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MESURE DE LA SECTION EFFICACE DE
PHOTOIONISATION DU BISMUTH ENTRE 250 eV ET 40 eV A L’AIDE D’UN SPECTROGRAPHE A
DEUX RÉSEAUX
P. Dhez, P. Jaegle
To cite this version:
P. Dhez, P. Jaegle. MESURE DE LA SECTION EFFICACE DE PHOTOIONISATION DU BIS-
MUTH ENTRE 250 eV ET 40 eV A L’AIDE D’UN SPECTROGRAPHE A DEUX RÉSEAUX. Journal
de Physique Colloques, 1971, 32 (C4), pp.C4-26-C4-31. �10.1051/jphyscol:1971405�. �jpa-00214606�
JOURNAL DE PHYSIQUE
Colloque C4, supplément au no 10, Tome 32, Octobre 1971, page C4-26
MESURE DE LA SECTION EFFICACE DE PHOTOIONISATION DU BISMUTH ENTRE 250 eV ET 40 eV
A L'AIDE D'UN SPECTROGRAPHE A DEUX RÉSEAUX
P. DHEZ et P. JAEGLE
Laboratoire de Chimie Physique de la Faculté des Sciences de Paris, Bâtiment 350, 91, Orsay
Résumé. - Des mesures du coefficient d'absorption massique du bismuth ont été faites avec un spectrographe
àdeux réseaux qui évite totalement le recouvrement des ordres d'interférence.
On décrit l'ensemble des précautions prises pour augmenter la précision des mesures. Les résultats sont comparés avec ceux d'autres auteurs. Le gain de précision obtenu se révèle très utile pour la comparaison des résultats expérimentaux avec les calculs théoriques de photoionisation.
Abstract. - Bismuth mass cross section measurements have been achieved with a two gratings spectrometer. The use of this kind of spectrometer eliminates the overlapping of the interference orders. Al1 the necessary precautions taken to increase the measurement precision are described.
The results are compared with those of other authors. The increase obtained in precision proves to be very usefull when comparing the experimental results with the photoionization theoretical calculations.
Introduction. - La photoionisation des éléments lourds dans le domaine ultra-mou a donné lieu à des travaux récents tant sur le plan expérimental que théorique [l, 2, 3, 41. Rappelons très sommairement les caractéristiques de l'absorption dans ce domaine de longueur d'onde. L'absorption du rayonnement ultra-mou est due à la photoionisation en couches intermédiaires (n = 3, 4, 5). Les spectres d'absorption présentent des caractéristiques différentes de celles des spectres observés pour les X durs où les variations sont sensiblement proportionnelles à z4 A3 avec des discontinuités brusques.
A partir de 1966 notre Laboratoire a entrepris une étude systématique de la photoionisation des atomes lourds [5]. Le rayonnement du synchrotron de Frascati utilisé avec un spectrographe à un seul réseau [6]
limitait les observations au domaine de 500 eV à 120 eV [7, 81. Parallèlement un travail théorique utilisant un modèle d'atome à potentiel central non hydrogénoïde était mené au Laboratoire [9]. Les pre- miers résultats avaient permis d'interpréter de façon satisfaisante les variations observées expérimentale- ment et de montrer le rôle prépondérant de la photo- ionisation en couches 5 d et 4 f dans l'or et le bismuth.
Indépendamment le travail théorique d'une autre équipe venait confirmer ces résultats [IO].
Une étude comparative des prévisions théoriques et des résultats expérimentaux disponibles à ce jour, pour le bismuth par exemple [l, 2, 3, 11, 121, montre que si la théorie est suffisante pour décrire dans leurs grandes lignes les mécanismes d'interaction des rayons
ultra-mous avec la matière, beaucoup de questions restent encore posées sur le plan quantitatif. D'autre part il existe des divergences significatives entre les résultats expérimentaux de différentes provenances.
Il nous est apparu indispensable de chercher à aug- menter la précision des mesures pour réduire ces divergences et aboutir à des résultats capables d'aider à l'amélioration de la théorie. Par ailleurs le progrès des méthodes expérimentales qui résulte de ces efforts sera profitable à d'autres types de mesures dans le domaine ultra-mou dont le champ d'étude reste considérable.
