ qui

^{sont focalisés} à la sortie de l’aimant se

séparent

^{des atomes de}

spin (- 1/2) qui

^sont défocalisés. Les atomes de

spin (+ 2),

^sélec-

tionnés par ^un

diaphragme approprié

^{sont soumis à}

l’action d’un

champ magnétique longitudinal,

^et

ionisés _par un

rayonnement

ultra-violet. Les électrons

produits

^sont

polarisés,

l’ionisation s’effectuant sans

transition.

Après

accélération des électrons leur

polarisation longitudinale

^est transformée en

pola-

^*

risation transverse

grâce

^{à une}

configuration parti-

culière de

champs électrique

^et

magnétique appelée

transformateur de

polarisation.

^{La mesure de la}

polarisation

^finale s’effectue _par diffusion de Mott

sur une feuille d’or. Une cage de

Faraday

^{associée à}

un

pico-ampèremètre permet

^{la mesure} de l’intensité totale. La valeur de la

polarisation peut théoriquement

atteindre celle du faisceau

atomique,

c’est-à-dire environ 90

%.

L’intensité du faisceau est donnée par la formule :

n : nombre d’atomes _par

cm’

dans la

région

^d’io-

nisation ;

(*) ^{Cet article} recouvre une partie ^de la thèse de Doctorat ès-Sciences Physiques ^{soutenue le 25} juin 1970 à la Faculté des Sciences d’Orsay, Université de Paris. La thèse est enregistrée ^au

C. N. R. S. sous le numéro AO 4538.

N : nombre de

photons

^{incidents par}

^{seconde, ayant}

une

longueur

^d’onde

permettant

l’ionisation du

potassium ;

1 :

longueur

^{de la zone}

d’interaction ;

u : section efficace d’ionisation du

potassium.

La

figure

^{1 donne une vue} d’ensemble du

montage

utilisé.

FIG. 1.

2. Choix des atomes. ^- Les atomes doivent

possé-

der ^un seul électron

superficiel ayant

^une

énergie

^de

liaison faible et dont le

spin

doit être facilement

découplable

^du

spin

^du noyau. De

plus,

^{la détection}

du faisceau

atomique

^doit

pouvoir

^{être effectuée sans}

trop

^de difficultés.

L’hydrogène

^a été écarté a

priori,

^{car son seuil} d’ionisation se situe à 920

À, longueur

^d’onde pour

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01971003202-3011300

114

laquelle

^{il n’existe pas de source U. V.}

puissante

fonc- tionnant en continu.

L’emploi

du lithium serait

avantageux,

car sa sec-

tion efficace d’ionisation est

plus grande

que celle des autres

alcalins ;

^{mais ici encore les sources} U. V.

puissantes

n’existent _pas vers 2 300

À (seuil

^d’ioni-

sation de

Li) ;

^d’autre

part,

^la

pression

^de vapeur du lithium nécessaire au fonctionnement du four n’est atteinte

qu’au-dessus

^{de 500}

^OC,

^et la détection du lithium est très délicate.

Nous avons

préféré

^{utiliser le}

potassium, qui présente

^les

avantages

^{suivants :}

- le

champ équivalent

^de

couplage

^{entre le}

spin

de l’électron et celui du _{noyau n’est que} de

quelques

centaines d’oerstedts

(comme

pour le

sodium,

^{le rubi-}

dium et le

césium) ;

- son seuil d’ionisation est situé au

voisinage

^de

2 850

A,

domaine où existent des

lampes

^{U. V.}

puis- santes ;

- sa

pression

^de vapeur ^est forte à basse

tempé- rature ;

-

enfin,

^il

peut

être détecté

facilement,

par ioni- sation de contact sur un fil de

tungstène chauffé ;

son

potentiel

d’ionisation

(Oi

⁼

4,32 V)

^{est en effet}

inférieur au travail de sortie _moyen du

tungstène (Ws - 4,5 eV).

Le faisceau d’atomes neutres tombant sur un fil chaud est réémis sous forme d’ions

positifs

que l’on recueille sur une électrode convenablement

polarisée.

Si la

température

^{du fil est bien}

choisie,

l’efficacité d’ionisation est

égale

^à l’unité. Par contre, ^il serait

beaucoup plus

^difficile d’ioniser le lithium _par cette

méthode,

^{car son}

potentiel

d’ionisation est

légèrement supérieur

^{à celui} des métaux usuels. Il faut alors avoir

recours à des artifices

(tungstène oxydé

par

exemple)

pour avoir une bonne efficacité d’ionisation.

