Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par bombardement électronique - Deuxième partie

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Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par

bombardement électronique - Deuxième partie

J.C. Pébay-Peyroula

To cite this version:

J.C. Pébay-Peyroula.

Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par

bombarde-ment électronique - Deuxième partie.

J. Phys.

Radium, 1959, 20 (8-9), pp.721-729.

�10.1051/jphysrad:01959002008-9072100�. �jpa-00236131�

RÉSONANCE

MAGNÉTIQUE

DE NIVEAUX

_ATOMIQUES

EXCITÉS

PAR BOMBARDEMENT

_{ÉLECTRONIQUE}

DEUXIÈME

PARTIE

Par J. C.

_{PÉBAY-PEYROULA,}

Laboratoire de

_Physique

de l’École Normale _Supérieure. Résumé. 2014 Dans _un article

précédent, nous avons décrit les _{expériences permettant} de mettre

en évidence la résonance magnétique des niveaux 6 _3F4, 5d9 6s2 _6p et d’un niveau _3P2 de l’atome

de mercure _{excité par bombardement électronique.}

Nous montrons _{que l’étude} de la largeur des raies des

_isotopes

_pairs conduit à la durée de vie du niveau. Nous avons déterminé d’autre _part les facteurs de Landé. Dans le cas des _{isotopes impairs}

199Hg et _201Hg, nous avons étudié l’effet Back-Goudsmit et déduit un ordre de _grandeur des struc-tures _hyperfines du niveau 6 3F4.

Des résonances _magnétiques ont été _{décelées par la même}

_technique

sur l’atome de sodium.

Abstract. 2014 In _a

previous

paper experiments have been described in which _magnetic resonances

of levels 6 _3F4, 5d9 6s2 _6p 1D2 and 3P2 of mercury were _{produced. Electron bombardment} was

used for exciting the levels.

It is shown that measurements of the width of the even

_isotope

lines lead to the value of the lifetime of the level. Landé factors have also been determined.

In the case of the odd _{isotopes 199Hg} and

_201Hg,

the Back-Goudsmit effect of the 6 _3F4level has been studied. An

_approximate

_{value of the hfs intervals of this level has been obtained.}

The same _technique has given

positive

results on some _{levels of the Na atom.}

LE

JOURNAL

DE

_PHYSIQUE

ET

LE

RADIUM

Tome 20 , Ne

8-9

ÂOUT-SEPTEMBRE

1959

, /

RÉSULTATS

EXPÉRIMENTAUX

ET

INTERPRÉTATION

Expériences

sur le mercure, - Les

différentes

expériences

ont été faites sur des tubes

électro-niques

remplis

avec l’un des

mélanges

d’isotopes

suivants :

1. ISOTOPES PAIRS. -

Étude

de la

forme de

raie.

- L’étude de la forme d’une raie de résonance

magnétique

a été étudiée en détail par Brossel et

Bitter dans le cas

du

niveau 6

3Pi

du mercure

_[1],

[2], [3].

Nous allons

_{généraliser}

cette étude au cas

d’un niveau

_quelconque.

Supposons

que, dans un

régime

stationnaire

d’excitation,

le nombre d’atomes dans le

sous-niveau Zeeman m =

p soit

Np,

nous _pouvons

faci-lement calculer la

_grandeur

.1.

-

Ia, grandeur

qui

nous est

accessible

_grâce

au

_montage

en

_pont

des

photomultiplicateurs.

On a :

les

_Cp

sont les différents coefficients

_numériques

calculables à

_partir

des

_{probabilités}

de transition.

Envisageons

une excitation par chocs

électro-niques

ne durant _{que le}

_temps

dt à l’instant

0,

np atomes sont

_portés

_par seconde dans l’état

excité m =

p. Au bout du

témps

t, par émission

spontanée,

le nombre d’atomes sera réduit à

nve-tl-r

dt,

puisque

la durée de vie T est la même

pour tous les sous-niveaux Zeeman.

Si,

dans ces

conditions,

nous établissons un

champ

de

_{radiofréquence pendant}

le

_{temps t,}

des

atomes seront transférés des états m =

p aux

états m = q avec une

probabilité

P(F,

_{p, q,}

t)

définie par aillleurs

(*).