Description de l'appareillage et de la méthode. - Parmi les nombreuses difficultés expérimentales, la superposition des ordres d'interférence introduit un type d'erreur particulier dans la détermination des valeurs des coefficients d'absorption, tant en valeur relative qu'en valeur absolue. L'allure des variations du coefficient d'absorption du bismuth montre par exemple que, si le rayonnement détecté n'est pas monochromatique mais présente un mélange de lon- gueurs d'onde dû au recouvrement, les mesures dans la région du maximum d'absorption 5 d sont fortement perturbées. Pour éliminer totalement ce type d'erreur nous avons utilisé un spectrographe à deux réseaux [13].
Grâce à cette technique la mesure des coefficients d'absorption ne nécessite aucune correction pour tenir compte de la contribution des longueurs d'ondes plus courtes, correction toujours délicate et imprécise avec les moyens expérimentaux habituels.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1971405
MESURE DE LA SECTION EFFICACE DE PHOTOIONISATION D U BISMUTH L'ensemble du dispositif expérimental est schéma-
tisé sur la figure 1.
Fmte d'entrée
1
I *-1- 1
- 1
Cercle de
R Lon
@--' ' 6
flux gazeux OscilloFIG. 1.
-Schéma du dispositif expérimental comprenant un spectrographe
àdeux réseaux (Ri et Rz sont les réseaux, M est le
miroir concave intermédiaire).
La fente d'entrée du spectrographe est éclairée par un microplasma obtenu en focalisant l'impulsion d'un laser de puissance sur une cible solide disposée devant la fente d'entrée. Les principales caractéristiques de cette source ont déjà été décrites [14]. Le plasma créé à chaque tir laser ne dure que quelques dizaines de nano- secondes. Pendant ce temps il émet un spectre continu intense auquel se superposent des raies d'atomes for- tement ionisés. Pour disposer d'un spectre continu suffi- samment important dans tout le domaine de longueur d'onde étudié nous avons employé successivement des cibles d'aluminium et de niobium.
Un compteur proportionnel [15] est installé der- rière la fente de sortie du spectrographe pour mesurer les flux incidents ou transmis par l'échantillon. L'en- semble fente-compteur est placé sur une plate-forme, mobile le long du cercle de focalisation. Le repérage des positions et la commande du déplacement sont extérieurs au spectrographe. Le nombre de photons par unité de temps, au cours de l'émission du plasma, est trop grand pour qu'il soit possible d'effectuer un comptage. Mais une étude préliminaire a montré que, sous certaines conditions facilement remplies, le signal du compteur est proportionnel au nombre total de photons reçus pendant la durée d'éclairement.
Les fluctuations observées dans les hauteurs de signaux sont dues principalement aux variations d'éner- gie des tirs laser. La figure 2 montre la variation de la hauteur des signaux à 70 A de longueur d'onde en
FIG.
2. -Intensité de l'émission U. V. extrême du plasma (en ordonnée) en fonction de la puissance de tir du laser (en abscisse). Les croix sont relatives
àun faisceau non absorbé, les cercles au faisceau ayant traversé un échantillon de bismuth.
On a représenté en trait plein les droites calculées dans chaque cas par la méthode des moindres carrés.
fonction de l'énergie de tir avec et sans échantillon absorbant sur le trajet du rayonnement. Les droites portées sur la figure sont calculées par la méthode des moindres carrés. Les limites des zones ombrées sont des courbes joignant les extrémités des inter- valles de confiance calculés en chaque point. On s'efforce d'avoir des énergies moyennes aussi proches que possible pour les deux séries de tir, et l'on calcule le rapport des flux dans la région des moyennes. La précision est fonction du nombre de tirs ; en règle générale 60 tirs nous ont servi pour déterminer le rapport des flux incident et transmis à chaque longueur d'onde.
Les fluctuations dépendent aussi du nombre total de photons pénétrant dans le compteur à chaque tir : le signal est d'autant plus stable que ce nombre est plus élevé. Afin d'augmenter la précision des mesures d'intensité nous avons utilisé une fente d'entrée large (30 à 50 p). La limite de résolution est alors de 0,l A
à 0,2 A ce qui est suffisant pour une étude de cette sorte. La précision du repérage en longueur d'onde est supérieure à ces valeurs.
