Structures hyperfines de raies du spectre d'arc du mercure et moment quadrupolaire de 201Hg

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Structures hyperfines de raies du spectre d’arc du mercure et moment quadrupolaire de 201Hg

Jean Blaise, Henri Chantrel

To cite this version:

Jean Blaise, Henri Chantrel. Structures hyperfines de raies du spectre d’arc du mercure et mo-

ment quadrupolaire de 201Hg. J. Phys. Radium, 1957, 18 (3), pp.193-200. �10.1051/jphys-

rad:01957001803019300�. �jpa-00235639�

193.

STRUCTURES HYPERFINES DE RAIES DU SPECTRE D’ARC DU MERCURE ET MOMENT QUADRUPOLAIRE ^DE 201Hg

Par JEAN BLAISE et HENRI CHANTREL,

Laboratoire Aimé-Cotton, ^{C. N. R.} S., ^Bellevue (Seine-et-Oise).

18, 1957,

Introduction.

Nous avons entrepris ^{en 1952 de}

verifier les performances des interfere metres Fabry-

Perot a couches diélectriques ; depuis ^cette époque, chaque amelioration apport6e ^aux spectrom6tres photoélectriques ^{a un} seul etalon [1] ^{et a double} etalon, ^{a ete contr6l6e en} étudiant ^{la structure} hyperfine d’une raie du mercure. Etant donne le

grand nombre d’auteurs qui ^{se sont} int6ress6s a la structure hyperfine des raies du _mercure, (il y ^{a eu} 70 publications ^{sur ce} sujet depuis 1930), ^nous

avons ete supris ^{de constater} le besoin d’une r6vi- sion syst6matique ^{de certaines} structures d6ter- min6es anterieurement. Grace aux nombreux enre-

gistrements ^de raies ainsi effectu6s, ^{nous avons}

maintenant a notre disposition ^toutes les donn6es

expérimentales necessaires a la determination des moments nuel6aires des isotopes impairs ^{du mer-}

cure et, ^en particulier, ^{du moment} quadrupolaire

de l’isot6pe ^201.

Le moment quadrupolaire ^de 2°1Hg ^{a ete d6ter-}

mine pour ^la premiere ^{fois en 1935} par Schüler et Schmidt [2] ^a partir ^des constantes de couplage quadrupolaire ^{B des termes} 6p 3PO ^et 6p 3PO ^du spectre ^{d’arc du} mercure ; ils obtinrent un moment

quadrupolaire Q == 0,5 ^X 10-24 cm2. En 1950,

Murakawa et Suwa [3], utilisant le terme 6p 3PO

ont obtenu Q

0,2 ^{x 10-24} cm2. De leur mesure

de la resonance quadrupolaire ^nuel6alre d’un cristal de HgC’2, Dehmelt, Robinson, ^et Gordy [4], ^en 1954, ^{ont d6duit un moment} quadrupolaire ^de 0,6 ^{X 10-24} cm2. Enfin, r6cemment, ^Murakawa [5], ayant ^{amélioré sa mesure de la structure} hyperfine

du terme 1PY ^{et tenu} compte ^{dans le calcul} de Q ^des

interactions de configurations électroniques, ^a

conclu a une valeur de 0,42 ^{X 10-24 cm2.}

De telles divergences ^{n’ont rien d’étonnant} quand ^on songe d’une part ^a la difficult6 de la determination des constantes de couplage B qui

sont tres sensibles aux erreurs de mesure et d’autre

part ^aux hypotheses intr duites dans le calcul de Q

a partir ^de B, que ^ce soit en spectroscopie optique

ou, surtout, ^en radiofréquence. Un des buts de ce

travail a done ete la determination aussi precise

que possible ^des constantes de couplage ^{B des}

termes P° de la configuration 6s6p ^de Hg ^I.

L’accord entre les valeurs de Q, d6duites de ces

constantes B, ^est susceptible ^{d’être ameliore} par

un raffinement des calculs.

Dans tout ce qui ^suit, les notations utilis6es sont

celles de Kopfermann [6].