3.

Séparation

^{des atomes. - 3.1 Pour}

séparer

^les

atomes de

spin opposé,

il faut les

plonger

^{dans un}

champ magnétique

^{intense et}

inhomogène.

^{Dans une}

première

réalisation nous avons utilisé un

champ

^à

Fic. 2.

symétrie bipolaire.

^Les

pôles

^de

l’électroaimant,

en forme de

dièdre,

^d’une

longueur

^{de 16 cm, sont}

réalisés en acier

Imphy

^{AF K2 et}

permettent

^d’attein- dre 18 000 gauss ^{au centre} de l’entrefer

lorsque

^la

distance 2 a entre les

pôles (Fig. 2)

^{est de 2 mm.}

Dans ces conditions le

gradient

^du

champ

^{est de}

2 x

104 G/cm.

Dans ce

montage,

^les atomes sont émis _par un four à travers une fente de 50 microns de

large

^{et 3 mm de}

haut,

située dans le

plan

^de

symétrie

^des

pôles.

^A

l’entrée du

champ

^on

place

^un

diaphragme

^traversé

en son milieu et

parallèlement

^à la fente de sortie du

four,

par ^un fil de

platine

^de

0,1

^{mm de diamètre.}

Avec ce

dispositif :

- les atomes

injectés

^{suivant l’axe de}

l’appareil (donc

^{non déviés} par la

suite)

^{sont éliminés} par le

fil ;

- les atomes à

spin + 1/2

^{se trouvent} focalisés sui- vant x et défocalisés

suivant y ;

- les atomes à

spin - 1

^{se trouvent} défocalisés

en x. Ils se trouvent dans le

plan

de détection à l’ex- térieur de l’ombre du fil de

platine.

On

obtient,

pour ^une

température

^{de 300 °C du}

four,

^{4 x}

lOll at/s

^{sur une surface de 3}

^mm2

^à

une dizaine de centimètres de la sortie du

dipôle,

soit un flux de

1,4

^x

1013 at/cm2/s et] une

^{densité de}

3 x

108 at/cm3,

^ce

qui

^{est faible. C’est}

pourquoi

on a choisi _{par la} suite une

séparation

par aimant

hexapolaire.

3.2 L’efficacité de la

séparation hexapolaire

^est

une fonction variant

rapidement

^{avec la forme du}

faisceau à l’entrée de la lentille. Plus le faisceau est

directif, plus grande

^{sera la densité obtenue}

après

^la

lentille ;

mais la directivité et l’intensité sont des variables

qui

^{évoluent en sens inverse}

quand

^on aug- mente les dimensions de la

tuyère

^de sortie du four.

La

tuyère

que nous avons retenue

comporte

^{40 canaux} de 5 mm de

long, 0,1

^{mm de diamètre}

intérieur, 0,2

^mm de diamètre extérieur. Ces

tubes,

^{réalisés en} acier

inox,

sont contenus dans un canal de

1,4

^mm

de diamètre. Ils sont soudés entre eux

grâce

^{à une}

diffusion du métal obtenue _par

chauffage

^{à haute}

température.

^{Entre les} minitubes existent des inters- tices

qui

^eux aussi constituent des canaux par

lesquels

effuse le

jet atomique.

La

température

^{du four est choisie aux} environs de 300 OC. En

effets,

^{dans la} vapeur de

potassium

compo- sée

d’atomes,

^le

pourcentage

^de

^molécules

^s’accroît

avec la

température.

^{Mehran et Harvard}

[5] signalent

des

proportions

^de

1,3

^x

10-3

à 2 x

10-3

_pour des

températures

^allant de 350 OC à 380 OC.

Or,

^{la section} efficace de

photoionisation

pour

K2

^{est environ}

4 000 fois

plus grande

que pour

K,

^le

potentiel

^d’io-

nisation de

K2

^étant

légèrement plus

^faible

(0,24 V)

que celui de K. Ce

phénomène peut

^donc faire baisser de

façon spectaculaire

^la

polarisation

moyenne du faisceau d’électrons obtenu par

photoionisation.

