Détection optique de la résonance magnétique nucléaire du mercure 201

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Détection optique de la résonance magnétique nucléaire

du mercure 201

B. Cagnac

To cite this version:

B. Cagnac. Détection optique de la résonance magnétique nucléaire du mercure 201. J. Phys. Radium,

1958, 19 (11), pp.863-865. �10.1051/jphysrad:019580019011086300�. �jpa-00235956�

863.

DÉTECTION OPTIQUE

DE

LA

RÉSONANCE

_MAGNÉTIQUE

NUCLÉAIRE

DU MERCURE 201

Par B.

_CAGNAC,

Laboratoire de _Physique, E. N. S., Paris.

Résumé. 2014

Les méthodes de pompage optique et de détection

_optique

ont été

_employées

précé-demment pour orienter des atomes alcalins à l’état fondamental et pour étudier les résonances

magnétiques

entre sous-niveaux Zeeman et niveaux _hyperfins de cet état.

Nous avons _appliqué ces méthodes à l’orientation nucléaire de

_l’isotope

201 du mercure dont l’état fondamental présente une _{configuration électronique diamagnétique (état 1S0). Cependant} le

noyau de cet _isotope, de _spin I =

3/2, possède un moment _magnétique dont l’orientation dans un

champ extérieur présente quatre sous-niveaux Zeeman entre _lesquels on _peut induire des

transi-tions de résonance _magnétique nucléaire.

Nous obtenons _{l’alignement} nucléaire dans la vapeur saturante pure (échantillon enrichi

à 90 _{% 201Hg)} en irradiant la vapeur parallèlement au _{champ magnétique} avec la lumière non

polarisée

d’une source lumineuse émettant la raie 2 537 Å et contenant soit de _l’isotope 198 _(qui

excite la composante hyperfine 3/2 de _201Hg) soit de _l’isotope 204 _(qui excite la _composante hyper-fine _5/2 de _201Hg). Sur une _fréquence de résonance de 10 _{kilocycles par} seconde, la résonance, détec-tée par changement de l’état de _polarisation

_{de la}

lumière de résonance _optique, se situe

à _H0 = _35,6

gauss.

La mesure de la largeur des courbes de résonances (inférieure à 10 _cycles par sec.) montre que les collisions entre les atomes de mercure et les parois de _quartz de la cellule ne _{désorientent pas les}

noyaux alors que dans le cas des atomes alcalins, de _{configuration électronique}

_{paramagnétique}

(état 2S1/2) une telle désorientation a lieu.

Ceci constitue la _première mesure directe du moment _{magnétique du noyau 201Hg.}

Abstract. 2014

Optical

pumping and optical detection have been used

extensively

in the _study of _magnetic resonance of alkali metals (low and _{high frequency resonances).}

We have applied these methods to _produce nuclear alignment of _201Hg in the 6 1S0

ground state.)

Wed observed nuclear _alignment in _{pure Hg vapour (enriched sample containing} 90 _% of _201Hg)

we illuminate it with _{impolarised light coming} in the direction of the static _magnetic field. The light source was filled with _198Hg (we excite then _only the _{3/2 component} of _201Hg) or

_with

_204Hg

(exciting the 5/2

component

only). At 10 Kc nuclear magnetic

resonance

is observed at about 35,6 gauss. The width of the observed lines _(about 10 _cycles) shows that collisions on the walls

do not _{destroy orientation of mercury nuclei contrary} to what is observed with alkali metals. This is the first time nuclear _magnetic resonance of _201Hg has been observed.

LE JOURNAL DE _PHYSIQUE ET LE RADIUM TOME 19, NOVEMBRE 1958, 1

La méthode _{de pompage}

_{optique [1]}

a été

uti-lisée

_pour

mettre en

évidence

la résonance

magné-tique

dans l’état fondamental des atomes

alca-lins’ Na, K,

Rb,

Cs

_[2].

De nombreuses variantes du

dispositif

initial de pompage ont été

_proposées

_et

mises en,ceuvre avec succès

[3].

Rappelons

que

l’illumination d’une vapeur alcaline par sa raie de

résonance

_polarisée

circulairemcnt _provoque « l’ 0 rien...

tation » de _{cette vapeur ;} au

_contraire,

l’illumination

en lumière

naturelle,

dans la direction du

_champ

magnétique,

aboutit à un «

_{alignement» partiel qui}

a _{pu être} observé _par

Margerie

[4].

Les atomes

_précédents

sont

_{paramagnétiques ;}

en

_opérant

sur un atome

_{diamagnétique possédant}

un

_{spin nucléaire,}

on

_peut

_espérer

obtenir une orientation

_(ou

un

_alignement)

nucléaire en utili-sant le même

_procédé.

