HAL Id: jpa-00234927
https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00234927
Submitted on 1 Jan 1954
HAL is a multi-disciplinary open access
archive for the deposit and dissemination of
sci-entific research documents, whether they are
pub-lished or not. The documents may come from
teaching and research institutions in France or
abroad, or from public or private research centers.
L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est
destinée au dépôt et à la diffusion de documents
scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,
émanant des établissements d’enseignement et de
recherche français ou étrangers, des laboratoires
publics ou privés.
Spectre d’absorption visible et ultraviolet de l’oxygène
comprimé jusqu’à 1 500 atmosphères
J. Robin, S. Robin
To cite this version:
331
SPECTRE D’ABSORPTION VISIBLE ET ULTRAVIOLET DE
L’OXYGÈNE
COMPRIMÉ JUSQU’A
1 500ATMOSPHÈRES
Par J. ROBIN et S.
ROBIN,
Laboratoire des Hautes Pressions (Bellevue)
et Laboratoire de Physique-Enseignement (Sorbonne) Paris,
(France).
LE JOURNAL PHYSIQUE
11’1,
f9ü4, ,
On sait que le
spectre
del’oxygène comprimé [1],
[2], [3]
etliquide [4] présente
d’unepart
une série de bandes diffuses dans leproche infrarouge,
le visible et l’ultravioletproche, et,
d’autrepart,
unspectre
de bandestriples
dans l’ultraviolet moyen(entre
2 4ooet 3 ooo
À)
dont l’intensité croît considérablementavec la
fréquence
etqui remplace
lespectre
de bandes interdites deHerzberg
au delà dequelques
-atmosphères.
On sait
également qu’une
étude à bassepression
de cesbandes,
pourl’oxygène
comprimé
pur etmélangé
à divers gazétrangers,
apermis
de les classeren trois
catégories :
1° Celles dont le coefiicient d’extinction maximum sm
(défini
par1 étant
l’épaisseur
de gazabsorbant)
varie propor-tionnellement à lapression partielle
del’oxygène
(loi
deBeer)
et resteindépendant
de lapression
par-tielle d’un gazétranger.
Ces bandes sont attribuées à des transitions interdites dans les molécules02
etil
leslongueurs
d’onde desplus
intenses sontcomprises
entre 6 5oo et 13 ooo À.2° Les bandes pour
lesquelles
Sm varie proportion-nellement au carré de lapression partielle d’oxygène
et resteindépendant
de lapression partielle
d’un gazétranger.
Cesbandes,
dont leslongueurs
d’onde observées sontcomprises
entre 3 ooo et 6 500Ã,
sont attribuées à des transitionsélectroniques
doubles simultanées dans les molécules(02)2
formées au moment du choc de deux molécules02;
ces transitions interdites étant les mêmes que dans le casprécédent.
30 Les bandes pourlesquelles
Sm variepropor-tionnellement au carré de la
pression partielle
d’oxy-gène
etproportionnellement
à lapression partielle
d’un gazétranger.
Ellescomprennent
lespectre
de bandestriples
compris
entre 2 4oo et 3 ooo ~1 que l’on a attribué à des transitions interdites(’A~2013~S~)
induites par choc dans les molécules02
([1]
et[5]).
Cetteinterprétation
est confirmée par le fait que la limite de convergence de cespectre
est la même que celle des bandes deHerzberg
(2
425
Á)
etcorrespond
à une dissociation des molécules02
en deux atomes normauxvP).
A hautetempérature
80atm)
on observe unedisparition
destriplets
[6]
avec appa-rition des bandes deSchuman-Runge
dues à des transitionspermises
desmolécules,®2
et dont la limite de convergence se situe
plus
loin dans l’ultraviolet(1759 Â)
etcorrespond
à une disso-ciation de la molécule0,
en un atome normalCP)
et un atome excité(’D).
Fig. r ..
Nous avons
jugé
utile depoursuivre
à despressions
plus
élevées les mesuresdéjà
faites à bassepression;
il nous semblait en effet peuprobable
que les lois de variationproportionnellement
à P2 restent valables auxpressions
élevées(une
étude de la bande induite 1556 cm-1 del’oxygène
comprimé
[7]
nousavait montré que les z de cette bande ne sont
plus
proportionnels
àP2,
ni aucarré--2
de la densité pourquelques
centainesd’atmosphères)
et,
d’autrepart,
ilparaissait
intéressant de vérifier si laposition
du maximum et la forme des bandesqui
varient peu à bassepression
restent encore les mêmes auxpressions
élevées.