Les échantillons absorbants sont montés sur un
barillet après la fente de collimatjon du spectrographe
(voir Fig. 1). On peut ainsi les disposer à tour de rôle
dans le faisceau. Ce sont des couches métalliques sans
C4-28 P. DHEZ ET P. JAEGLE support obtenues par évaporation sous vide propre
torr), sur des plaquettes de verre préalablement recouvertes de chlorure de sodium. Les couches sont décollées dans Seau et recueillies sur des porte-échan- tillons, éventuellement munis de grilles au pas de 0,5 mm pour les couches les plus minces. La surface des échantillons étant connue avec précision leur masse est déterminée par ailleurs à l'aide d'une électro- balance Cahn Gmra en faisant des séries de pesées différentielles avant et après évaporation. Le traitement statistique des résultats de pesée donne un intervalle de confiance allant respectivement de 0,5 % à 5 %
pour des échantillons de 500 pg/cm2 à 50 pg/cm2.
Rappelons maintenant le principe de la séparation des ordres d'interférence par un système de deux réseaux en incidence rasante. Les deux réseaux RI et R, représentés sur la figure 1 sont séparés par un miroir concave M de même rayon de courbure qu'eux.
Le spectre dispersé par le premier réseau est réfléchi par le miroir vers le deuxième réseau qui le disperse à nouveau, la focalisation s'opérant sur le cercle de Rowland. En général M est placé dans les ordres d'interférence négatifs de R I et le spectre final est observé dans les ordres positifs de R,. A cause de ses dimensions finies le miroir ne réfléchit qu'une bande spectrale dont la largeur peut être choisie de façon à ce que la série des bandes correspondant à la suc- cession des ordres d'interférence du deuxième réseau ne donne lieu à aucun recouvrement après ce dernier.
Sans autre précaution la bande initiale, réfléchie par le miroir, peut elle-même contenir du rayonne- ment provenant des ordres supérieurs. Majs ici inter- vient le choix des angles de réflexion. On utilise pour le premier réseau un angle d'attaque compris entre l'angle critique de la longueur d'onde moyenne de la bande découpée par M et l'angle critique de la lon- gueur d'onde moitié. On obtient ainsi un filtrage très supérieur à celui donné par une réflexion ordinaire, même avec un système à deux miroirs [16]. A l'effet de « coupure >> des courtes longueurs d'onde par réflexion s'ajoute, dans notre cas, l'effet propre aux réseaux : un rayonnement de longueur d'onde 212 n'est superposé au rayonnement il que s'il a été diffracté deux fois en deuxième ordre, ce qui procure un affai- blissement supplémentaire important.
Il faut noter d'autre part, que ce système réalise un véritable spectrographe et non un simple mono- chromateur. A titre d'exemple signalons que pour un angle d'attaque de 60 sur le premier réseau, la bande utilisable s'étend de 57 A à 80 A et que, pour 170 elle s'étend de 210 A à 310 A. Comme on le voit les angles d'attaque ont des valeurs relativement grandes.
Cela tient à l'utilisation des ordres d'interférence négatifs qui permettent ces valeurs.
Nous avons vérifié de deux façons le monochroma- tisme rigoureux du rayonnement fourni par ce système.
D'une part nous nous sommes assurés que le résul- tat de la mesure du coefficient d'absorption d'un élé- ment donné était indépendant de l'épaisseur de l'échan-
tillon. En effet, compte tenu de la variation du coeffi- cient d'absorption en fonction de la longueur d'onde, la présence de courtes longueurs d'ondes en ordres supérieurs doit se traduire par une dépendance du résultat en fonction de l'épaisseur. Cette vérification a été appliquée systématiquement aux extrémités des domaines de longueurs d'onde correspondant à chaque angle d'attaque. Les cercles de la figure 3a montrent
FIG. 3. -
a) Effet de l'oxydation de l'échantillon sur lamesure du coefficient d'absorption.
En trait plein échantillon non oxydé
;en tirets échantillon partiellement oxydé
;dans ce dernier cas le résultat de la mesure varie avec l'épaisseur (en abscisse).
b) Coefficient d'absorption dans la région du minimum en
trait plein
:présent travail
;en pointillés
:résultat antérieur avec
le rayonnement synchrotron
;en tiréts
:résultat pour un échan-
tillon partiellement oxydé.
MESURE DE LA SECTION EFFICACE DE PHOTOIONISATION DU BISMUTH C4-29 par exemple les valeurs de \i\p mesurées à 70 Â à partir
d'échantillons dont l'épaisseur varie dans un rapport de 1 à 5. On constate que l'épaisseur n'a aucune influence.