_{L’expérience,}

tentée

_’par

Brossel et Bitter

_[5]

sur

199Hg,

avait donné un

résultat

_négatif.

La raison de cet échec est sans

doute _{le manque} d’intensité de la lumière orien-tatrice : faible brillance de la source, manque

d’ouveriure

des faisceaux

_utilisés,

forte

_absorption

du

_polariseur.

Le but de

_{la.4 présente}

note est de

signaler

que nous avons

_repris

cette

_expérience

sur

201 Hg

de

_spin

nucléaire I =

3/2

et

que nous avons obtenu un résultat

positif.

L’isotope

utilisé,

séparé

au

spectrographe

de masse à double monochromateur du C. E.

A.,

_par

M.

_Cassignol,

avait une concentration. de 90

_{% ;}

il était contenu dans une cellule

_cubique

en

_quartz

fondu de 4 cm

d’arête ;

la

_température

du réservoir

de mercure était - 20°C de manière à éviter les

effets de la diffusion

_multiple.

L’excitation

_optique

utilise la lumière

_naturelle,

l’illumination se faisant dans la direction du

_champ

magnétique (composantes

0-+ et

_à-)

de manière à

obtenir un

alignement partiel

du moment nucléaire. La source est une

_lampe

sans

_électrodes

de 20 mm

de diamètre et de 1 mm

d’épaisseur ;

elle a la

forme d’un

_disque

très

_plat

et est observée perpen-diculairement aux faces. Elle contient soit du mer-cure

198Hg

(à

98

%),

soit du mercure

204Hg (à 98 0/ 0)

et est excitée à l’aide d’un

_magnétron

fournissant 100 watts à 3 000

_mc/s.

La structure de la raie 2 537

A

est telle que les

composantes

de

_{198Hg et 204Hg}

coïncident à _peu

364

près

avec les

_composantes

_hyperfines

de

_201Hg

con-duisant

_{respectivement}

aux états

hyperfins

F

=312

et F =

5/2

du niveau excité 6

3P,

[6].

L’alignement

de

_2°1Hg

est donc

_produit

_par

FIG. 1.

absorption

d’une seule

_composante

_3/2

ou

_5/2

et les valeurs des

_{probabilités}

de transition

_optiques

dans les deux cas sont telles que les niveaux mI == :t

1 /2

de l’état fondamental se vident

par-tiellement au

_profit

des niveaux

_{mi = +}

_3/2.

La détection de la résonance

_magnétique

entre

La largeur Av

des raies observées est très faible. Elle

_dépend

du niveau de

_{radiofréquence Hl,}

de la « durée de vie » T des niveaux mI de l’état

fonda-mental et des

_{inhomogénéités AHO}

du

_{champ Ho}

sur le volume de la cellule.

La mesure de la

_largeur

Av en fonction de

Hl

permet

d’extrapoler

la

_{largeur A}

_pour

_Hl

nul.

Avo

est de 22

_cycles

_{par seconde pour les courbes}

. de la

figure

1. Cela

correspond

à une « durée de vie »

T

_{= 1 /7t1l Vo qui}

est environ 100 fois

_{plus longue}

que le

temps

de transit d’un atome d’une

_paroi

à

niveaux ni, sr fait par

procédé optiquc :

elle utilise

le

_changernent

do

_degré

de

_polarisation

de la. lumière de résonance

_optique

_{réémise par} la _vapeur

de

_{201 Hg (en}

l’absence de tout _gaz

_étranger)

sous l’influence d’un

_champ

de

_{radiofréquence.}

_Hx,

per-pendiculaire

au

_{champ statique}

H°.

. Deux

photomultiplicateurs

mesurent

respec-tivement les intensités

I,,

et

₁₀

en

_{polarisations}

et a de la lumière de résonance

optique.

Et leur

montage

en

_opposition

dans un

_pont

suivant le

procédé classique

[8] permet

la mesure directe au

galvanomètre

d’un

_signal

_{proportionnel}

à la diffé-rence des variations relatives de

_17t

et

_{-10 provoquée}

par le

champ

de

radiofréquence :

I.. - I(J’.

C’est

Q

cette

_{quantité qui}

est

_portée

en ordonnée sur la

figure

1

_{représentant}

les résonances observées avec la

_lampe

de

_198Hg

pour un

_champ

oscillant

_Hl

de

fréquence

10 kHz et de diverses

_amplitudes.

Les courbes sont bien

_{représentées}

_{par les formules de}

Majorana-Brossel

[8]

et

_présentent

aux fortes

valeurs de

_H1

le renversement

_typique.

Nous avons utilisé les

_fréquences

de

_5,

_10,

25 et

100 KHz. La résonance a été observée pour les

valeurs

_respectives

du

_champ

_{statique Ho}

de

_{17,8 ;}

35,6 ; 89,0 ;

et 356 _gauss

_(connues

à

_{0,5 % près)}

aux

_emplacements

_prévus.