Le calcul exact de la forme du

jet

^{à la sortie de la}

tuyère

^est

impossible

^{dans notre cas. Nous fonction-}

nons en effet en ce

qui

^{concerne la}

pression,

^dans

une zone de

transition,

^{où le} libre parcours moyen des atomes à l’intérieur du four

(0,7 mm)

^{est de l’ordre}

de

grandeur

^des dimensions de la

tuyère.

^{Si ce libre}

parcours moyen était très

petit

devant les dimensions de la

tuyère,

^{le calcul alors}

possible,

^{nous donne une}

ouverture

angulaire

^{du faisceau}

effusant,

^à

mi-hauteur,

de 4°. Pour un libre parcours moyen

grand

^{devant les}

dimensions de la

tuyère,

^{on trouve une}

largeur

^{à mi-}

hauteur de 48°

(la température

^{du four étant de}

300,DC).

^En

fait,

^{nous obtenons}

expérimentalement

une

largeur

^à mi-hauteur de 10 à 120

quand

^la

tempé-

rature évolue de 200,OC à 300 oc

(Fig. 3).

^{A 300}

oC,

le calcul établit _{que 2} x

1016

atomes sortent par seconde de la

tuyère.

^{Nos mesures donnent}

¹⁰¹⁶ at/s.

FiG. 3.

L’hexapôle

^à aimants permanents ^a

17,5

^{cm de}

long.

^Ses

pôles

^{sont en ticonal.} Le diamètre du canal central est de 4 mm.

L’induction

maximum sur les

pôles

atteint 6 200 G. Le

gradient

^{maximum est alors}

de 5 x

105 G/cm.

La

figure

^{4 montre les} résultats obtenus avec cette lentille _pour diverses

températures,

^{en utilisant un}

détecteur de

Langmuir

^de

3,6

^x

10-4 mm2

de

surface,

pour des

jets

d’atomes de vitesses différentes. On se

rend

compte qu’à 200 °C,

la focalisation s’effectue à l’intérieur de la lentille

puisqu’on

^{ne voit aucun}

maximum à l’extérieur. Pour

250 °C,

^la focalisation

commence à se

produire

^à l’extérieur. A 300

OC,

^{la zone}

de focalisation est très nette et située à environ 10 cm

de la sortie de la

lentille,

^ce

qui

^{est en accord correct}

avec le calcul.

L’acceptance angulaire

^de

l’hexapôle

est de 5 x

10 - 3

stéradian.

En

conclusion,

^on obtient à 300 OC une intensité de 5 x

1013 at/s

^{sur une} surface de

2,8

^{mm de dia-}

mètre,

^{soit une densité}

volumique

^de

1,4

^x

1010 at/cm3

dans la zone d’ionisation. Le calcul effectué dans le

FIG. 4.

cas où le libre parcours moyen ^est

petit

^{devant les}

dimensions de la

tuyère,

^{donne 2 x}

¹⁰¹³ at/s.

^La

polarisation

^{calculée est}

supérieure

^à

0,95.

^{La véri-} fication

expérimentale

^{de cette valeur} n’a pas été

encore faite parce que la méthode

originale

^{de Rabi}

ou la méthode ^« de balance » ont une

précision trop

faible. On essaie actuellement d’améliorer la méthode de Rabi en

analysant

le faisceau sortant de

l’hexapôle

à l’aide du

dipôle

^décrit

précédemment.

4. L’ionisation. La mesure du courant. ^-

Ayant

un faisceau d’atomes

polarisés,

il faut maintenant

en extraire les électrons _par ionisation. On voit que si l’efficacité d’ionisation

atteignait l’unité,

^{on aurait un}

courant continu de l’ordre de 8

uA. Compte

^{tenu de}

la faible section efficace d’ionisation

(10-2° cm2),

^@

il faudrait

pouvoir disposer

^de

puissances

^en rayonne- ment ultra-violet de l’ordre de 10 kilowatts au voisi- nage de 2 850

Á.

Des sources aussi

puissantes

^n’exis-

taient pas

quand

nous avons

entrepris

^{notre étude.}

Pour que les électrons extraits soient

polarisés,

nous devons d’abord nous assurer que le faisceau

atomique

^{ne se}

dépolarise

^pas

quand

il passe du

champ

radial de

l’hexapôle

^au

champ

^directeur

longitudinal B,,.

