HAL Id: jpa-00233181
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La mesure des intensités spectrales appliquée aux
problèmes de la physique atomique et moléculaire
L.-S. Ornstein
To cite this version:
LE
JOUR:BAL
DE
PHYSIQUE
ET
LFI RAHIUM
LA MESURE DES
INTENSITÉS
SPECTRALESAPPLIQUÉE
AUXPROBLÈMES
DE LA
PHYSIQUE ATOMIQUE
ETMOLÉCULAIRE
Conférence faite le 22 avril 1933 à la Société dePhysique.
Par L.-S. ORNSTEIN.
Sommaire. 2014 Un exposé est donné de l’application des mesures d’intensités spectrales à des problèmes de physique atomique, moléculaire et générale Les probabilités d’émis-sion d’activation et d’excitation des atomes par le choc des électrons sont discutées. Les
lois
des intensités dans les cas plus compliqués. et pour les bandes sont indiquéesL’appli-cation à la théorie cinétique des gaz (détermination du coefficient d’accomodation) et à la théorie de l’arc électrique est donnée.
(Comparez pour la littérature complète jusqu’à mars 1933 : L. S. Ornstein. A survey of his work from 1908 to 1933, dedicated to him by his fellow-workers and pupils.)
SFRIB VII. TOME
IV.
NOVEMBRE 1!-J3 iL I~° 1 t.Avant la théorie de Bohr
l’importance
des intensités dans lespectre
était secondaire. Lesconceptions
des théoriesclassiques
de lalumière,
la théorieélastique
et la théorieélectromagnétique,
connaissent des résonateurs avec desfréquences
caractéristiques
du corpsconsidéré;
cependant l’énergie
des résonateurs et leur émission ne sont t pascarac-téristiques
de l’atome etpeuvent
avoir une valeurquelconque
qui
dépend
plutôt
des causesextérieures que des
propriétés
des atomes. C’est seulement pour lerayonnement
du corpsnoir que la théorie
peut prédire
une distribution pourl’énergie
en fonction de lafréquence.
i,a situationchange
totalement avec la théorie de Bohr. A côté de lafréquence
de laradiation,
laprobabilité
d’émission J’un état excité d’un atome ou, cequi
revient aumême,
la durée de l’existence d’un tel état a une
signification objective.
Cetteprobabilité
n’est pas unepropriété
moinsimportante
de l’atome que lafréquence
des raiesspectrales
qu’il
peut
émettre. Cette considération nous amena entre 1918 et1923,
quand
lespremiers
résultats sur lesmultiplets
furentobtenus,
àdévelopper
des méthodes pour mesurer les intensitésspectrales.
Je ne crois pasqu’il
soitopportun d’exposer
dans cette conférence les méthodesexpérimentales.
Nous avonsdéveloppé
la méthodephotographique
pour lesraies
spectrales
dont lalongueur
d’onde diffère peu, c’est dans ce but que moncollègue
Moll a construit son
microphotomètre thermoélectrique
bien connu. Puis nous avonsdéveloppé
une méthode pour étalonnerénergétiquement
unelampe
à filament detungstène
en fonction de la
longueur
d’onde,
en valeur relative aussi bienqu’absolue,
etemployé
cettelampe
pour déterminer la sensibilité de laplaque photographique
pourdes longueurs
d’onde même très différentes l’une de l’autre. A côté de la méthode
photographique
don( Utilisationprend beaucoup
detemps,
nous avonsemployé
lathermopile,
le bolomètrcet la cellule
photoélectrique.
Ces dernières l11éthodes. aussiobjectives,
sont bienplus
rapides
que la méthodephotographique,
mais elles sontbeaucoup
moins sensibles. Onpeut
dire que s’il fautplus
dequelques
secondes pourphotographier
uneligne spectrale
à densité moyenne, il est
impossible d’employer
les méthodes mentionnées. Dans lesLE JOURNAL D& PHYSIQUE ET LE RADIUM. - SÉRIE VII. - T. IV. - N° . - NOB"E1fRRE 1913. fil .
derniers
temps
nous avons, avec assez de succès.employé
un nouveauspectropyromètre
visuel - méthode
subjective
-pour la mesure des intensités
spectrales.
L’intensité d’une
ligne spectrale
dans une source lumineusequelconque
dépend :
a)
du nombre des atomesqui
sont dans l’état dont l’émissionprovient
(LVJ
et,
b)
de laprobabilité
d’émission sous cet état(JJ.
.
L’intensité
peut
être mise alors sous laAi.
°La durée de l’existence d’un état est donc inversement
proportionnelle
au coefficient l9 introduit par Einstein.On voit que si deux
lignes proviennent
du même niveau on aura un cas fortsimple
parce que le
rapport
des intensités pour ces casdépend
seulement desprobabilités
.4.On rencontre de tels cas dans les
multiplets,
parexemple.
Prenons comme
exemple
un doublet dans la série secondaire pi des alcalins.L’atome se trouve dans un état S et passe à un des deux états pl ou P2
(fig. 1).