Les variations

_AI,,

et

DI6

à la résonance ont le

signe prévu : AI,,

est

_toujours

_{positif ;}

,tandis que

111 fJ

est

positif

ou

négatif

suivant

_{que l’on}

utilise

_{respectivement}

la

_{lampe lsaHg}

ou la

lampe

204Hg.

Le

_signal

différence

/).j" - /).:°

est

In Ia

toujours

positif.

La

_grandeur

du

_signal

à

_saturation,

_pour une

grande

amplitude

de

_H1

_permet

d’évaluer les

chan-gements

de

_populations

des sous-niveaux

fonda-mentaux,

obtenus _{par le pompage}

_optique.

L’utili-sation des

_lampes

_{204 Hg}

et

_l9sHg

nous a conduit

à des évaluations voisines _{et que} nous confondons dans le tableau ci-dessous :

l’autre : les collisions contre les

_parois

sont donc sans influence sur le

_spin

nucléaire. Elles ne sont pas une cause

_importante

de désorientation

contrai-rement à ce

_qui

se

_produit

_pour leR valeurs alcalines. Aux diverses

_fréquences

les

_largeurs

extra-polées Ovfl

sont les mêmes dans les limites de

pré-cision

_auxquelles

nous _pouvons

_prétendre

(envi-ron 10

_{%). L’inhomogénéité}

_{ô.H 0 du}

_champ

direc-teur

_Ho

n’entre donc que pour une

_part

_négligeable

dans les

_largeurs

des résonances.

865

l’intensité lumineuse

_l,

comme le montre la

_figure

2. On _{voit que}

_11T

est une fonction linéaire de 1 comme on doit

_s’y

attendre : T est en effet au

_plus

FIG. 2. - En

ordonnées, l’origine correspond à

7 = 15

s-1.

égal

au

_temps

_moyen

_qui

_{sépare l’absorption}

succes-sive de 2

_photons

_{par le même} atome. Aux inten-sités lumineuses très

_{faibles, avo}

est de l’ordre

de 8

_c/s

ce

qui

_correspond

à une « durée de vie »

T =

_0,04

seconde. Nous _{n’avons pas} encore iden-tifié avec certitude

_l’origine

de la relaxation.

BIBLIOGRAPHIE

[1] KASTLER _(A.), J.

_Physique

Rad., 1950, 11, 255. ANDREW (E. R.), Nuclear Magnetic Resonance, Cambridge Un.

Press, 1955, 63.

[2] KASTLER

_(A.),

J. _Opt. Soc. _{Amer., 1957, 47,} 460 et

Nuovo _{Cimento, 1957,} 6, n° 3 del

_Supplemento,

1148. ARDITI _(M.) et CARVER _{(T. R.), Phys.} Rev., 1958, 109,1012. SKALINSKI _{(T. S.),} C. R. Acad. Sc., 1957, 245, 1908. DIAMAND _(F.), LEGENDRE _{(J. M.)} et

SKALINSKI (T.), C. R. Acad. _{Sc., 1958,}

246,

90.

HARTMANN (F.), RAMBOSSON _(M.), BROSSEL (J.) et

KASTLER (A.), C. R. Acad. Sc., 1958, 246,1522. [3] BROSSEL _(J.), MARGERIE _(J.) et KASTLER _(A.), C. R.

Acad. Sc., 1955, 241, 865. DEHMELT _{(H. G.), Phys.} Rev., 1957, 105, 1487. BELL _{(W. E.)} et BLOOM _{(A. L.),} Phys. Rev., 1957, 107, 1559 et _{1958, 109,} 219.

FRAN-ZEN _(W.) et EMSLIE _{(A. G.), Phys. Rev., 1957, 108,} 1453.

[4] MARGERIE

_(J.),

BROSSEL _(J.) et KASTLER _(A.), C. R.

Acad. Sc., 1955, 241, 474.

[5] BITTER (F.) et BROSSEL _{(J.), Phys.} Rev., 1952,

85, 1051.

BITTER (F.), LACEY _{(R. F.)} et RICHTER _(B.), Rev.

Mod. _{Physis, 1953, 25,174.}

[6] SAGALYN _{(P. L.),} MELISSINOS _{(A. G.)} et BITTER _(F.),

Phys. Rev., 1958, 109, 375.

[7] PROCTOR

_(W.

_G.) et Yu _{(F. C.), Phys.} Rev., 1951, 81, 20. BLAISE _(J.) et CHANTREL _(H.), J. _Physique Rad., 1957,18,193.

[8] BROSSEL _(J.) et BITTER _{(F.), Phys.} Rev., 1952, 86, 308.