La variation de

popu-lation

du niveau m =

p sera : .

(*y

L’expression

de _{Majorana, P(F, p, q,}

_t),

est donnée en

particulier

dans _[2] et _[3].

722

soit,

comme,

Si l’excitation

_{électronique}

se

_produit

_pendant

longtemps,

la variation de

_population

du niveau

m = p sera : .

D’après

(I),

le

_signal,lors

de la résonance

magné-tique, est :

soit

’

la vitesse d’excitation se déduit du nombre

Np

d’atomes dans un

_régime

stationnaire par

Dans le cas des

_isotopes

pairs,

F =

J,

et est

égal

à un nombre entier. Les

expressions

des

pro-babilités de transition sont de la forme :

en

_posant

Les coefficients

an4

sont calculés à

_partir

de la

formule de

_Majorana.

’

Nous pouvons écrire le

signal

de résonance

et

_après

sommation : ,

L’évaluation

_{des intégrales}

dt

est

_simple,

et

_peut

se faire

par

_{récurrence ;}

_par

contre l’évaluation des coefficients

Kn

est

fasti-dieuse et demande la connaissance des popu-lations

_Np

_{créées par} bombardement

_{électronique.}

Ces données étant

_pratiquement

inaccessibles aussi

bien par le calcul que par

l’expérience

l’étude

pré-cise de la forme de raies est

_{impossible. Quelques}

conclusions,

cependant,

peuvent

en être tirées.

Aux faibles niveaux de

_{radiofréquence,}

le terme

en sïn2 a est le seul

_important,

les autres étant d’un

ordre

_supérieur

en

_{_(H2@}

on a donc :

Cette raie est une raie de

_Lorentz,

et sa

_largeur

à

mi-hauteur _pour un

_champ

de

_{radiofréquence}

nul,

est : ’

Pour une

_{amplitude H1 plus grande,}

les termes en et les termes

_supérieurs

deviennent non

négligeables,

et la raie

_prend

une forme

_complexe.

A

_partir

d’une certaine valeur du

_champ

oscillant,

elle

_présente

un

_{renversement,}

et

_l’aspect

de la

courbe est

_analogue

à celui des courbes de

réso-nance du niveau 6

3P1.

En fonction du niveau de

_{radiofréquence,}

nous

pouvons écrire la

demi-largeur

sous forme du

déve-loppement

limité :

Dans le cas du niveau 6

3Pl,

Brossel a montré

que les coefficients b ... sont

négligeables,

et il a

calculé la valeur de a.

_{L’ignorance}

de la valeur

des

_Np

ne nous

_permet

_{pas de}

_préciser

ce

_point.

Seule

_{l’expérience}

nous

_montre,

_qu’en

portant le

carré de la

_demi-largeur

en

_fonction

du carré du

champ oscillant,

les

_points

sont

_{généralement}

par-faitement alignés.

La détermination de

_{A wo}

_et,

_par

suite,

de la durée de vie _t, est ainsi très commode.

Lorsque

l’on

_change

la

_grandeur

du

_champ

magnétique oscillant,

il se

_produit

une

modifi-cation de l’intensité lumineuse _{par suite de la} variation de la vitesse des électrons et du débit

électronique.

L’étude de

_{l’amplitude}

à résonance n’est donc _pas

_possible

_{expérimentalement.}

Résultats

_{expérimentaux.}

- Les trois niveaux

identifiés dans le cas du mercure ont été étudiés

systématiquement,

afin de déterminer les facteurs

de Landé et les durées de vie. De nombreuses

mesures ont été faites à des

_fréquences

différentes et nous avons été

_conduits,

_pour éviter le

_risque

d’erreurs

_{systématiques,}

à étudier l’influence de la structure

_{fine :}

Dans le cas du niveau 6

_3F4,

le

_champ

de 80 gauss

nécessaire pour détecter la résonance à 140

_Mc/s

environ,

produit

un

découplage

LS. Les courbes

représentant

les différents états

_magnétiques

du niveau 6 3F ne

_pourront

_plus

être confondues avec

leurs

_tangentes

à

_l’origine.