Laproportion
deslignes
pi ~~ et nedépend
pas du nombre des états S et doitdon3
êtreindépendante
des conditionsspéciales
de l’excitation.(Avec
l’exception
que, parréabsorption,
leslignes
et P2 S
pourraient
être affaiblies d’une manièredifférente.)
Pour le Caesium et le Rubidiumplusieurs
doublets ont été mesurés et on a trouvé uneproportion
1 à 2. Des caspareils
peuvent
être trouvés dans lesspectres
àtriplets
comme ceuxdes éléments
Ca,
Sr etBa,
où le schéma est le suivant(Hg. 2),
tandisqu’on
trouve pour les intensités uneproportion 5 :
3 : 1.Fig. 1. - Transition du niveau S
au niveaux p dans les alcalis.
Fig. 2. - Transition du niveau S
aux niveaux p dans les terres alcalines.
On voit aisément que les intensités sont
proportionnelles
auxpoids statiques
qu’on
a attribués à ces
niveaux,
poids qui
sont donnés par le nombre des orientations dans unchamp magnétique,
nombrequi
entre dans la théorie de l’effet Zeeman etqui
peut
ètre trouvé àpartir
de cephénomène.
Le
rapport
des intensités nous donne celui desprobabilités
de transitionqui
est donc de 2 à 1. Il semble donc que lesprobabilités
des transitions sont en gros déterminées parle nombre des transitions
possibles
de l’état Sà un des états pi et pa, car 2 et 4 sont lespo~-sibilités
magnétiques
de ces niveaux. A l’aide de la relation connue entre laprobabilité
d’émissionspontanée
,4 et laprobabilité d’absorption
B,
nécessaire suivant Einstein pour déduire la loi de Planck du modèle deBohr,
onpeut
trouver une relation entre lesprobabi-lités
d’absorption.
Si g
est laprobabilité
àpriori
d’un niveauS2,
et si laprobabilité
de passage du niveau8 à Pi
estreprésentée
parASPI
et laprobabilité d’absorption
parBpls
on adonc
Le
rapport
desprobabilités
àpriori Gp 1
:(; p 2
est1/2*;
doncSi vsp, =
vsp, avec une
approximation
suffisante on aurac’est-à-dire que la
probabilité
d’absorbtion estégale
pour deux niveaux dans unmultiplet
quand l’absorption
mène au même niveau final. Cetteproposition
peut
êtregénéralisée
à unmultiplet
quelconque
et nous donne alors une forme trèssimple
ettrès
générale
de la loi des sommes.Après
avoir trouvé des lois sisimples
pour lesmultiplets correspondant
à unmême niveau
d’origine,
on a étudié ceux où les niveaux dontprovient
l’émission sontdiffé-rents,
comme parexemple
dans la série fondamentale des alcalins.Dans ce cas on ne
peut
plus
s’attendre à ce que l’intensité soitindépendante
del’exci-tation
duspectre.
Cependant
il y a des cas où cetteexcita-tion
peut
êtreéliminée,
parexemple
si on a une émission causée par latempérature
enéquilibre thermique.
Lespremières expériences
ont été faites dans un arc et pourdes cas ou les états
primaires
étaient siprès
l’un de l’autrequ’on pourrait
supposer que le nombre des atomes dansces états était
proportionnel
auxprobabilités
àpriori
de l’état considéré. Nous avonsaccepté
cettehypothèse
sanspreuve. Dans la troisième
partie
de cetteconférence. je
donnerai
la preuveexpérimentale
que dans un arcélec- -
Fig. 3. -
Transition.
trique
le nombre des atomes dans un étatquelconque
est clans la série principale des alcalis. donné par la loi de Maxwell-Boltzmann. Raisonnons pourle moment comme
précédemment.
Alors on obtient pour lesintensités,
enemployant
lesnotations
analogues
-- .
°
Or On trouve
La
probabilité
d’émission ou la durée d’existence est la même pour deux niveauxqui
donnent lieu à des transitions au même niveau.
Quand
onemploie
la relation d’Einstein on trouve pour ce casc’est-à-dire que les
probabilités d’absorption
pour un niveau d’unmultiplet
sontpropor-tionnelles aux
probabilités
àpriori.
Ces théorèmes
peuvent
êtregénéralisés
aux casplus compliqués
et la combinaison deces deux théorèmes avec celui d’Einstein est
équivalente
aux lois des sommes pour lesmultiplets,
qui
énoncent que : la somme des intensités de toutes les raies d’unmultiplet
qui
sortent du même niveau estproportionnelle
à laprobabilité
àpriori
de ceniveau,
et de même que : la somme de toutes leslignes qui
finissent à un même niveau estproportion-~ nelle à la
probabilité
àpriori
de ce niveauCe théorème est confirmé par des recherches
expérimentales
sur un assezgrand
nombre de cas. Heureusement pour le
développement
de lamécanique quantique, qui
dansLa loi des sommes ne donne pas toutes les intensités dans un
multiplet plus compliqué;
plusïeurs physiciens
ont donné des formules pour les intensités dans ces cas, presque dans aucun cas ces relations ne sont en accord avec les faits.Ces mêmes lois
peuvent
êtreappliquées
pour déterminer les intensités dans l’effetZeeman, elles sont
confirmées,
sauf dansquelques
cascompliqués
pour le nickelqui
nesont pas encore
publiés.