L’énergie ^WF des niveaux hyperfins ^{d’un terme} spectral d’énergie ^{Wj est} donn6e par la formule de

Casimir [7] :

F est le nombre quantique hyperfin, J le nombre

.quantique ^{interne et I le} spin nuel6alre: Le facteur d’intervalle magnétique A ^{et la constante de cou-} plage quadrupolaire ^{B seront} exprimes ^{en milli-} kaysers (1 ^mK

^10-3 cm-1).

FIG. 1.

Schema de niveaux du spectre ^{d’arc du}

La figure 1 donne le schema des-niveaux qui

fournissent les transitions les plus importantes

de Hg ^{I. On} voit que pour la détermination ^du

moment quadrupolaire, ^les termes int6ressants sont

ceux de la configuration 6s6p. ^{Parmi eux, il} n’y ^a

que le terme 3P02 qui ^soit independant ^du couplage

et qui permette ^{donc un calcul} simple de Q ^à partir de B. C’est pour ^cette raison qu’il ^{a 6t6}

choisi pai Sehüler et Schmidt. Nous verrons qu’on peut determiner directement les trois intervalles

hyperfins ^{de ce terme a} partir ^de la raie X 5 461

(6s6p 3Pg

^6s7s 3S1) ^et qu’on obtient ainsi une

valeur precise ^{de B.} L’interprétation de la raie 13

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:01957001803019300

194

verte necessite au pr6alable la determination de la structure hyperfine ^{du terme} 3S1 que l’on d6duit de la raie À 4 047 (6s6p 3P00

^6s7s 3S,).

La structure hyperfine ^{du terme} 3Pfl ^est

mesur6e directement ^{sur la raie À 4 078} (6s6p 3P?

^6s7s IS.) ^{dont toutes les} composantes

sont parfaitement ^r6solues.

Le raie x 4 358 (6s6p 3P1 - ^6s7S 3S01) permet ^un

controle tres satisfaisant des determinations

s6par6es ^des structures hyperfines ^{des termes} 3P01

et 3S1.

Quant ^{au terme} 6s6p 1P01, la determination de sa structure hyperfine ^devrait pouvoir ^se

d6duire immediatement de 1’6tude des raies À 4 916 (6s6p 1P01

^6s8s 1So) ^{ou À 4 108} (6s6p 1p01

-

6s9s 1S0) qui ^sont identiques, ^au deplacement isctopique pr6s. Malheureusement, ^la composante

médiane de l’isotope ^{201 est} masquee par la plus

intense de l’isotope ^{199. Nous} indiquerons ^un pro- cede base sur des considerations de déplacements isotopiques qui permet ^{d’estimer la} position ^de

cette composante ^et par suite d’évaluer B.

Murakawa et Suwa ont essay6 de d6duire la structure du terme 1P01 ^{de la raie X 5 790} (6s6p 1Pî

-

6s6d 1D2)’ Cette raie est perturbee par x ^{5 789} (6s6p 1P01

^6s6d 3D,) ^{et de} plus, ^les composantes

interessantes pour le calcul de B sont tres faibles

(1,10 ^et 0,22 %) ^et leur distance est inférieure a 50 mK, soit moins de 1 /25 ^{de la structure} totale,

ce qui limite s6rieusement la précision ^{de la mesure.}

Nous avons mesure la raie X 4 347 (6s6p I-PO,

- 6s7d 1D2) qui présente ^{une structure} hyperfine

du meme type que x ^{5 790.}

Il s’est _{av6r6 que} le terme 7d ID2 ^etait perturb6

par le ^terme 7d ’D3, ^cette perturbation ^{etant ana-} logue ^{a celle des termes 6d} lD2 ^{et 6d} lD3, ^bien que

plus faible. Dans ces conditions le coixtr61e de la structure du terme 6p 1P01 ^{a l’aide de cette raie est}

assez al6atoire.

Résultats expérimentaux.

^Les enregistrements

des raies ont ete effectués avec des 6paisseurs

d’6talon comprises ^entre 1,132 ^et 65,250 ^mm (1).