On aura donc :

FIG. II,1. - Résonance du niveau

6 3F, du mercure.

Isotopes

pairs, v

= 140,4 Mc/s.

’

Pour chaque courbe,

l’amplitude

du champ oscillant

est donnée en valeur relative.

FIG. _11,2. - Niveau

6 3F4, v = 25 Mc/s.

En ordonnée, le carré de la largeur à mi-hauteur _{(Mc js)} 2.

L’abscisse est

_{proportionnelle}

au carré de

l’amplitude

du

champ

de _{radiofréquence.}

m ~ m’. En

_opérant

à

_fréquence

constante en

faisant varier le

_champ

_{magnétique,les}

différentes

résonances sont décalées et leur

_{superposition}

pro-FIG. _11,3. - Résonance d’un niveau

3P2 du mercure.

Isotopes pairs, v = 140,4 Mc/s.

duira un

_{élargissement apparent}

de la courbe

résul-tante.

Un calcul

_approximatif

_[4]

montre _{que, pour que}

l’erreur ainsi commise sur la

_largeur

limite soit

inférieure à 1

_%,

il est nécessaire

_d’opérer

dans un

FIG. _11,4. - Résonance du niveau 5d9 6s2

6p lD2 du mercure

Isotopes pairs, v = 25

Mc/s.

z

champ Ho

40 gauss, soit v 70

Mc/s.

La

struc-ture fine des niveaux 63F a été déduite des données

724

influence de cet effet n’a été _{constatée pour les} niveaux

_3P2

et 5d9 6S2

_{6p ID2.}

Les

_{figures (11,1 ; II,3 ; II,4)}

montrent

_quelques

exemples

de _{réseaux que} l’on a obtenus. Sur une

même

_figure

sont tracées différentes résonances

correspondant

à des niveaux différents de

radio-fréquence.

Le

_champ

oscillant est

_repéré

en valeur

relative.

Chaque

réseau de courbe est tracé deux fois

dans les mêmes

_conditions,

mais en renversant le

sens du courant

_magnétisant

dans les bobines de

Helmholtz. Une moyenne

permet

ainsi d’éliminer le

_champ

_magnétique

_terrestre.

Une des droites est

représentée

sur la

_figure

II,2.

Les différents résultats obtenus

_peuvent

être

groupés

dans le tableau :

Remarques. -1°

La valeur de T trouvée pour le

niveau 6

_3F4

dans les

_expériences

à 140

_Mc/s

est

trop

faible et est à

_{rejeter :}

l’erreur

_provient

des effets de

_découplage

LS.

20 D’autres déterminations ont été effectuées dans le cas du niveau 6

3F4

aux

fréquences

de

50,

238, 307,8

et 594

_Mc/s.

L’accord sur le facteur de

Landé est

_toujours

excellent à la

_précision

de ces

mesures,

précision qui

devient médiocre en

_champ

élevé par suite de l’échauffement des bobines de

Helmholtz

_produisant

une déformation des bobines

et une modification de

_{l’étalonnage.}

En

_outre,

la mesure de la durée de vie n’a

_plus

aucun _sens,

l’élar-gissement

devenant de

_plus

en

plus important ;

à 594

_Mc/s

la

_largeur

limite est environ 3 fois

_plus

grande qu’à

25

_Mc/s.

30

_Lorsque

l’on

_{peut négliger}

dans

l’expres-sion

_(III)

les termes en

bHô,

_{l’élargissement}

_par

effet de

_découplage

est

_symétrique

autour de la

position

déduite de m =

g uB Ho.

La

détermi-nation du facteur de Landé n’est _{pas, dàns} ces

conditions, affectée_

par

l’élargissement

des courbes

de résonances.

40 Des mesures ont été faites à des

_pressions

de vapeur variées en modifiant la

_température

de la

goutte

de mercure. Aucune variation de la durée

de vie n’a été constatée

_(effets

de diffusion

multiple négligeables)

[6].