Ces derniers
temps
mon élève Brinkman et moi-même avons montréqu’on peut
appli-quer la loi des sommes aux
spectres
de bandes.Nous avons dans ce but mesuré les bandes oscillatoires dans le
système
- "2 ducyanogène.
On
peut
numéroter les nombresquantiques
des niveauxoriginal
et final parOJ 1.
2. Alors on a les bandesDans
chaque
bande oscillatoirel’énergie
est encore distribuée entre les bandes derota-tion. On
peut
maintenant déterminer en sommant toutes les bandes de rotationl’énergie
totale de
chaque
transition et cetteénergie
ou intensité totale donne une mesure pour laprobabilité
de transition.Si on considère toutes les transitions
qui
vont des différents niveaux vibratoires à tous les niveauxplus
bas ;
doncon trouve que l’intensité totale est la mème pour les transitions de
0,
de 1 ou de 2etc. ;
dela même manière on
peut
sommer toutes les intensités pour les bandesqui
finissent aumême niveau de ’
on trouve de nouveau le même résultat
Dans la preuve
expérimentale
de cette extension de la loi des sommes il faut éliminer l’effet des eondiLions C’est de nouveau la théoriethermique
de l’arcqui
nousdonne la
possibilité
de le faire.Fig. 4. - Schema de transition pour le> lignes
7/
(Balmer)et (Passchen).
’
J’ai commencé par soumettre à votre attention le cas où les
lignes
sortent du mêmeniveau cornme un cas où les conditions d’excitation n’ont pas d’influence. On
pourrait
donc penser que pour1"hydrogène
leslignes
Pa :
-.1I#
(4
-3:4’~)
doivent fournir un cas où lesintensités ont une
proportion indépendante
des conditions. Desexpériences
récentes deBurger
et moi montrent que ce n’est pas le cas. I,a cause en est que le niveaux 3 et 4 sontdans tous le~ cas que nous avons étudiés une
proportion qui
diffère de eeMe que la théoriedes
quanta
nous donne. Ces intensités mentionnées sont calculées avecl’hypothèse
queles niveaux de la structure fine de H sont
occupés
selon lesprobabilités
apriori;
nosexpériences
montrent alors que ce n’estpoint
le cas.Il est bon de remarquer que des
expériences
faites dans mon laboratoire par M. Snoeksur l’intensité et
l’absorption
de la structurefine,
comme celles de 1B1.Ladenburg
sont enaccord avec la théorie de
Schrodinger.
En revcnant sur la loi des sommes nous pouvons discuter
quelques
instants d’autres extensions de son domaine.M.
Burger
etmoi-même,
avons montréqu’elle
peut
êtreappliquée
aux combinaisonsdu
système
singulet
ettriplet, qu’il
fautprendre
les termescorrespondants
comme uneunité. Si c’est
vrai,
une raiesimple
doit avoir uneproportion
1 à 3 avec toutes les raies dutriplel correspondantes
si les raies t’inl,oit,ombinaisonmanquent.
Pour les alcalino-terreuxCa,
Sr,
Ba nous avons confirmé cettehypothèse,
et vérifié dans lespectre
du mercure les lois sur lesmultiplets
que Pauli avaitprlBdites.
La morne chose est vraie pour lespectre
de l’hélium ou nous avons trouvé laproportion 1 :
3 pour leslignes simples
et l’ensembledu doublet
qui
est en réalité untriplet.
Il faut se rendre
compte
que les lois de lamécanique
desquanta
doivent êtreappliquées
aux carrés des
amplitudes,
donc que seulementquand
les différences desfréquences
sontpetites
onpeut
app!iquer
ces lois aux intensités mêmes, Si les différences defréquences
sont
plus
grandes,
les carrés desamplitudes
sontproportionnels
aux intensités divisées parla
quatrième puissance
de lafréquence
d’émission. Une recherchespéciale
pourquelques
multiplets
du Ba(un
spectre
dedoublets)
a démontré cet énoncé à l’aide desmultiplets
~d.
Commcje
l’aii indiqué déjà,
lespectre
de l’héliti iii doit êtreregardé
cumme unspectre
avec des raiessimples
(singulet)
et destriplets.
Les mesures d’intensité ont donné une trèsbelle confirmation de cette
hypothèse.
En mesurant lesproportions
deslignes simples
à celle des doublets nuus avons commej’ai
dit en haut 1 à3,
mais pour laproportion
de deuxlignes
du doublet8 : 1,
c’est-à-dire laligne
forte se compose c(e deuxlignes
avec lapropor-tion 5 : 3. Plus tard M. Nanscn et de même
Burger
et Van Cittert ont confirmé ce résultat enemployant
l’hélium excité à bassetempérature
etopérant
avec ungrand
pouvoir
sépa-rateur.