La deuxième vérification consistait à répéter la mesure de n/p pour une longueur d'onde donnée en changeant les angles d'attaque. Dans l'éventualité d'un recouvrement d'ordre celui-ci aurait nécessairement été modifié par le changement des angles, entraînant une différence significative entre les résultats. Nous avons répété les mesures à l'occasion de chaque chan- gement d'angle d'attaque — au total une dizaine — effectué pour passer d'une bande spectrale à la sui- vante. L'excellent accord obtenu dans tous les cas confirme l'absence de rayonnement transmis par le spectrographe en ordre supérieur.
En tenant compte de l'ensemble des précautions exposées ci-dessus, et du nombre de mesures à chaque longueur d'onde, la précision sur la valeur du coeffi- cient d'absorption est de 6 %. L'analyse des causes d'erreur montre que la fluctuation d'intensité d'émis- sion du microplasma utilisé comme source joue le rôle principal. Trois cents déterminations de n/p ont été effectuées au total pour l'ensemble du domaine de 250 eV à 40 eV.
Résultats. — Les résultats que nous avons obtenus pour le coefficient d'absorption du bismuth sont présentés dans le tableau I et par la courbe en trait plein de la figure 4.
De plus la figure 3b fournit une comparaison avec nos résultats antérieurs, dans la région du minimum d'absorption. La courbe en pointillés représente le spectre d'absorption étudié à l'aide du rayonnement synchrotron de Frascati [1] et par détection photogra- phique. Les détails y sont plus nombreux et plus apparents que sur la courbe en trait plein relative au présent travail. C'est une supériorité de l'enregistre-
ment photographique sur les méthodes de mesure point par point. Par contre les valeurs absolues de
100000.
50000
0 cm*
/ \n
\J I \ \ Om
1/ \
H
OgE
50 100 On
I
\ \
BISMUTH Haensel et coll.
Sagawa et coll.
Hunter et coll.
_ Dhez et Jaeglé
N w N n
. III
150 200 250 eV
FIQ. 4. — Mesure du coefficient d'absorption du bismuth (en ordonnée) en fonction de l'énergie des photons (en abscisse).
La courbe en traits pleins représente les résultats obtenus avec le spectrographe à deux réseaux. Le dédoublement visible sur la courbe en tirets à 65,5 eV est un effet de recouvrement par le
3
eordre d'interférence.
fi/p sont certainement plus précises dans nos derniers résultats. Nous avions signalé en effet la possibilité d'une erreur due à un écart de la réponse des films par rapport à la loi de réciprocité. Cette erreur contribue probablement à la différence de 20 % que l'on observe au minimum d'absorption alors que le calcul des erreurs statistiques n'autorise qu'une différence de 14 %.
Mais une autre observation peut rendre compte des divergences entre les résultats expérimentaux obtenus dans des conditions différentes. La figure 3« montre en effet une variation au cours du temps du n/p mesuré à partir d'échantillons de plusieurs épaisseurs ; les cercles représentent les résultats de mesures d'absorp-
TABLEAU I
Coefficients d'absorption massique du bismuth
l(À)
55 60 65 70 75 80 85 90 95 100
fê)* 10-
3cm
2/g
6,4 5,1 4,7 4,8 5,5 5,8 7,3 9,7 11,6 14,3
2(Â)
105 110 115 120 125 130 135 140 145 150
të)" 10"
3cm
2/g 18 22 24,5 27,5 31,5 38 42,5 46 51 56
A(Â)
'55 60 65 .70 75 80 .85 L90 .95 200
G)« 10"
3cm
2/g
61 64,5 66,5 68,5 70 71,8 73 74 74,5 74,6
X(k)
205 210 215 220 225 230 235 240 245 250
( ? ) *
10~
3cm
2/g 74,5 74 73,5 73 71,6 70,4 69 67,2 65,4 63,8
Kk)
255 260 265 270 275 280 285 290 295 300
10" ©*
3cm
262
60
58
56
54,2
52
50
48
46,5
45
C4-30 P. DHEZ ET P. JAEGLE tion faites trois jours après la préparation des échan-
tillons et les triangles les résultats pour les mêmes échantillons après quarante-cinq jours de conserva- tion sous vide ordinaire. On constate un effet de vieil- lissement d'autant plus prononcé que les échantillons sont plus minces. Cet effet tend à augmenter le coeffi- cient d'absorption, du moins dans cette région spec- trale, et déplace la position du minimum d'absorption vers les grandes longueurs d'onde comme le montre la courbe en tirets sur la figure 3b. Or certains auteurs ont justement trouvé le minimum à cette position décalée [Il]. Le vieillissement des échantillons s'accom- pagne d'un changement de teinte qui nous a fait supposer l'apparition d'une oxydation en surface. Nous avons vérifié cette hypothèse en provoquant un vieillis- sement artificiel par exposition de quelques heures à une lampe à ozone. Nous avons observé le même changement de teinte et les mêmes variations de ,u/p que pour les échantillons vieillis naturellement. Notons qu'une oxydation se développant à partir de la surface explique bien que l'effet dépende de l'épaisseur puisque le pourcentage d'oxyde doit être plus élevé, après un temps donné, pour les échantillons les plus minces.