II, ISOTOPES

IMPAIRS.’

- L’étude _en

champ

faible des différentes résonances des

_isotopes

199 et 201 nous a

_permis,

_par l’étude des facteurs de

Landé,

de

_préciser

l’identification de certains niveaux. En

_{champ plus}

_élevé,

le

_découplage

IJ

n’est pas

négligeable,

les différentes transitions

m -+ m’ se

produisent

à des

champs magnétiques

différents. Chacune de ces raies se traduira _par une

très

_petite

variation du taux de

_{polarisation,}

le

rapport

signal/bruit

est _par suite très

mauvais,

et

les résonances sont difficiles à identifier au milieu

du bruit.

Expérimentalement,

l’étude du

_couplage

n’a pu être

_faite

_{que dans le} cas du niveau 6

3F4’

A. Étude

du

_découplage

dans le cas de

l’iso-tope

199 pour le niveau 6

3F4.

Résultats

_{expérimentaux.}

- Ce niveau

possède

deux sous-niveaux

_hyperfins

F

_{= 7/2}

et F =

9/2

dont les facteurs de Landé sont :

En

_négligeant

le deuxième

terme,

nous _pouvons

écrire : .

En

_champ

_faible,

l’effet de

_découplage

se traduit

par un

élargissement

de la

_résonance,

élargissement

symétrique

de

_part

et d’autre du

_champ

magné-tique

correspondant

au facteur de Landé _{gF. Dans} ces

conditions,

nous avons

_trouvé,

à 140

_{Mc/s :}

L’accord est donc excellent.

A la

_fréquence

de 594

_Mc/s,

les différentes tran-sitions m --> m’ sont résolues. La

figure

11,6

FIG. _Il,5. -

Niveau 6 _3h’4,

_199Hg.

dans ces

_conditions,

avec un niveau de

radio-fréquence

élevé. La seule

_{explication compatible}

avec la

_position

des résonances est la suivante :

Les transitions D sont des résonances doubles

correspondant

à des transitions à deux

_quanta

Am = 2.

Les transitions T sont des résonances Am = 3

correspondant

à la transition à trois

_quanta.

Elles

n’apparaissent

pas sur des courbes tracées à un

niveau de

_{radiofréquence}

_plus

faible.

Les flèches en

_pointillé

_marquent

les

_positions

déduites _{pour les résonances}

_simples.

Nous n’avons pas pu obtenir des courbes où seules les résonances

simples

apparaissent :

lorsque

le niveau de

radio-fréquence

est

_faible,

le

_rapport

_signal/bruit

devient très

_mauvais,

et l’étude devient

_impossible.

Par une

_{interprétation}

qualitative

des

inten-sités relatives des trois résonances doubles

9/2 +-+5/2, 7/2 -->3/2,5/2

++

_{1 j2,}

et des

deuxréso-nances

_triples,

nous sommes conduits à admettre-une

_répartition

de

_population

dans les sous-niveaux

FIG. _II,6. - Résonance du niveau 6 3F¢, F == 9/2,

zig,

_v == 594 _{Mc/s, D = résonances}

doubles, T == résonances _triples.

Les fiches en

_pointillé

dans la _{partie supérieure} de la _figure

_indiquent

les _{positions prévues pour les résonances}

simples. "

z

Les flèches dans la _partie inférieure de la _figure

_indiquent

les _{positions théoriques} des résonances doubles lors-que l’on prend Av == 5

800 ]Mc/s.

Fixe. °Il,7. - En ordonnée, la population relative des

sous-niveaux Zeeman du niveau 6

_3F.,

F ==

_{9/2, 199Hg.}

excités

_ayant

_l’aspect

de celle donnée _{par la}

figure I I;7.

Une

_{étude précise}

serait très intéressante

à ce

_point

de _{vue, mais} les niveaux

_{énergétiques}

ne

sont _pas, comme dans le cas. des

isotopes

pairs,

en

l’absence du

_découplage

LS

_{équidistants,}

et l’écart de

_fréquence

entre deux transitions voisines est

supérieure

à leur

_largeur.