Les recherches
rapportées
brièvementjusqu’ici
confii-inaient,lesrègles simples
pourles
multiplets,
les effets Zeeman et lesspectres
cle bande. Il faut remarquer maintenantqu’il
y a des casplus
compliqués
où les loissimples
ne sontplus
valables.Le
premier
cas trouveexpérimentalement
est fourni par la sérieprincipale
du Césiumet du Rubidium. Le
premier
doublet de cette série atoujours
laproportion
1 : 2. Comme1Bf. Samburski l’a trouvé dans mon laboratoire
quand
on monte dans la série cette propor-tion monte d’abord et diminue de nouveau pour les nombresplus
élevés.Une
explication
de cette anomalie fut donnée par Fermiqui
l’attribuait à unepertar-bation d’un niveau p.
Maintenant
plusieurs
casparvils
ont ététrouvée
parexemple
pour lespectre
deSr par
Kastqui
montraitqu’il
y a une hitcractiun entre lesmultiplets
pd et
p’ d’
de sorte quecer-tains niveaux cèdent de
l’énergie
d’émission l’un à l’autre et que la loi des sommes restevraie seulement
quand
on considère lesmultiplets
comme un seul.Langstroht
a mis en évidence unphénomène analogue,
mais encoreplus général.
En
analysant
lespectre
detriplets
dubaryum,
il a trouvé defaçon
trèsprécise
des interac-tions dans les séries fondamentale etsecondaire,
et a pu même de cettefaçon,
classerquelques
niveaux.Les déviations des lois
simples
remarquables
aussi dans lesspectres
compliqués
deNi,
Fe et Co ou coiiime dans le cas dusingulet triplet
il faudrait former des groupesplus
étendus puurpouvoir
appliquer
la loi des sommes.durée moyenne de l’existence absolue a été calculée. Il est donc intéressant
qu’on
puisse
aussi mesurer cette
probabilité.
On a différentes méthodes. Wien et son école l’ont faiten.
mesurant l’extinction des rayonpositifs, Ladenburg
et Minkowski ontemployé
des mesuresd’absorption
dans ce mêmebut.
A
Utrecht, moi-mème,,et
M. van der Held l’avons fait par une mesure d’émission. Nous avons mesuré l’intensité absolue durayonnement
deslignes D
du sodium dans une flammeet le nombre absolu des atomes émettants. La mesure absolue a été faite par la méthode
d’Utrecht à une
précision
de 3 pour 100. Le nombre de centres fut mesuré en mettant parunité de
temps
unequantité
connue de Na CI dans uneflamme,
dont la vitesseput
êtremesurée..
La
température
de la flammepeut
être mesurée par la méthode de renversement des raies. Admettant que le nombre des Na excités est donné par la formule deMaxwell-Boltzmann,
on connaît le nombre des atomes dans l’état h. Pour la durée de vie moyenneon trouve de cette manière 1.615 X 10-~ s. La théorie de
Segiura
donne 1.60 X10-a
FKirschbaum et Wien 3.î î >~,,
10-8 ; Ladenburg
et Minkowski un nombre du même ordre que le nôtre.~. Il y a une autre
quantité atomique
degrande importance,
c’est laprobabilité qu’un
atome soit excité par une cause extérieure. Cetteprobabilité
est non seulementimportante
pour la théorie de l’atome mais aussi pour celle des
phénomènes
dedécharge,
si impor-tants par leursapplications techniques.
Un atome
peut
être amené à un état excité par les causes suivantes :a)
Parabsorption
de radiation.b)
Par le choc avec desions,
desatomes,
desprotons
et des électrons.Les recherches sur
l’absorption d’énergie
rayonnante
sont limitéesprincipalement
à celle de l’état fondamental ou à des états métastables. La connaissance de laprobabilité
d’émission nous donne par la formule d’Einstein celle del’absorption.
Les effets de l’action des électrons ont été étudiés d’une manière détaillée. La
probabilité qu’un
électron excite un atome estcomposée
de deuxparties :
1. La
probabilitP
que l’électron rencontre l’atome(ou
lamolécule)
2. La
probabilité
pour un électron d’exciter l’atomequand
on sait que l’atome subitun choc de l’électron.
Ces
probabilités dépendent
toutes les deux de la vitesse de l’électron.Considérons d’abord la
probabilité
d’une rencontre entre un atome et un électron..Cette
probabilité
peut
êtreexprimée
par une section d’action. Elle a été lesujet
denom-breuses
recherches,
par une méthodeélectrique
d’abord,
par Lenard etplus
tard purRamsauer et son école. I)ans mon laboratoire une méthode
optique
trèssimple
etpermet-tant une haute
précision
a étédéveloppée.
Le
principe
est le suivant :quand
un faisceau d’électrons de vitesse donnéeparcourt
un espace libre de
champ électrique
dans un gaz, les électronsqui
subissent un choc serontéloigné
du faisceau(avec
ou sans excitationoptique).
Le gaz parcouru par lefais-ceau émet le
spectre
du gaz, et lechangement
de l’intensité lelong
du faisceau est unemesure pour la
grandeur
de la section d’action.Si
Il)
est l’intensité d’une raiespetrable
à unpoint
choisi commeorigine,
1 celleen un
point
.1’, on a la formuleou X
est le libre parcours moyenqui
est inversementproportionnel
à la section d’action etau nombre des
atomes,
connu pour l’unité de volume. L’exactitude de la méthode est trèsgrande
parcequ’on peut
déduire la section d’action dechaque
raie émise. Les mesuresméthode
électrique.