332
Dans ce
qui
suit nous exposons nospremiers
résul-tats ; ceux-ciportent
seulement sur l’étude des deuxième et troisième groupesprécédemment
envi-sagés,
avecl’oxygène
purcomprimé jusqu’à
1 soo atmFig. 2.
Fig. 3.
à la
température
ordinaire[8].
L’étude dupremier
groupe et l’influence des gazétrangers
et de latem-pérature
sont actuellement en cours.L’appareillage
decompression
a étédéjà
décrit[9];
onprocède
par détente du gazpréalablement
liquéfié
dans unréser-voir en acier
plongé
dans l’airliquide.
Lesépaisseurs
de gaz étudiées varient de 0,2 à 5o cm;plusieurs
échantillonsd’oxygène
commercial de diversespuretés
nous ont donné des résultats
comparables.
Sur la
figure
i onreprésente
les variations de Eni.en fonction de P2
(courbes II)
etde ,2
(courbes 1) (1)
pour les bandes visibles4 770,
5773
et 6 299.et;
sur lafigure
2 onreprésente
des courbesanalogues
pour les bandes ultraviolettes 3436,
3607
et 3 8o3 À(en
pointillé : extrapolation
des résultats obtenus par Salow et Steiner[2]
pour 10-3 P235).
On voit que croît moins vite que P2 maislégèrement
plus
vite quep2.
Lesfigures
3 et 4représentent
lesprofils
des différentes bandes obtenues enportant
E
le
rapport -
en fonction du nombre d’ondes u mesuréEm
Fig. 4.
à
partir
du sommet de chacuned’elles,
pour diversespressions
comprises
entre 800 et i3ooatm pour les bandes visibles(fig. 3)
et entre 5oo et 1500 atm pour les bandes ultraviolettes4);
nous avonsrepré-senté en
pointillé
lesprofils
obtenus par Salow et Steiner pour despressions
inférieures à I50 atm. Laposition
des maxima et la forme de cesprofils
varie peu sous l’influence de lapression;
unléger
élargisse-ment estpossible
mais n’a pu être mis en évidenceavec certitude dans l’intervalle de nos mesures;
cependant
lacomparaison
de nosprofils
obtenus auxenvirons de 1000 atm avec ceux obtenus par Salow et Steiner aux environs de 10o atm et par Herman
[11]
aux environs de I o atm met en évidence une
légère
déformation sous l’influence de la
pression.
Les résultats obtenus avec les bandes
triples
mon-trent que celles-ciperdent
leur structure aux pres-sions élevées5);
les courbes II et III de lafigure
5 montrent en outrequ’elles
perdent
de leur nettetélorsque
lapression
croît,
et tendent à se fondre dans (1) Les densités p en amagats ont été calculées d’après les333
une
absorption
continue. Nous n’avons pu mettre en évidence aucundéplacement
des maxima centraux de cestriplets
dont laposition
a étécomparée
à la raie 25 3 y À
du mercuresuperposée
auxspectres
d’absorption.
Les variations des coefficientsd’absorp-tion de
quelques
maxima sontreprésentés
sur lafigure
6en fonction de P2 et sur la
figure 7
en fonction dep2.
On voit que les êm varient encorelégèrement
plus
viteque /2
mais moins vite que P2(les
variations serappro-cheraient
plutôt
d’une loi linéaire en P au delàne 3oo atm, comme d’ailleurs pour les bandes
diffuses).
Nous n’avons pas pu comparerquantitativement
nos résultats à ceux de
Finkelnburg
et Steiner[1],
leurs données ne
permettant
pas de calculer s.Toutes les bandes étudiées ici
(2e
et 3egroupe)
sont attribuées à des transitions interdites induitesFig. 5.
par les chocs de deux
molécules;
aux fortes densitéson devrait donc s’attendre à une variation de
proportionnellement
àp2; cependant
il estpossible
que les chocs simultanés entreplusieurs
molécules0,
renforcent laprobabilité
de cestransitions,
ce qui,pourrait expliquer
une variation deplus rapide
que celle de
p2;
il estpossible
aussiqu’aux
fortes densités seproduise
une influence du covolume oudes
perturbations
dues aux forces intermoléculaires bien que celles-ci semblent peuimportantes
pour les niveauxd’énergie correspondant
aux bandes diffuses dont laposition
et leprofil
varient peu avec lapres-sion. Il est intéressant de comparer les résultats
exposés
ici avec ceux obtenus pour la bande 15 5 6 cm-lde
l’oxygène également
induite par chocs et pourlaquelle
nous avons aussi trouvé une variation peuimportante
duprofil;
pour cettebande,
ém croîtmoins vite que
p2
auxpressions élevéd;
cependant
ils’agit
là d’une bande de vibration tandis que les bandes étudiées ici sont toutes attribuées à des tran-sitionsélectroniques;
il estprobable
d’ailleurs que le mécanisme de l’effet de lapression
n’est pas le même dans les deux cas. En cequi
concerne les bandesFig. 6.