Les grandes 6paisseurs ^ont ete mesur6es a 1’aide d’un comparateur, ^{les faibles a} 1’aide des raies

À 4 358 et X 4 347 de Hg198.

Nous avons utilise sept types ^{de sources de}

lumière dont la puissance ^{allait de} 1,5 ^{W a 2 KW.}

Les positions ^des composantes ^{de structure} hyper-

fine sont identiques, quel que soit le type ^de lampe,

mais leurs iiiteiisit6s relatives ne sont les intensités

th6oriques que pour les lampes fonctionnant sous

faible pression. ^{Nous ne} parlerons dans la suite que des enregistrements ^{effectues avec une cathode}

creuse de Schüler refroidie a I’azote ou a 1’hydro-

(1) ^Sur 1’enregistrement de la raie X 4 358 effectué

épaisseur ^de 1,132 mm, les composantes g et

dis- tantes de 69 mK sont

séparées,

qui indique

finesse effective ^{de 65.}

gene liquides, ^{le neon ou l’hélium servant a} produire

la d6charge. ^{Nous avons} 6galement ^{obtenu de bons} enregistrements de raies faibles avec un tube sceII6 contenant de la _vapeur de mercure pure ^{et excite}

au moyen d’un générateur ^{H. F. a} magnetron (« Raytheon microtherm unit ») de 2 450 Mc Is, ^en

n’utilisant _que 10 a 15 % ^{de la} puissance disponible

et en refroidissant le tube avec un ventilateur.

D’apr6s ^Nier [8], les abondances relatives des

isotopes ^{du mercure sont} les suivantes : TABLEAU I

Chaque ^fois que cela a ete possible, ^{nous avons} pris ^comme origine ^des structures hyperfines ^la composante ^de l’isotope ^200. Presque ^{toutes les}

raies etudiees ayant deja ^ete analys6es par Schfler et ses collaborateurs [1], [9], [10], nous avons

adopt6 leurs notations.

Nous indiquons pour chaque ^{raie la structure} cbservee, ^la position ^{des centres de} gravite ^des isotopes ^{199 et 201 et} les schemas de niveaux

hyperfins correspondants.

A moins d’indication contraire, ^1’erreur probable

sur la position ^des composantes ^{est inf6rieure}

almK.

RAIE X 4 047 A (6s6p 3P# - ^6s7s 3S1).

^Un enregistrement ^{fait avec une} epaisseur ^d’6talon

de 3,836 ^mm permet la determination directe du terme 7s 351, ^{toutes les} composantes ^des isotopes impairs ^6tant parfaitement r6solues. Au cours

d’un enregistrement ^{fait avec une} epaisseur ^de 5,146 mm, nous avons substitué a la cathode

v

FIG. 2.

A 4 047 A (6s6p 3Po

^6s7s 3S,).

creuse une lampe ^a Hg198, ^ce qui nous- a permis ^de rep6rer ^la position ^{de cet} isotope par rapport ^aux composantes a ^{et B. Enfin avec une} epaisseur

d’étalon de 22,105 mm, ^{nous avons} pu s6parer ^les isotopes ^{200 et 202 et mesurer leur} distance ^{a la} composante ^{B. Aucune} experience ^{ne nous} ayant

permis ^de s6parer l’isotope 204, nous avons admis que les isotopes 200, ^{202 et} 204 6taient 6qui-

distants.

Les figures 2 rassemblent les résultats ainsi obtenus. On voit que le terme 7s7s 3S1 ^ob6it parfai-

tement a la loi d’intervalle de Lande et qu’il ^{a donc}

la sym6trie sph6rique, ^comme l’exige la distri- bution de ^sa densite 6lectronique.

RAIE X 4 078 A (6s6p 3PO

^6s7s ’SO).

^Toutes

les composantes impaires ^{6tant r6solues sur un} enregistrement ^{fait avec le} tube excite en haute

frequence ^{et une} epaisseur d’étalon de 4,770 ^mm (fig. 3a), ^{on a} imm6diatement la structure hyper-

fine du terme Op 3PO.