Nous avons déterminé les sections d’action des moléculesd’azote,
d’hydrogène
ei celles de l’atomed’hydrogène.
Le second
problème
est celui de laprobabilité
d’excitation. Ceproblème
estplus
com-pliqué.
Si on lance des électrons dans un gaz avec une vitesse déterminée onpeut
déduirede l’émission mesurée le nombre d’atomes
qui
sontportés
par unité detemps
dans un état excité. Il faut néanmoins tenircompte
du faitqu’on
n’obtient pas de cette manière unrésultat
qui
nedépende
que de l’excitation du niveau considéré par les électrons. Car lesélectrons
peuvent
aussi exciter des niveauxplus
élevées,
et le niveau enquestion peut
êtreatteint par une radiation
qui
soit de niveauplus
élevé. Je veux vous donner unexemple
pour
l’hydrogène.
L’intensité de Hx a été mesurée en fonction de la vitesse. De la même
manière,
M. Lindeman et moi-même avons mesuré
Ha
etHi.
La théorie del’hydrogène
permet
de calculer Pa etPfi
quand
on connaît etH,1 ;
en mesurantH;
onpeut
donc calculer le nombre de fois que le niveau 3 est formé parl’intermécliaire
des niveaux 4 et5,
il s’en-suitqu’environ
10 pour 100 des atomesqui
viennent par émission du niveau 3 sontexcitée par des électrons du niveau fondamental aux niveaux 4 et 5.
La courbe d’excitation du niveau
peut
êtretoujours
trouvée en retranchant l’émissionprovenant
des niveauxplus
élevés.Fig. 5. - Schéma des transitions des niveaux 4, 3 et 2
dans le spectre de l’Hydrogène.
L’excitation des atomes
d’hyldrogène
estspécialement
intéressante parcequ’on
a des considérationsthéoriques
de Bethesur
cesujet. L’expérience
faite surl’hydrogène
avecLindeman confirme la théorie de Bethe d’une manière suffisante. Cette
expérience
était assez difficile à cause de la
propriété
del’hydrogène
atomique
de se combiner auxmétaux. Nous avons
opéré
de la manièresuivante,
l’hydrogène
est atomisé dans untub3
de etpompé
àgrande
vitesse. Les électrons sont émis par une cathodechaude et accélérés par une
grille,
ces électrons rentrent dans le gaz par undiaphragme
de
verrue,qui
est si étroit que les atomes n’entrentqu’avec
une sipetite
vitesse que larecombinaison est évitée.
Un
phénomène
très intéressant que nous avons trouvé pourl’hydrogène
et le mercuredoit être encore mentionné : Si la vitesse des électrons est
grande, comparée
à la - vitesse derésonance,
l’excitation devient suivant la théorie trèspetite. L’expérience
donne d’abord que la courbe d’excitationbaisse,
mais auxplus
grandes
vitesses elle serelève,
cequi
peut
êtreexpliqué
par des recombinaisons des ions formées par les électrons degrande
vitesse. Cettehypothèse
peut
êtrejustifiée
par desexpériences
faites sur l’exci-tation de l’hélium où on a trouvé la même chose pour les raies del’atome,
qui
commen-cent à remonter au moment où les
lignes
duspectre
de l’hélium ionisé(ligne
Passchen)
viennentd’apparaître.
: Nos
expériences
ontqualitativement
confirmé la théorie sur unpoint
trèsimportant
- que nous avons même énoncé avant les calculs
d’Oppenheimer -
c’est que l’excitation par des électrons de trèsgrande
vitesse estanalogue
à celle par lerayonnement.
raie
jaune (triplet)
estdominante,
à unepression
basse,
ladécharge
devient deplus
enplus
verte, la raiesimple
ps domine alors. Comme onsait,
le niveau fondamental de l’hélium est unsingulet S,
il n’existe pasde raie d’interco m binai son et seulement les niveaux p
peuvent
être excités parabsorption
derayonnement.
Apression.
basse,
la vitesse moyenne des électrons estplus
grande
parce que le chemin moyen t-stplus gf’anù
et lechamp
accélère doncplus
les Le fait que les raies sortantdu
niveau p
sontplus
intensespeut-ètre
compris
parl’hypothèse
que l’excitation d’élpctronsrapides
estanalogue
à celle de la radiation.Des
expériences
faites avec Elenbaas àvite,ses déterminées ont confirmé cette Fig. 6. - Tube pour l’excitation du
spectre atomique d’une manière très exacte.
de l’Hydrogène par des électrons. nypotheese d’une maere très exacte. de l’flyclroâèn.e par des électroa5.
L’analogie
de l’action de la radiationet des électrons est aussi très claire dans un
autre cas M. Baars et moi avons trouvé pour la vapeur de sodium excitée par des électrons une
proportion
deslignes
D d’environ 1 à 2. Nous avons vu que laprobabilité
d’émission est la même pour lesniveaux
et p2 ;quand
on trouve alors laproportion
1 à ï dans le bom-bardement des électrons celasignifie
que laprobabilité
d’excitation par les électrons est pour s ~ pi et s ~ p~, 1 à 1 donc la même que celle pourl’absorption
de la lumière.On
peut
être sûr que cetteanalogie parfaite
doit avoir un sensprofond.