^La condition de

non-dépolarisation

trouvée par la méthode des

perturbations peut

^{s’écrire :}

Dans cette

inéquation : h,

^{est la constante de}

Planck,

v, la vitesse des atomes

(cm/s),

l,

^la

longueur

^{de la zone de} transition

(cm),

uB, le

magnéton

^{de Bohr}

(erg/gauss).

Cette condition est réalisée dès _que 1 atteint

quelques

cm et

BZ quelques

gauss.

116

D’autre

part,

l’ionisation doit s’effectuer sans ren-

versement du

spin.

^La

photoionisation

^{est surtout une}

transition

dipolaire électrique,

^et l’interaction

spin-

orbite dans l’état final est insuffisant _pour renverser

le

spin pendant

^que l’électron ^se

déplace

^{dans le}

champ

^{de l’ion}

positif,

^{si bien} que la

polarisation

^est

conservée dans l’ionisation.

Le

potassium

^{s’ionise à 2 832}

^Á. Après

^{avoir exa-}

miné les différentes sources d’ultra-violet vendues _par diverses

firmes,

nous avons écarté les

lampes

^à vapeur de mercure et au xénon pour

lesquelles

^{il faut éliminer}

presque ^tout le

rayonnement,

^la

puissance

^ultra-

violet étant de l’ordre de 1

%

^{de la}

puissance

^totale

rayonnée.

^Cette élimination est

difficile,

^{les filtres}

fragiles.

^Le

rayonnement parasite

^{résiduel crée des}

électrons sur les

parois, produit

^des

échauffements,

ionise l’air résiduel de l’enceinte et

peut

^{même créer}

une

dépolarisation

par ^un processus à deux

photons (cas

^{de la raie 4 045}

^A

^du

mercure).

^C’est

pourquoi

nous avons retenu une

lampe

^{au deutérium}

(WHS

200

S) qui,

^{si sa}

puissance rayonnée

^{reste faible}

(170

^mW au-dessous de 2 830

Á)

^a

l’avantage

^d’offrir

un

spectre

^{continu situé} entièrement dans l’ultra-

violet,

^ce

qui permet

^d’obtenir

après

ionisation un

faisceau d’électrons « propre ^».

Le

rayonnement qui pénètre

dans l’enceinte à vide à travers une fenêtre en

quartz (ultrasil homogénéisé)

est

renvoyé

suivant l’axe du faisceau

atomique

par

un miroir

plan

incliné à 450 sur l’axe de

l’appareil.

Le revêtement de ce miroir est en or, métal

qui

^a

l’avantage

d’avoir le meilleur coefficient de réflexion dans l’ultra-violet et un travail de sortie très différent de celui du

potassium.

^{Une mince}

plaque

^de

quartz

est fixée sur ce miroir pour limiter la

production

^de

photoélectrons parasites.

^Une

puissance

^d’environ

50 mW est absorbée _par le faisceau.

La mesure du courant issu de la

région

d’interaction s’effectue à l’aide d’une _{cage de}

Faraday

escamotable

placée

^{sur l’axe de}

l’appareil.

^Le courant moyen ^se situe autour de 2 à 3

picoampères lorsque

^{le four est}

FIG. 5.

porté

à 300 OC. Ce courant

peut

^{varier d’une}

expé-

rience à l’autre de

façon

^{assez sensible. Nous avons}

pu obtenir dans

quelques expériences

^{un courant}

maximum de

8,5 picoampères.

^Cette versatilité est due aux variations

d’alignement

^{de la}

tuyère

^{du four}

par

rapport

^{à l’axe}

géométrique

^de

l’hexapôle,

^d’une

expérience

^à

l’autre,

^au vieillissement de la

lampe

U.

V.,

^aux variations de la

pression

résiduelle dans l’enceinte. La

figure

^{5 montre des courbes}

typiques

donnant le courant

obtenu,

^d’une

part

^{en fonction} de la

température

^du

four,

^{et d’autre}

part

^{en fonction} de l’intensité de la

décharge anodique

^{de la}

lampe

U. V. On vérifie bien que le courant est directement

proportionnel

^{à la}

puissance

^{U. V. fournie et}

qu’il

augmente

^{avec la}

température

à peu

près

^comme

p/T1/2. (p, pression

de vapeur du

potassium, ^T,

^tem-

pérature

^du

four).

5. Mesure de la

polarisation.