En raison de l’intensit6 plus faible de la raie À 4 078, ^le deplacement isotopique ^{200-202 n’a} pas

1£ ^-

FIG. 3b et 3c : Structure ;hyperfine ^et schémas de niveaux.

FIG. 3.

À 4 078 A (6s6p 3Pl - ^6s7s 180).

ete mesure avec une precision ^aussi grande que

pour X ^{4 047.}

Comme pour X ⁴ 047, ^la substitution en cours

d’enregistrement ^{de la} lampe ^a r9sHg ^a la cathode

creuse a permis ^de rep6rer ^la position ^{de cet} isotope

par rapport ^aux composantes impaires (A, ¹⁹⁸ ==242+1 mK).

RAIE À 4 358 Å (6s6p 3P01

^6s7s 3S1).

^Cette

raie ^a ete enregistr6e ^{avec des} 6paisseurs ^d’6talon

tres diverses et seule la composante ^d (0,59 %) ^n’a

pas pu etre isolee.

FIG. 4. - X 4 358 A (6s6p 3p,

^6s7s 3S1).

L’accord avec la structure calcul6e a partir ^des

termes 3 PO ^et 3S1 ^{est excellent et nous consi-}

d6rerons donc comme tres sure la valeur de B tir6e du terme 3Pi.

L’isotope ¹⁹⁶ (0,15 %) ^{est visible sur un enre-} gistrement ^{effectu6 avec la} cathode creuse refroidie a l’azote liquide (intensite du courant : 1 = 8 mA)

et une epaisseur d’6talon de 22,105 mm.

RAIE x 5 461 (6s6p 3PO

^6s7g 3S1).

^Cette

raie ^a ete enregistr6e ^{avec un etalon} double, ^la

cathode creuse 6tant refroidie a 1’hydrogene liquide (1

⁷ mA). ^{Nous avons constitue ce double etalon}

d’un etalon a 7 couches di6lectriques d’6paisseur 4,350 ^{mm et} d’un etalon a 5 couches d’épaisseur 34,800 ^{mm ou} 65,250 film, soient les rapports, ^{8 ou}

15.

D’autres enregistrements ^{ont ete faits avec un}

etalon simple d’épaisseur 22,105 ^{mm et une cathode}

creuse refroidie h 1’azote liquide (I

^{8 mA).}

Seules n’ont pas ^ete r6solues les compo- santes B (10,11 %) ^{et e} (1,41 %). L’intervalle (e, f)

6tant identique ^a l’intervalle (a, b) ^la position ^{de e}

se calcule immédiatement.

196

La distance de B a la composante ^{202 est au}

maximum de 0,5 mK, B ^{se trouvant} du cote de la

composante ^200.

FIG. 5a : Cathode

refroidie a 1’hydrogene liquide

I=7mA.

Double etalon : (eo

65,250

^et el

eo/15.)

Les composantes paires ^{ont ete} enregistrees

amplification ^{4 fois} plus ^faible que celle utilis6e pour le reste de 1’enregistrement.

Les 2 composantes designees par

^{sont des} ghosts ^des composantes ^{200 et 202 + B.}

FIG. 5b et 5c : Structure hyperfine et schemas de niveaux.

FrG. 5.

X 5 461 Å (6s6p 3P2

^6s7S 3S1).

POSITIONS RELATIVES DES ISOTOPES.

Les raies

pr6c6dentes ^ont 6t6 mesurees avec une tres grande precision ^{et nous} permettent de tirer des con-

clusions sur les deplacements isotopiques ^relatifs.

En prenant ^{comme unite le} deplacement isotopique (200-202) ^dans chaque raie, ^on obtient les r6sultats suivants (Tableau ^II a).

S,3S1 - 5d96 ^S2

Pour la raie X 15 295 A°(6s7s 3S1 - 5d96s26 p]3Pg) ,

les deplacements ^{relatifs mesures 6taient} les,’sui-

vants [11] (Tableau ^II b).