En dernier
lieu,
a propos desphénomènes
d’excitation,
je
veuxparler
de laprobabilité
d’exciter un atome
quand
il y a un choc entre électron et atome. Baars et moi avonsexpéri-menté avec un tube à sodium de
pression
ettempérature
connues, ou donc le nombre d’atomes par unité de volume est connu. Le gaz est parcouru par un faisceau d’électronsdont on connaît le nombre d’électrons et la
vitesse;
le nombre de chocs est déterminé de la,manière décrite
plus
haut,
les raiesspectrales
sont mesurées en valeurabsolue,
donc lenombre des émissions est connu, d’où suit le nombre des excitations. Le résultat que nous
trouvons est
qu’à
la vitesse d’excitation maxima seulement 1 % despercussions produit
une excitation à un des niveaux pt ou p2.
3. Notre connaissance des
probabilités
d’émission et d’excitation n’estpoint complète,
néanmoins il m’a semblé intéressantd’appliquer
les méthodesquantitatives
de laphotométrie
à desproblèmes
différents.Les recherches des intensités dans les bandes, nous fournissaient des données sur le moment
magnétique
du noyau, laproportion
desisotopes
fut étudiée, l’effetRaman,les
phénomènes
dedécharge électrique
etl’arc;
il étaitpossible
de vérifier nos notions de lathéorie
cinétique
des gaz par nos méthodes.Je tâcherai de vous donner une
image,
quoique
superficielle
de ces travaux.La
proportion
dupoids
desisotopes
peut
être déterminéequantitativement
àpartir
despcctres
de bandes et desspectres
atomiques.
Dans lesspectres
de bande c’estplus
simple
parce que les différences clcl
longueurs
d’onde entre les bandesisotopiques
sontplus
grandes.
Par des mesures
d’absorption,
laproportion
CI3:) : C137
a été déterminée enemployant
les bandes 35 - 35 et 37 -lÎ5 par
Elliott et pur le Lithium par t’an Elliott détermina pour le Bore cetteproportion employant
unspectre
d’émissionexcité
par l’azoteactivé,
et trouva un
phénomène
extrêmement intéressantde,
résonance et d’excitationLes résultats que nous avons obtenus en
employant
lesbandes,
différents de ceuxqu’on
obtient par la méthode des rayonspositifs
coubinés avec lepoids
atomique.
Lapréei.
sion des mesuresoptiques
est trèsgrande,
lesimpuretés chimiques
n’ont pasd’influence,
il se
pourrait
bienqu’il
y ait des influences encore inconnues parexemple
des constanteschimiques,
qui
se fassent sentir dans les bandes. C’est pour cette raison que nous avonsfait des
expériences
pour déterminer laproportion
pour les structures finesatomiques
causées par lesisotopes.
Lesexpériences
sontplus
difficiles parcequ’on
doitemployer
unetrès
grande
dispersion.
Avec M.Vress wj,k j’ai
fait cesexpériences
pour Ne et Bo et obteiiu des résultatsqui
sont en accord avec les faitschimiques.
Je crois que la méthodequi peut
être mise en oeuvre d’une manière fort
précise
est biensupérieure
à la méthodechimique
parce que lapureté
deséléments,
siimportante
pour les déterminationschimiques.
n’npoint
d’influence dans la méthocleoptique.
Fig. î. -
Photogramimes d’une baille du cyanogène.
L’étude de l’effet Raman a montré que la diffusion de la lumière est
proportionnelle
àla
quatrième
puissance
de lafréquence
quand
on est loin d’unerégion d’absorption,
etqu’elle
est modifiée dans une tellerégion
de la manièreprédite
par lamécanique
desquanta.
Ce
phénomène
a été étudié avec Rehveld pour les fluides et avec Went pour lequartz
et la calcite. Des
expériences quantitatives
sur lapolarisation
sont en exécution.La
proportion
deslignes
stokes et anti stokespeut
ètreemployée
pour déterminer la distribution pour les niveaux enquestion.
La formule de l2axwell-Boltzn2ann iut vérifiéet une détermination assez exacte
de h
étaitpossible.
La théoriecinétique
peut
être par des mesures d’intensité.Rayleigh
a été lepremier
à montrer que l’effetDoppler
devaitélargir
leslignes spectrales
d’une manièredéfinie,
et en mesurant lalargeur
des onpouvait
vérifier la loi de Maxwell.phénomènes
ou les chocs mutuels des moléculespeuvent
êtrenégligés, comparés
à ceuxdes
parois.
LP
comportement
desgaz
peut
êtreexprimé
par deshypothèses
sur les chocs avec laparoi.
Wyk
et moi même avons vérifié par laméthode
optique
ceshypothèses.
Ceshypothèses
déterminent la distribution des vitessesaprès
le choc en fonction de celle avant le choc avec laparoi.