Il est donc

_impossible

d’employer,

pour l’étude de ces

_{phénomènes,}

les

formules de

_Majorana.

La méthode de Mlle

Besset,

Messiah,

Horowitz et Winter

_{[7] qui}

pourrait

s’appliquer,

est dans ce cas d’une extrême

com-plexité.

Étude

du niveau

_9/2.

-- Les

équations

des

courbes

_composant

le

_diagramme

Zeeman sont obtenues

_à)l’aide

d’un calcul

_{classique [4].}

En

726

négligeant

le

_découplage

LS,

nous sommes conduits

à

_diagonaliser

_{l’opérateur.}

Si l’on pose, en vue de

_simplifier

les

_équations,

nous obtenons

La construction de ces différentes

courbes

donne

le schéma tracé sur la

figure II,5.

La’structure

hyperfine Av,

écart en

champ

nul des niveaux

F =

9/2

et F =

7/2,

est

égale

à

4,5

dans _ce

sys-tème d’unités. Si nous

_exprimons

A en

_mégacycles,

nous avons :

Nous avons déterminé

expérimentalement

l’écart

entre les résonances -

9/2 --- -> - 7/2

et

_9/2

--- ->

7/2

du niveau F =

9/2

et à

partir

des

équations

précé-dentes,

par une résolution

_numérique,

nous avons

évalué Av.

_{L’imprécision}

des mesures nous conduit

à :

Remarque.

- Cette détermination déduite des

équations

(V)

repose sur l’existence d’une

confi-guration atomique

3F4

parfaitement

déterminée.

Le cas du mercure est malheureusement

_plus

com-plexe. En

outre,

nous avons

_négligé

_{l’influence}

du

découplage

LS,

cet effet

_s’étant,

dans les mêmEs conditions de

_champ

_magnétique,

révélé faible dans

le cas des

isotopes pairs.

L’étude du niveau

_7/2

a été

_également

faite de la même

_manière,

mais la résolution des différentes

résonances étant moins

_bonne,

l’erreur relative sur

l’écart des résonances extrêmes est

_plus

_grande.

La valeur de Av ainsi trouvée concorde avec celle déduite de l’étude du niveau

_9/2.

B.

Étude

du

_découplage

dans le cas de

l’isotope

201

pour le niveau 6

3 F

4-Nous trouvons

_quatre

sous-niveaux

_{hyperfins :}

dont les facteurs de Landé

_théoriques

_peuvent

être

calculés

_d’après

_{(IV) :}

,

, Les structures

_hyperfines

sont

_plus

faibles que dans le cas de

_{l’isotope 199,}

_et,

_par

suite,

les effets

de

_découplage

IJ s’observent dans des

_champs

moins élevés.

Étude

expérimentale.

- D’une

façon

générale,

il

sera difficile d’étudier les niveaux

7/2

et

_9/2.

Le

niveau

_7/2

a un fâcteur de Landé _g

=1,267,

et sa

résonance sera

_superposée

à celle des

isotopes pairs

contenus dans l’échantillon étudié. Le niveau

_9/2

a un facteur de Landé voisin de

1,

et les courbes de résonance

_pourront

être déformées _{par des résidus}

de résonance

_type

_cyclotron.

Des

_expériences

ont été faites à 50

_Mc/s,

140

_Mc/s,

238

_Mc/s

et

307,8

Mc/s :

.

- A 50

_Mc/s,

le

_découplage

est très

_faible,

les

résonances F

_{= 11/2,}

F =

9/2,

F =

5/2

sont

observées,

et nous obtenons :

-

L’interprétation

des

_spectres

obtenus est

_plus

complexe

que dans le cas de

l’isotope 199 (fig. 11,8).

Lorsque

le

_découplage

est suffisant pour résoudre totalement les niveaux

_{9/2, 7/2}

et

_5/2,

ces différents

ensembles de résonances se

_superposent

partiel-lement,

et

_{l’interprétation}

deviEnt

_impossible.

Seul

le niveau

_11/2

a _{pu être étudié} à

307,8

Mc js.