^- L’utilisation de la diffusion coulombienne des _noyaux pour ^mesurer la

polarisation

^{d’un faisceau} d’électrons

impose

^des

conditions d’incidence bien déterminée si l’on veut

un facteur

d’asymétrie

^{maximum :}

a)

^{Le facteur}

d’asymétrie

^S

augmente

^{avec le} numéro

atomique

du noyau diffuseur.

b) L’énergie optimum

pour les électrons incidents est située entre 80 keV et 130 keV.

Après

^{des essais}

à 120 keV _pour

lesquels

^{nous étions}

gênés

par des

claquages,

nous avons effectué nos

expériences

^à

80 keV.

c)

^Les

angles

d’observation doivent être situés dans

un

plan

^{normal au vecteur}

polarisation

des électrons incidents.

L’angle

de diffusion donnant une valeur de S maximum est de 120 IDC.

d)

^{Le vecteur}

polarisation

des électrons incidents doit être transverse

(parallèle

^au

plan

^de la feuille

d’or).

C’est

pourquoi

^{nous avons} d’abord accéléré les électrons issus de l’ionisation au moyen de deux tubes accélérateurs. On a calculé les éléments carac-

téristiques

^{de la} lentille formée _par ces tubes et par le

champ magnétique directeur,

pour

chaque

^valeur

de ce

champ magnétique.

^{Le calcul} montre que lors-

qu’on augmente progressivement

^le

champ magné- tique,

^on repasse

périodiquement

par les mêmes conditions de focalisation finale du faisceau. Les valeurs du

champ

retenues sont celles

qui

^focalisent

les électrons à environ 10 cm de l’entrée du transfor- mateur de

polarisation.

^Ceci

permet

^{de mesurer la}

polarisation

^{des électrons en fonction du}

champ magnétique

^{et de}

toujours

^{utiliser le} transformateur de

polarisation

dans les mêmes conditions.

Ce transformateur de

polarisation

^{est constitué}

par ^un

prisme électrostatique cylindrique

^de rayon moyen 46 ^{cm et}

d’angle

1110 5. Les électrodes sont distantes de 4 cm. Les tensions

appliquées

^{sont res-}

pectivement

^de ± 6 750 V pour ^une

énergie

moyenne du faisceau de 80 keV. Les tensions sont

appliquées

symétriquement

^afin que

l’équipotentielle

^{zéro soit}

située sur le rayon moyen.

L’angle

d’ouverture du

prisme,

^calculé pour que le

spin

passe de

longitudinal

en transverse à 120

keV,

^{est de 1110 5.} L’utilisation de ce

système

^{à 80 keV} n’introduit

qu’une

^erreur

négligeable ;

^le

spin

^{tourne de 940 au} lieu de 900 et l’erreur

correspond

^à la différence des valeurs des cosinus de ces deux

angles.

^Ce

prisme

^{constitue une}

lentille

électrostatique qui

^{donne d’un}

objet placé

^à

10 cm de l’entrée une

image

^{réelle située à 30 cm de}

la sortie. Mais ^ce

système

^n’est focalisant _{que dans}

un

plan

horizontal :

l’image

d’un cercle situé au

plan objet

^{est une}

ellipse

verticale dans le

plan image.

Un condensateur

sphérique

^aurait

l’avantage

^de

focaliser dans les trois

dimensions,

^{mais sa} réalisation

mécanique

^{est difficile et onéreuse.}

Ce transformateur a été étalonné en simulant le faisceau d’électrons

polarisés

à l’aide d’un canon à électrons. On s’est _aperçu que ^la

transparence

^dimi- nuait très

rapidement

^avec l’élévation du

champ magnétique directeur ; (cette transparence

passe de

10-2

à

10-5 quand BZ

passe de 0 à 1 080

G).

^Les

lignes

^du

champ magnétique

^de

fuite, malgré

^{un bobi-}

nage de

contre-champ

^{et deux}

blindages

^{de 20 mm}

d’épaisseur,

^{arrivent à}

pénétrer

^{dans le} transformateur de

polarisation.

^{Comme celui-ci est}

circulaire,

^le

champ

^{de fuite}

s’épanouit

^de

façon dissymétrique

^et

modifie les

trajectoires.

^{Pour remédier à cet inconvé-}

nient,

nous avons dû mettre un

bobinage

^correcteur

qui permet

de maintenir la

transparence

^entre

10-2

et

10-3

suivant les valeurs du

champ directeur,

^les conditions à l’entrée étant

respectées (objet

^{à 10 cm}

de

l’entrée).