Prenons commeexemple
deuxparois
àtempératures
différentes,
très
inégales;
on suppose que les molécules venant d’uneparoi
ont une distribution maxwellienne avec latempérature
de laparoi
et que l’autreparoi
soitpolie
et à unetempérature
plus
élevée. On suppose alors quel’énergie
moyenne des moléculesaprès
leur choc avec laparoi
est une fonction linéaire desénergies correspondantes
auxparois;
donc de leur
température,
de sorte que ,estrénergie
ou ? est le coefficient d’accommodation. Knudsenpouvait
déterminer ce coeffi-cient àpartir
de sesexpériences
sur la conductioncalorifique.
V et moi avons déterminé la distribution des vitesses pour un
pareil
cas par laméthode
optique.
Fig. 8. -
Schéma du tube pour la recherche des coeffieients d’accomodation.
Entre deux
parois,
une noireie auplatine
et l’autrepolie,
detempérature
différente,
se trouve de l’hélium à
pression
basse(fig. 8).
Unedécharge
faibleparcourt
ce gaz et laligne
verte(simple)
estphotographiée
avec l’étalonFabry-Pérot.
A l’aide de marques de densité, lafigure
d’interférence est traduite en intensités. Une transformation de cettefigure
doit encore être faite : cequ’on
trouve n’estpoint,
eneffet,
la distribution vraie de la raie, carl’appareil
déforme cette distribution. Il faut donc encore, enemployant
la théorie del’instrument,
éliminer l’influence del’appareil. Burger
et v Cittert ont construitun
appareil
pour trouver la solution del’équation intégrale qu’il
faut résoudre dans cebut : nous avons
employé
cetappareil
et aussi une solutionanalytique
à l’aide des séries de Fourier. Les résultats des deux méthodes étaientidentiques.
Le résultat nous donne la distribution des vitesses des atomes
(fig. 9).
Lesfréquenr,es
correspondent
d’un côté aux moléculesqui
viennent d’uneparoi,
de l’autre aux atomesqui
viennent de l’autre
paroi.
Le côté a est une distribution Maxwellienne de latempérature
de laparoi platinée,
le côté bpeut
êtrereprésenté
par une somme de deux distributionsMax,vellienne telles que les
températures
sont celles desparois
et laproportion
donne le coefficientd’accommodation,
qui
s’accorde bien avec celui que Knudsen a trouvé pour lecas hélium-verre. "’
Il est très intéressant d’examiner la
façon
dont secomportent
les rotationsmoléculaires
pour le choc des
parois.
lrl. v.Wyk
a étudié ceproblème
pour l’azote etl’hydrogène. Le
résultat
principal
obtenujusqu’ici
est que le coefficient d’accommodationdépend,
du nombre dequantas
de rotation.-Je voudrais
employer
letemps qui
me reste encore pourl’application
des mesuresd’intensité à la théorie de l’arc
électrique.
,Dans un arc entre des électrodes de carbone on trouve des bandes de CN et de
C~.
’ Si on détermine les intensitées dans une bande de rotation de
(CO)
onpeut
exprimer
623
où
,1’
est le nombre departicules
émettantes dans l’état JJI et laprobabilité
d’émis-sion. Des recherches avec M. v.
Wyk
faites dans lespectre
de rotation deN2
dans une anode trouée avaient montréqu’on peut représenter
la distribution des niveaux Jn par la formule de Boltzmann où latempérature
était celle du gaz dans l’anode. serait alorspropor-tionnel à la
probabilité
àpriori
ni et àl’expoiieiilielle
exp.- - ou
2", estl’énergie
1 li’l
M
rotatoire au niveau ni.
La
probabilité
d’émission A estégale
pour tous les états ni,quand
on trace une courbe Ien - - on trouve une
ligne
droite dont latangente
donne 1’. Lesexpériences
mon-rrrtraient
qu’on
a à faire avec une distribution Boltzmannqui,
pour les bandes CN monte à6 000
degrés
absolus.Fig. 9. - Distribution de vitesse dans l’Helium
quand les atomes se trouvent entre deux parois de température différente.
Opérant
avec un arc a électrodes decarbure,
rempli
de morceauxd’aluminium,
onobtenait au milieu de nouveau les bandes CN à haute
température
et aux bords le~bandes
A10,
correspondant
à unetempérature
d’environ 3 000degrés
j~-.
Planche,
Cl.3).
Après
avoir établi ce fait nous avons examiné aussi d’autres arcs, p. e. un arcdans-l’hydrogène
entre cathodes detungstène.
La théorie donne lesprobabilités
de transition pour les niveaux3; 4; 5 ; 6,
laproportion
des intensités donne donc le nombre total des centresd’émission,
et de nouveau, une distribution de Boltzmann - maintenant à unetempérature
de 4 500degrés
-pouvait
exprimer
les intensités.Une confirmation
analogue
fut trouyée pour unmultiplet
trèslarge
de l’or où ontrou-vait la même
température.
L’effet
Doppler
pour uneligne
de bande donnait avec uneprécision
bien moinsgrande
un résultatanalogue.
Dans un arc au mercure nous avons trouvé enemployant
u ne raie faihle de la structure fine une
température
d’environ 4000degrés.