C’est cette constance des deplacements ^iso- topiques relatifs dans les raies non perturb6es qui

nous a permis ^par extrapolation d’interpréter ^les

raies X 4 916 et X 4 108 A dont il est impossible ^de

r6soudre la structure si l’on ne dispose pas d’iso-

topes ^enrichis.

À 4 916 A (6s6p 1P01

^6s8s ISO) ^{et X 4 108 A} (6s6p 1P01

^6s9s 1S0).

Ces deux raies ont leur terme inférieur commun et leur terme supérieur

n’a pas de ^structure hyperfine. ^{Elles ne} peuvent

donc différer _que par leur déplacement isotopique.

Ces raies sont peu intenses en cathode _creuse, mais s’excitent tres bien a l’aide du gene-

rateur H. F., ^{comme le montre la} figure ^{6a ou la}

r6solvance effective est de 930 000, 1’epaisseur ^de

1’etalon 6tant de 18,205 ^mm.

De l’intensité et de la largeur ^{de la} composante complexe ^B + b, ^on peut conclure que B ^et b coincident a mieux _que 2 mK pres, ^{dans la}

raie X 4 916. On en d6duit le schema de niveaux de la figure ^6c.

Les structures de la figure ^{6b ont} ete mesurees à

partir ^{du milieu a} mi-hauteur de la composante complexe formee par les isotopes pairs. ^C’est prati- quement ^{le centre de} gravite ^des isotopes pairs qui, d’après le tableau IIa, ^{doit se trouver a une dis-} tance y ^de l’isotope 200 telle que y

0,49x ^ou

x

(200-202).

Pour À 4 916, ^la position ^{du centre de} gravite

de Hg199 par rapport ^{au centre de} gravite ^des isotopes pairs ^est

7,60 ^{mK. On a donc :} (0,79 ⁺ 0,49) x

1,28 x

7,60.

D’où x

5,93 mK. et y = 2,9 mK.

Le centre de gravite ^de Hg201, ^en supposant

comme nous L’avons fait, que les composantes ^b

TABLEAU III a

TABLEAU 11 b

et B coincident, ^{se trouve a} - 1,17 ^{mK du centre}

de gravite ^des isotopes pairs. ^{On a done :}

199-201

6,43

(0,79 + 0,29) x

1,08x.

D’où x

5,95 ^mK.

A a 0 B+b

FIG. 6a : Tube excité

H. F. Épaisseur ^{d’etalon :}

e ⁼

18,205

R6solvance effective : R

930 000.

FIG. 6. - X 4 916 I FIG. 7.

X 4 108 A (6s6p 1P1- ^6s8s 1S0). (6s6p 1P1- 6s9s 1S0).

L’accord entre les deux valeurs de x semble

justifier ^le procede, qui ^{est confirme} par ailleurs par le fait suivant : l’intervalle (198-202) ^{calcule est}

de 1,90x, ^soit 11,3 mK, ^alors que le meme inter- valle mesure directement par McClung ^et

Holmes [12] ^{a 1’aide} d’isotopes s6par6s, ^{est de}

13 ± ^{1 mK.}

La structure calcul6e de À 4 916 est donnée _par la figure ^6d. La structure de la raie X 4 108 s’en d6duit facilement en observant _que 1’inter- valle (A, a) ^{est de} 55,2 ^{mK au lieu de} 58,2 ^mK

dans À 4 916. Il ^en r6sulte _que l’intervalle

(199-201)

6,43

3,0

3,43 ^{mK et} par suite que (200-202) == 3,2 ^{mK. On en d6duit la structure} indiqu6e par la figure 7d, ^structure qui ^{est bien}

eonfirmée par ^un enregistrement ^{effectu6 avec un}

étalon de 39,31 ^mm d’épaisseur.

Trois autres raies bleues ont pour ^terme inf6- rieur 6p 1P01, ^{ce sont : À 4} 347, ^{À 4 343 et À 4 339.}

À 4 347 (6s6p 1P01

^6s7d 1D2).