334
triples,
ladisparition
de leur structure auxpressions
élevées à la
température
ordinaire,
alorsqu’elles
ont été observées avecl’oxygène liquide [12],
laisseprévoir
un effetimportant
de latempérature
confor-mément aux récentes observations de
Herzog
et Wieland[6] (2).
Une discussionplus complète
pourraêtre faite seulement
lorsque
les études actuellementen cours
(effet
detempérature
et des gazétrangers,
étude des bandes dupremier
groupe et del’absorp-tion continue
qui
s’étend dans l’ultraviolet deSchu-nian)
seront suffisamment avancées.(2) Ceci est conforme aux observations effectuées sur les
bandes induites dans CO, au laboratoire du Professeur Kete-laar et qui ont fait l’objet d’une Communication à ce Congrès.
’
BIBLIOGRAPHIE.
[1]
FINKELNBURG W. et STEINER W. 2014 Z. Physik, I932,79, 69.
[2]
SALOW H. et STEINER. - Z.Physik, I936, 99, I37. [3] SALOW H. - Thèse, Berlin, I935.
[4] GUILLIEN R. 2014
Thèse, Paris, I937.
[5]
HERZBERG G. - Canad. J.Phys., I953, 31, 657. [6] HERZOG A. et WIELAND K. - Helv. Phys. Acta, I950,
23, 432.
[7]
COULON R., OKSENGORN B., ROBIN S. et VODAR B.-J. Physique Rad., I953, 14, 63.
[8] ROBIN J. et ROBIN S. - C. R. Acad.
Sc., I953, 236, 793.
[9]
ROBIN S. -Thèse, Paris, I95I; J. Chim. Phys., I95I, 48, I45.
[10]
AMAGAT E. H. 2014 Ann. Chim.Phys., I893, 29, 68.
[11] HERMAN L. - Ann.
Phys., I939, 11, 548. [12] CIECHOMSKI L. -
Thèse, Fribourg, I9I0.
THÉORIE
DE LA DIFFUSION DE LALUMIÈRE
PAR UN CRISTALCUBIQUE
Par J. BARRIOL et J.CHAPELLE,
Centre d’Études
Cristallographiques,
Nancy (France).LE JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM. TOME
’1~~
AVRIL1954,
Nous nous proposons d’étudier la diffusion de la lumière par un cristal
parfait
sous l’influence des ondesd’agitation thermique qui
le sillonnent. Afin d’éliminer la difficultés dues à labiréfringence,
nousn’envisagerons
que le cas des cristauxcubiques.
Nous avonsrepris
ceproblème,
examiné par de nombreuxchercheurs,
enparticulier
par Motu-levich[1],
car il né semble pas,jusqu’à
présent,
avoir été traité assezrigoureusement.
1.
Hypothèses
de base. - Pouralléger
lescalculs,
nous
n’envisagerons
que la diffusionantistokes,
déterminée par l’ondeélastique progressive :
, , +
où r est la distance à
l’origine
descoordonnées, y
le vecteurd’onde, j
lafréquence
du mouvement.Les déformations liées à cette onde sont du
type :
Le cristal devient
légèrement anisotrope,
et admetun tenseur des
susceptibilités [k]
de la forme :où
ko représente
lasusceptibilité
du cristal nondéformé.
Lorsque
lalongueur
d’ondeacoustique
est assez
grande
vis-à-vis des dimensions de la maille cristalline pourqu’on puisse
assimiler les déforma-tions à des déformadéforma-tionsstatiques,
lescomposantes
de[-,ri]
sont données par desexpressions
dutype
(2) :
Il est alors
possible
de traiter la diffusion de la lumière dans le cristal en étudiant lapropagation
d’une ondeélectromagnétique
dans le milieu quenous venons de caractériser par son tenseur des
susceptibilités.
2. Théorie