Le

bruit étant

_important,

une étude

comparative

de

Fie. 11,8. - Résonances observées _{sur un}

e"chantillon

de _moreure enrichi _en

nombreux

_{enregistrements}

a dû être faite _pour

déterminer la

_position

des différentes résonances. Le

_diagramme

_{représentant}

les niveaux

éner-gétiques

en fonction dû

_champ

_magnétique

est

donné par la

_{figure II,9,}

et _par une méthode

ana-FIG. 11,9. - Niveau

6 3F4, 201 Hg.

logue

à celle

_employée

_pour le niveau .F =

9/2

de

l’isotope 199,

nous avons déterminé les structures

hyperfines :

Il est nécessaire de

_souligner

_que ces valeurs ont

été

_obtenues,

- _comme dans le _cas de

l’isotope

199

-, en

négligeant

la structure fine. En

plus,

dans le cas de

_l’isotope

201,

nous n’avons _pas tenu

_compte

du moment

_{quadrupolaire}

nucléaire.

Ces différents résultats ne doivent donc être

considérés que comme des ordres de

_grandeurs.

C. Isotopes impairs.

Étude

des autres niveaux.

-Dans le cas de

l’isotope

199,

nous avons décelé des

résonances sur les raies rouges

(fig. II,10)

et les

FIG. _11,10. -

Résonances observées sur un échantillon de

mercure enrichi ’en

199Hg

_{(73 %),} niveau _lD2,

v = 140 Mc/s.

FIG. II,M. - Résonances observées _{sur un} échantillon de

mercure enrichi en 199 _{Hg (73 %),} niveau 3P. v = 140Mcfs.

raies bleues

_{(fig. II,11),}

_{correspondant}

respecti-vement aux niveaux

1D2

et

3P2

étudiés

précé-demment pour les

isotopes

pairs.

Le

_rapport

signal/bruit

est très

_faible,

et les résultats _que nous

donnons sont _{par suite} assez

_imprécis.

Nous n’avons

fait,

pour 1 a même

raison,

aucune étude du

décou-plage

IJ..

Dans le cas des

_isotopes

_201,

nous _n’avons décelé aucune résonance. Les différents résultats sont

réunis dans le tableau :

Expériences

sur le sodium. -- Le

queusot

d’un

tube du

_type

n° 2 est

_rempli

de sodium

soigneu-sement distillé. Ce

_tube,

_{ainsi que les} bobines

pro-duisant le

_champ

de

_{radiofréquence,}

sont

_placés

dans un four thermostaté. La

_température

opti-mum est d’environ 180°. A des

_{températures}

_plus

élevées,

le verre de l’enceinte est

_rapidement

attaqué.

Nous avons étudié différentes raies’ du

_spectre

du sodium non absorbées _{par le} verre du tube et dont les

_longueurs

d’onde

_{correspondent}

au

domaine

de

sensibilité

dçe

phot omultipl icateurs.

Un taux de

_{polarisation appréciable}

n’a été observé

que sur les raies

_{5 2.D512}

2013 3

2-p3/2 (4

983

_Â),

5

_2D312

‘r 3

2P1/2

(4

979

_A)

et 4

_2D5/2

-’ 3

2p -3/2

(5

688

_À),

et nous avons décelé les résonances des

niveaux 5

_2Ds/2,

4

_2D512

et 5

_2D312

_(fig.

_I1,12).

Des

_expériences

_{préliminaires}

ont été faites

à 25

_Mc/s.

Les facteurs de

Landé,

déterminés à

partir

de la

_position

de ces

résonances,

nous

montrent _que le

_découplage

IJ est à _{peu de}

chose

près

total. Les structures

_hyperfines

de ces niveaux

sont donc

faibles

_par

_rapport

à la

_{fréquence de}

728

Différentes

_expériences

ont été faites à 50

_Mc/s.

Nous constatons _{que la}

_largeur

limite en

charrlp

de

radiofréquence

nul est

_plus

_grande

_qu’à

25

_Mc/s.