Revenons à la figure 4. La courbe en pointillés a été tracée à partir de mesures faites seulement en valeur relative [Il]. Pour la comparer à la nôtre nous avons ajusté les valeurs dans la région du minimum d'absorp- tion. On remarque que la forte augmentation d'absorp- tion due à la photoionisation en couche 5 d, vers 200 A, n'est pratiquement pas visible sur cette courbe.
Ceci est évidemment dû au rayonnement de courte longueur d'onde présent en second ordre, dont les auteurs supposaient d'ailleurs la présence.
La courbe en tirets représente des mesures [2] qui tiennent compte de la contribution des courtes lon- gueurs d'onde, présentes en second ordre. Le calcul de la correction est basé sur la variation d'absorption apparente d'échantillons de différentes épaisseurs. Cette correction permet d'observer parfaitement le maxi- mum d'absorption 5 d mais avec un dédoublement qui n'apparaît pas dans nos résultats. Or les niveaux d'énergies les plus proches O,,,, et O,,,, sont trop éloignés de cette structure pour que l'on puisse la considérer comme une discontinuité due à ces niveaux.
Par contre si l'on calcule la longueur d'onde corres- pondant au point le plus bas de la structure, on trouve exactement le triple de celle du minimum d'absorption à 64 A et l'on est conduit à envisager une contribution possible du 3e ordre. Une confirmation de cette hypo- thèse est donnée par la remarque analogue que l'on peut faire sur un autie métal étudié par les mêmes auteurs avec la même technique ; jl s'agit de l'or qui présenterait au sommet de l'absorption 5 d un dédou- blement identique dont le centre correspond aussi au triple de la longueur d'onde du minimum situé dans ce cas à 86 A.
L'examen des hypothèses et des approximations
faites par ces auteurs confirme qu'ils n'ont pas tenu compte de la superposition du 3e ordre. Or les remar- ques précédentes sur le dédoublement apparent du maximum 5 d donnent à penser qu'elle ne peut être négligée pour les grandes longueurs d'onde. Contrai- rement à ce que supposent les auteurs, les coefficients désignés par K, et
,u,dans leur travail sont alors pro- bablement déterminés principalement par les contri- butions du 3e ordre et non par celles du 2e. De ce fait la correction apportée à l'intensité incidente est trop faible et les valeurs calculées pour
p/psont surestimées.
L'écart de 25 % environ avec nos résultats doit être en grande partie attribuable à cet eEet.
Sur la figure 5 on peut enfin voir une comparaison des valeurs prévues par la théorie actuelle [3] avec nos résultats. La modification en cours de cette théorie qui tiendra compte des termes d'échange [17] laisse prévoir qu'un meilleur accord avec les résultats expérimentaux sera obtenu : notamment une dimi- nution de la valeur du maximum 5 d théorique et son déplacement vers les grandes énergies. La recherche grande précision dans la détermination en valeur absolue du coefficient d'absorption des éléments lourds pour le domaine ultra-mou se révèle donc d'une grande
BISMUTH
-
Courte expérimentde---
Courbe théoriqueFIG.
5.- Comparaison des résultats expérimentaux du présent travail avec les prévisions théoriques [3].
d'une plus utilité lorsqu'elle est poursuivie parallèle- ment à l'évolution des calculs théoriques. Les écarts observés actuellement entre nos résultats et ceux d'autres auteurs sont dus principalement aux erreurs produites par le recouvrement des ordres d'interférence que nous avons éliminé avec le spectrographe à deux réseaux.
Les auteurs expriment leurs remerciements au Pro-
fesseur Y. Cauchois pour l'intérêt qu'elle a pris à leur
travail et l'aide qu'ils en ont reçue.