La mesure du courant d’électrons

polarisés

^sortant

alors du

prisme électrostatique

^a été effectuée. Elle est

assez

imprécise,

^le

picoampèremètre

^n’étant

plus

assez sensible et les

compteurs,

par contre,

ample-

ment saturés pour ^cette gamme de ^courants. Ce courant est

compris

^entre

^10-14

^et

^10-15

^A.

L’utilisation de l’enroulement correcteur

permet

d’éliminer

l’asymétrie expérimentale.

^En

effet,

pour résorber cette

asymétrie,

il faut d’abord vérifier _que

lorsque

^la

transparence

du transformateur de

polari-

sation est maximum

(pour

^une induction directrice

BZ donnée),

^{on a bien un faisceau} d’électrons arrivant normalement sur la

cible,

^{et donc une}

asymétrie

^nulle

si le faisceau incident _{n’est pas}

polarisé.

Pour vérifier

ceci,

^{on utilise le canon} à électrons ^et

on

^se

place

d’abord à

champ magnétique

^directeur

nul ;

^on

règle

les niveaux de discriminateurs de la chaîne de

comptage

^{de telle sorte} que

l’asymétrie

mesurée soit nulle. On fait alors varier le courant dans le

bobinage

correcteur et on vérifie _que

l’asymétrie

nulle

correspond

^{au courant} détecté maximum. On est alors sûr _que le faisceau arrive sur la cible à la fois

au centre de celle-ci et normalement à sa surface.

On fait alors croître le

champ

^{directeur et} pour

chaque

valeur de celui-ci on

repère

^{la valeur du courant}

correcteur

qui

^{donne à la fois une}

asymétrie

^{nulle et}

un courant maximum. La

figure

^{6 donne}

quelques exemples

^{de cette} vérification.

FIG. 6.

Les cibles sont réalisées en or. Leur

épaisseur

^mesu-

rée

optiquement

^varie de 30 à 200

Ilg/cm2.

^{Les détec-}

teurs sont du

type

^{« à barrière de surface o}

(jonctions

créées à la surface d’un cristal de silicium de

type n

par ^une couche d’inversion de

type p). L’angle

^solide

englobé

^par

chaque

^{détecteur est de}

0,010

8 stéradian.

On

peut

maintenant mesurer la

polarisation

^des

électrons issus de l’ionisation. La vitesse de

comptage

est de l’ordre d’une dizaine d’électrons par seconde.

Les

impulsions provenant

^de

microclaquages

^{et les}

électrons

parasites

extraits des

parois

^sous l’effet du

rayonnement

ultra-violet n’excèdent _pas 1

%

^du

comptage total. On

peut

estimer l’erreur relative maximum à 2 ou 3

%,

^en

partie

^{due à la diffusion}

multiple

dans la cible. Les

comptages

^{sont effectués}

sur environ 10 000 _coups. Les résultats obtenus ^sont montrés sur la

figure

^7.

Le fait _que la

polarisation

^{croisse avec le}

champ

FIG. 7.

118

directeur démontre que ^sans lui il _y a

dépolarisation

du faisceau.

Pour B,

⁼

0,

^cette

dépolarisation

^ne

peut

pas être

connue dans notre cas, car les atomes étant

polarisés

transversalement

après

^{la lentille}

hexapolaire,

^{le fait}

de les faire _passer dans le transformateur de

polari-

sation leur redonne une hélicité

qui

^ne

peut

^{être détec-} tée _par diffusion de Mott.

En

principe,

^dès

que B,,

^atteint

quelques

gauss, la condition de

non-dépolarisation

^{du faisceau}

atomique

est

vérifiée,

^{mais il}

peut

y avoir

recouplage

^du

spin

nucléaire et du

spin électronique

^{dans la zone de}

transition du

champ.

^Il

peut

y avoir des

phénomènes

de relaxation dans les

inhomogénies

^du

champ magné- tique.

En outre, les

phénomènes

^suivants

peuvent

^limiter la valeur maximum de la

polarisation :

a)

Polarisation moins _{forte que}

prévue

du faisceau

atomique.