Cet effet est dû au

découplage

LS,

l’écart des

niveaux

_{D5j2 - D3/2}

étant très faible

_(distance

des niveaux

_{5 2.D512}

- 5

2Dg/2 = 0,024

cm-,

dis-tance 4

_2D5/2

- 4

2D312

=

0,033 cm-1.

FIG. 11,12. - Résonances observées _sur le sodium.

v == 25 Mc/s.

Courbe 1, en haut : raies 5688 et 5683 A. Courbe 2, en bas : raies 4983 et 4979 À.

La détermination de la durée de vie est donc

complexe

et nécessite une étude

_complète

de l’effet

Paschen-Back

_hyperfin

et fin. Ce travail est

actuel-lement en cours et les résultats seront donnés dans

une

publication

ultérieure.

’

La méthode d-excitation

électronique

et ses

possibilités.

-

Sur le mercure et sur le sodium

nous n’avons décelé et étudié la résonance

magné-tique

que de

quelques

niveaux seulement. Nous pouvons en

_préciser

les raisons et définir ainsi le

domaine

_{d’application}

de la méthode d’excitation

électronique :

1)

AMPLITUDE DU CHAMP DE

_{RADIOFRÉQUENCE.}

- Pour que des transitions entre deux sous-niveaux

magnétiques puissent

être

_observées,

il est

néces-saire _{que la} valeur de la

_probabilité

de transition soit

_appréciable

au bout d’un

_temps

de l’ordre

de la.

durée

de vie T. La valeur

numérique

du

champ

Hl

nécessaire

_peut

être calculée à

_partir

des

formules de

_Majorana.

On trouve ainsi une

ampli-tude de l’ordre du _{gauss pour des durées} de vie

de 10-7 sec et d’une dizaine _{de gauss pour} des

durées de vie de 10-8 sec. Dans ce dernier cas, les

trajectoires électroniques

sont _violemment

per-turbées,

le taux de

_polarisation

des raies émises est par suite très faible et il devient difficile

_{d’empêcher}

les

_décharges

dans l’enceinte.

La méthode d’excitation

_{électronique,}

dans le

cas des transitions

_{dipolaires magnétiques,}

ne

_peut

par suite

s’appliquer qu’aux

niveaux dont la duree de. vie est

_supirieure

_à,

_{approximativement,’}

5.10-8 seconde.

Dans l’atqme de _{mercure, la}

_plupart

_des

niveaux ont une durée de vie très courte. Pour le

niveau

_61P1,

on’ a ’t’ 10-8

seconde,

pour le

niveau 7

_3Si,

’t’ # 10-8 seconde

_[8],

et il en est de

même des niveaux D

[9].

Il est aisé de

_comprendre

pourquoi

peu de résonances ont été observées.

2)

CRÉATION D’INÉGALITÉ DE POPULATION DANS LES ÉTATS EXCITÉS. - Dans la

première partie,

nous avons

signalé

_qu’il

était

_impossible

de donner des

_{règles générales}

_permettant

de

_prévoir,

même de

_façon

_qualitative,

les taux de

_{polarisation.}

Il

semble toutefois _que,

_lorsqu’un

choc

_{électronique}

porte

un atome de l’état

_fondamental,

de

multi-plicité F,

à un état

excité,

de

multiplicité

F’

plus

élevée

_{(F’ > F}

₊

_2),

il _y a création

d’inégalité

de

population

dans

cet état

_excité,

le choc

électro-nique

défavorisant

une excitation se faisant avec

Am > 1.

-Les niveaux _que nous avons étudiés

(3F4@ 3p,@

1D2

de l’atome de mercure, et

D5/2

de l’atome de

sodium)

satisfont cette condition.

Conclusions. -

Ce travail

_{d’exploration}

a donc

fourni des résultats

_positifs

et il nous montre _{que la}

méthode d’excitation

_{électronique complète,}

pour

l’étude des niveaux

_élevés,

la méthode d’excitation

optique,

de

_{beaucoup préférable lorsqu’elle}

_peut

s’appliquer.