MESURE DE LA SECTION EFFICACE DE PHOTOIONISATION DU BISMUTH Bibliographie
[ l ] JAEGLE (P.), COMBET FARNOUX (F.), DHEZ (P.), CREMONESE (M.), ONORI (G.), Phys. Rev., 1969, 188, 1 , 30.
[2] HAENSEL (R.), KUNZ (C.), SASAKI (T.), SONNTAG (B.), Appl. Optics, 1968,7,2, 301.
131 COMBET FARNOUX (F.), J. Phys., 1969, 30, 521.
141 FANO (U.) et COOPER (3. W.), Rev. Mod. Phys., 1968, 40, 441.
[5] JAEGLE (P.) et MISSONI (G.), C. R . Acad. Sc. Paris, 1966, 262, 71.
[6] JAEGLE (P.), Acad. Naz. dei Linci VIII, XI, 1966,2,258.
[7] JAEGLE (P.), MISSONI (G.) et DHEZ (P.), Phys. Rev.
Letters, 1967,18,21,887.
[8] JAEGLE (P.), COMBET FARNOUX (F.), DHEZ (P.), CREMONESE (M.), ONORI (G.), Phys. Letters, 1968, 26A, 364.
[9] COMBET FARNOUX (F.) et HENO (Y.), C. R. Acad. Sci.
Paris, 1967,264B, 138.
[ I O ] MANSON (S. T.) et COOPER (J. W.), Phys. Rev., 1968, 165, 126.
[ I l ] SAGAWA (T.), IGUCHI (Y.), SASANUMA (M.), EJIRI (A.), FUJIWARA (S.), YOKOTA (M.), YAMAGUCHI (S.) NAKAMURA (M.), SASAKI (T.), OSHIO (T.), 1.
ofthe Phys.
SOC.of Japan, 1966,21,12,2602.
[12] HUNTER (W. R.), ANGEL (D. W.), TOUSEY (R.), Appl.
Optics, 1965, 4 , 891.
Cl31 JAEGLE (P.), Thèse de Doctorat Fac. Sci. Paris, 24 mai 1965.
JAEGLE (P.), C. R. Acad. Sci. Paris, 1957, 245, 1412.
JAEGLE (P.), C. R . Acad. Sci. Paris, 1960, 250, 3620.
JAEGLE (P.), Int. Symp.
:Rontgenspecktren und Chem. Bind.-Phys.-Chem. Inst. der Karl Marx Univ. Leipzig 1966.
[14] DHEZ (P.), JAEGLE (P.), LEACH (S.), VELGHE (M.), J. Appl. Phys., 1969,40,6,2545.
[15] DHEZ (P.), JAEGLE (P.), C. R . Acad,
Sci.,Paris, 1966, 262, 1432.
DHEZ (P.), JAEGLE (P.), Rev. Phys. Appl., 1968,3,275.
[16] JAEGLE (P.),
C.R. Acad. Sci. Paris, 1967,264B, 1663.
[17] COMBET FARNOUX (F.), communication privée.
'DISCUSSION
C. KUNZ. - 1 would like to comment on your suggestion that the dip in the maximum at about 60 eV for Bi in Our results is due to a third order contribution as well as a similar dip in the spectrum of Au. After seeing your results we looked again at our original spectra. Since the results below 72 eV were obtained with a 2 000 A thick Al prefilter a third order contribution should be ruled out in this energy range. The dips jn Au and also one in Ag shows up clearly in the original spectra. But, since the dip in Bi lies in an energy range where the final result had to be composed from results below 72 eV with Al prefilter and above 72 eV without Al prefilter and higher order corrections an arbitrary error in putting the two parts together might be responsibIe for the dip. We shall pursue this problem further with tech- niques which have been improved since.
M. DHEZ. - Sans avoir fait de mesures pour l'or dans cette région nous ne pouvons évidemment pas affirmer que le dédoublement du maximum n'est pas réel dans ce cas. Il peut y avoir coïncidence entre une structure réelle et le triple de la longueur d'onde du minimum d'absorirtion ; toutefois l'analogie avec le
cas du bismuth est frappante. Nous rappelons que lorsque le rayonnement incident n'est pas strictement monochromatique trois causes peuvent nuire simul- tanément à la précision des mesures
:- le filtrage préalable par des couches métalliques n'est jamais efficace à 100 %,
-
les détecteurs électronique ont des Sensibilités différentes aux différentes longueurs d'onde présentes,
-