Nous n’avons pas utilisé de cache

placé

^sur

l’axe de

l’hexapôle qui

éliminerait les atomes

passant

par

l’axe,

^{donc non déviés}

quel

^{que soit leur}

spin.

b)

Diffusion des électrons

polarisés

^sur les molécules d’air résiduelles et sur les ions

produits

par le _rayonne- ment ultra-violet.

c)

^{A l’entrée} du transformateur de

polarisation,

les électrons

polarisés

^{voient une} décroissance très

brusque

^du

champ magnétique.

^{Ceci crée une}

pertur-

bation _que l’on

peut décomposer

^{en série de Fourier.}

Il

peut

y avoir une

composante qui corresponde

^{à la}

fréquence

^de transition entre les deux états

(+ i) et (- 2).

d)

L’ionisation des molécules de

potassium K2.

Ces molécules sont en très

petite proportion,

^mais

nous avons fait remarquer

plus

^haut que la section efhcace d’ionisation est 4 000 fois

plus grande

pour

K2

que pour K.

e)

L’ionisation de l’atome à

partir

^{d’un niveau}

excité par ^un

quantum

antérieur. Sous l’action d’un

photon d’énergie appropriée,

^le

potassium peut

passer de l’état 3

s2

3

p6

⁴

^s’

à l’état 3

p5

⁴

^s2 puis

retourner à l’état 3

s2

3

p6

^en

expulsant

^{un électron}

dont le

spin peut

^avoir

changé

d’orientation.

Tous ces

phénomènes

^{entrent en}

ligne

^de

compte

dans la limitation de la

polarisation.

^{Ils sont assez}

mal connus et il est difficile d’estimer leur

impor-

tance

respective.

^On

peut simplement

dire que leur

influence n’est _pas excessive

puisqu’on

obtient des

polarisations

^{de 72}

%.

6. Recherche d’améliorations. ^- Le courant restant très faible

(2

^x

^10-12 A),

^{même en}

piégeant périodi- quement

les électrons _pour les extraire en

impulsions

de

quelques

micro-secondes

(10-8 A),

nous sommes

à la recherche de solutions

permettant

d’accroître le courant de

plusieurs

^{ordres de}

grandeur.

6.1 La section efficace d’ionisation des alcalins par des électrons est, ^suivant l’atome

choisi,

^de

10’

à

104

fois

plus grande

que ^sa section efficace _par

photons.

^{Si on se}

place

^{loin du seuil}

d’ionisation,

celle-ci s’effectue sans transition

[6].

^{Si on choisit le}

lithium ou le

sodium,

^aucun

risque

d’excitation des couches

incomplètes

^{n’est à}

craindre ;

^il

n’y

^a pas d’autoionisation.

Les électrons

éjectés ayant

^des

énergies

^{très faibles}

devant celles des électrons incidents et

diffusés,

^un

système

^de

champs qui piègent

^{ces électrons}

éjectés

est facile à concevoir. Une extraction

périodique

^à

l’aide d’une

impulsion

^courte de tension convenable- ment choisie

permettrait

d’améliorer les courants crête de

façon spectaculaire.

6.2 La section efficace

d’échange

^de

spin

^{entre un}

faisceau d’atomes orientés et un faisceau d’électrons

non

polarisés

^devient

grande lorsque l’énergie

^des

électrons est très faible

(quelques volts).

^{On sait}

produire

^{des électrons non}

polarisés

^{de faible}

énergie,

mais la densité des faisceaux obtenus est limitée _par les

champs

internes de

charge d’espace.

^{Il faut}

piéger

un nombre maximum d’électrons

pendant

^un

temps

de l’ordre de

quelques

millisecondes _pour

qu’ils

^soient

en contact avec le faisceau d’atomes

polarisés.

^On

pense

piéger [7]

^{ces électrons dans un}

système

^dérivé

des bouteilles

magnétiques.

^{Les deux sorties sur l’axe}

de révolution sont fermées par des miroirs électro-

statiques.

^{La sortie} latérale dans la zone de

champ

nul est

également

^{fermée par un}

système

^électro-

statique,

^{sauf dans une}

région

^{de très} faible étendue nécessaire à

l’injection

du faisceau. _{On pense} ainsi réduire les

pertes

^{au maximum et atteindre des densi-} tés d’électrons

importantes

^{dans la zone de}

piégeage, qui

serait traversée par le

jet atomique polarisé.

L’extraction des électrons serait

pulsée.

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