Nous pouvons

envisager

diverses extensions :

1)

Dans le cas d’un atome à

_spin

nucléaire,

il doit être

_possible

de détecter les résonance AF = 1. Un

_{montage permettant}

d’étudier ces transitions

pour le niveau 6

3F4

de

l’isotope

201 du mercure

est en cours de réalisation. _{Nous pourrons} ainsi

déterminer de

_{façon précise}

les structures

hyper-fines dont nous avons donné un ordre de

grandeur.

Les résultats de cette. étude seront donnés ulté-rieurement.

2)

Par une

_technique

tout à fait

_analogue

à

celle décrite

_ci-dessus,

nous _pourrons

étudier,

en

bombardant une _vapeur, un certain nombre

d’atomes :

_{potassium, césium,}

rubidium. Le cas des

gaz rares _pourra être

_{également envisagé.}

Le

pro-blème, cependant,

sera

_{plus complexe,}

les

_spectres

comportant

un très

_grand

nombre de raies.

D’autres éléments

_plus

difficilement volatils

pourront

être _{étudiés par} une

technique

de

jet

atomique.

Afin d’avoir un flux lumineux

compa-rable à celui dont on

_disposait

avec une vapeur, il

grande

densité. Il faudra mettre au

_point

un

mon-tage

à _{pompage continu} en

_prenant

des

_précautions

particulières

pour ne _{pas contaminer la} cathode

_(*).

3)

Les

_expériences

_que nous avons faites sur le

sodium montrent _{que, pour} cet

_élément,

_{peu de}

raies émises par bombardement

_{électronique}

sont

polarisées.

Si l’on crée une

_inégalité

de

_population

par pompage

optique

dans le niveau

fondamental,

nous _{pouvons penser}

_qu’elle

sera conservée

_lorsque

les atomes seront

_portés

dans un état excité par

bombardement

_{électronique.}

On

_peut

_espérer

ainsi

étudier de nombreux niveaux.

4)

Par pompage

optique,

il est

_possible

d’enri-chir sélectivement les sous-niveaux

_magnétiques

de l’état fondamental. Un effet

_analogue

_peut

être

obtenu _par bombardement

_{électronique.}

En

_effet,

si nous

réglons

la tension d’accélération des

élec-trons de

_façon

à n’exciter dans des conditions de

(*) Un tel montage a été utilisé par H. Bruck [10]. Notons toutefois que la cathode qu’il employait, était moins _fragile que les cathode industrielles, au rendement

beaucoup plus élevé, que nous utilisons.

E. Geneux et Mlle B. Vincenz _[11] ont, par cette

tech-nique, récemment mis en évidence la résonance

magné-tique de

_plusieurs

niveaux excités du cadmium.

polarisation

favorable _{que le}

_premier

niveau

_excité,

il est vraisemblable _que,

_lorsque

les atomes excités retomberont à l’état

_fondamental,

une

_inégalité

de

population

sera créée dans cet état.

Le bombardement

_{électronique peuple}

de

_façon

symétrique

les niveaux - m et _{+ m,}

_aussi,

contrairement à l’excitation

_optique

en lumière

polarisée

circulaire

_qui

crée une

_orientation,

nous ne _pourrons obtenir

_{qu’un alignement}

_{pour les}

niveaux fondamentaux tel _que

F à

1.

Pour obtenir un

_alignement

_{appréciable,}

il est

nécessaire,

d’une

_part,

_{que les raies}

_qui

corres-pondent

à une transition entre un niveau excité et

le niveau fondamental soient

_polarisées

- le

sodium est donc exclu

_-.et,

d’autre

_part,

_que les collisions sur les

_parois

et sur les électrodes ne

.

détruisent pas

l’alignement,

l’excitation

électro-nique

ne

_permettant

_pas

l’emploi

d’un _gaz

_tampon.

Cette dernière condition n’est _pas

_remplie

_{pour les} métaux

_{alcalins ;}

le cas de

l’isotope

201 du mercure

semble se

_{présenter plus}

favorablement

[12],

si les

chocs sur les

_{parois métalliques}

des électrodes ne

détruisent _pas

_{l’alignement.}

Manuscrit reçu le 25 mars 1959.

Extrait de _[13]. BIBLIOGRAPHIE

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