La
question
pouvait
se poser, de voir si les niveaux d’oscillation montrent aussi unedistribution
de Boltzmann. Il y a là unedifficulté,
lesprobabilités
de transition ne sontpas
données parl’application
de la loi des sommes à ces niveaux. On a pu démontrer quela distribution mentionnée
existe,
et latempérature
trouvée était la même que celle trouvéeà partir
des bandes de rotation.Il vous intéressera de savoir que la
température
trouvéedans
les arcs à hauteinten-situé employés
pour des buts militaires atteint 12000degrés.
Les résultats mentionnés montrent bien
qu’on
peut
considérer un arc comme un gazà haute
température
où les molécules et les atomes sont excités par latempérature.
OnPour être sûr de
l’hypothèse
fondamentalequi
avait ( l’Iléemployée
K. T.
Compton
sans preuve définitive, nons avons fait de-~ avec des ar’~~ il courant alternatif de 50 et depériodes.
L’émission a été mesurée dans
chaque phase
à l’aide d’un moteursynchrone
où s~etrouvait un
disque
avec fenteajuslable.
Lephénomène
étaitphotographié
àchaque
moment de la
période.
Dans l’arc à 50
périodes
on trouvait les baltdes CN très faibles a laphase
zéro, fortes à taphase 1i?;
latempérature
oscillait avec le courant de 1, 000 à 100110degrés.
Dans l’arc à 500périodes
lechangement
detempérature
n’existaitplns,
ces bandes sontprésent
pendant
toute lapériode
et iatempérature
estégale
à celle de l’arc à courant continu(voh
Planche.
Cl. 1 et2).
Cela prouve bien que l’arc
peut
être coiisidéré comme un gaz à hautetempérature
est chauffé par la chaleur de Joule du courant et,
qui
par émissioninfrarouge
dans larêgîou
d’émission des gaz,parvient
à un étatd’équiiibre statistique.
Le fait que le courait à 50périodes
est suivi presque installtanément prouve que la chaleurspécifique
est trèspetite.
Si la théoriethermique
~1e l’arc est vraie on doit s’attendre à ce que le milieu del’arc
qui
est très chaud émette d’autres raies que les bordsplus
froids. Au milieu ontrou-vera les l’aies du
spectre
ionisé. au bord leslignes
d’arc des éléments.Fig. 10. - Distribution des inten...iLés
dans un arc cythidrique pont’ les lignes cl’éliiicelle
et une 1’;ii’;.
Si on
plzotoylaphie
un arcperpendiculaire
à la fente d’unspectrograplie,
onpeuvojr
ces faitsqualitativement.
On obtient t uneimpression
quelles
que soient les couches où leslignes
sont émises. Le fait que l’arc estcylindrique change
néanmoins la distribution d’une telle manière que le résultat estqualitatif.
Leslignes
de Ca-T sontplus
intenses au milieu,les
lignes
de Ca sur les bords. Unpeut,
paranalyse mathématique,
en donnant la solutiond’une
équation intégrale
d’Abcl,
trouver la distributionseule,
qui
esireprésentée
parla fig.
10. Dans rare àgrande
intensité on trouvc au milieu leslignes
de On voit les bandes Sr 0 et () sur lesbords,
de même que leslignes
D du sodiuni.La théorie de Saha
permet
de donner uneexplication quantitative
de cc·phénomènes,
de même que de l’influence que la
pression
du gaz exerce sur latempérature
de l’arc el 1a relation avec lespotentiels
d’ionisation des substancesqui
se trouvent dans l’arc.La théorie de
Farc peut
êtreappliquée
à la recherche deséquilibres chimiques
à hautetempérature.
Dupoint
de vuephysique
elle estimportante
pour lu détermination despro-babilités de transition. Un
peut
trouver,
quand
on connaît latempérature,
la distribution desniveaux
éinettants,
d’oii laprobabilité
d’émissionquand
un a mesuré Fintensité relative des raies. De cette manière nous avons déterminé lesprobabilités
relatives des raies de de Cu et deAg,
à l’aide des bandesqui
ont servi à déterminer la températ *Ure.
La uonnaissancc de cesprobabilités
nousdoiiiie,
pour les arcs de métaux sansbandes,
lapossibilité
de déterminer latempérature
en mesurant l’intensité desraies, d’où,
par le raisonnementmaintenant
inycrsé,
on déduit le nombre relatif des niveaux.Ce m’était un
grand
honneur depouvoir
donner cetexposé
devant votre société.J’espère
vous avoir démontré que les méthodes de mesure des intensités sontimportantes
pour bien desproblèmes
de laphysique atomique,
moléculaire etgénérale
1. Arc à courant alternatif à 50 périodes, photographié aux
phases entre 0
et ;
l’intensité desbandes_
CN _est zéro2 -
-dans la phase zéro, la température change de t 0 000, à
4 000o durant la période.
2. Arc a courant alternatif à 500 périodes, photographié dans les phases entre 0
et 2 ;
l’intensité des bandes2
CS ne change pas, température constante.
3. Arc photographié perpendiculairement à la dispersion. La photographie montre les raies d’étincelle
au milieu de l’arc, les raies d’arc et les bandes AIO aux bords.