^La figure ^8a

montre un enregistrement ^{effectue avec un etalon} d’épaisseur 5,146 ^mm (2). ^{Outre les} composantes A, B, C, ^{a et h} deja mesur6es par Schüler ^et Jones [13],

nous avons pu determiner les positions ^{de d et} g.

La composante d est tres bien r6solue sur un enregis-

trement effectué avec une epaisseur ^de 18,145 mm, Ces sept composantes permettent, connaissant la structure hyperfine ^{du terme} 6n 1P01, de calculer celle du terme 7d lD2 ^et par suite la ^structure de la raie.

FIG. 8b et 8c : Structure et schemas de niveaux.

FIG. 8.

X 4 347 Å (6s6p ’P,

^6s7d ID2)-

À 4 343 (6s6p ’PO ^{- 6s7d} SD1).

Cette raie est malheureusement masqu6e par ^un ghost ^{de X 4} 358,

du au reseau utilise comme monochromateur, ^et

d’intensite sensiblement double. La composante complexe ^des isotopes pairs ^{a la meme} largeur que celle de À 4 347 et une composante impaire ^intense

se trouve a environ + ^{40 mK.}

’

(2) ^{Nous tenons} a remercier M. le Pr D. A. Jackson de

nous

avoir prAt6 ^cet etalon dont les lames sont

quablement planes.

198

À 4 339 (6s6p 1P01

^6s7d 3D2).

Cette raie a

ete enregistrée ^{avec des} épaisseurs ^d’etalon

C g 201 = - 1,6

FIG. 9.

À 4 339 Å (6s6p 1P1- ^6s7d 3D,).

En haut h droite lire

45

lieu de

46.

de 5,105 mm, 18,145 ^{mm et} 39,31 ^{mm. Sa structure}

n’a ete qu’imparfaitement ^{r6solue et} les resultats

indiqu6s ^{sur les} figures ^{9a et 9b ne sont} que pro-

visoires _pour l’isotope ^{201 dont} seules les _compo- santes b et c ont ete observ6es, ^{donnant une} s6pa-

ration de 75 mK entre les niveaux

3 /2 ^et

F

5 /2 ^{du terme 7d} 3D,. Avant de terminer

l’irterpr6tation ^{de ce} terme, ^{il est} n8cessaire de considérer les resultats obtenus _pour le terme 7d lD2

a partir ^{de À 4 347.}

Perturbation des niveaux hyperfins des termes de la conhguration ^6s7d.

La theorie de l’inter- action quadrupolaire permet ^de pr6voir ^{pour les}

termes de la configuration 6s7d des facteurs de

couplage B ^tres petits, de l’ordre de 0,05 ^{mK. On}

devrait donc s’attendre a ce que les niveaux hyper-

fins de 7d lD2 ^ob6issent pratiquement ^{a la} r6gle

d’intervalle. Or c’est loin d’être le cas. L’appli-

cation de la formule de Casimir aux niveaux hyper-

fins de 7d 1D2 ^{donne : A 201 = -} 70,2 ^{mK et}

B

6,4 mK, ^{valeur cent fois} superieure ^{a celle} pr6vue par la théorie.

De plus, ^alors que pour les termes des confi-

gurations ^{6s7s et} 6s6p, ^Ie rapport ^{des facteurs}

d’intervalle des deux isotopes impairs ^{est sensi-}

blement constant et 6gal ^a

0,370, ^{il est nota-}

blement inf6rieur _{pour le} terme 7d lD2, ^comme l’indique le tableau III.

TABLEAU III

On se trouve donc en presence ^d’une pertur- bation _par le terme 7d 3D, distant de 20 K, ^afia- logue ^a celle des termes 6d ID2 ^{et 6d} 3D3 ^décou-

verte par Schiiler ^et Jones [13] ^et interprété par Goudsmit et Bacher [14] ^et par Casimir [6]. ^Suivant

ces auteurs, lorsque la structure hyperfine ^{est de}

l’ordre de grandeur ^{de la structure} fine, des niveaux

ayant la meme valeur de F se repoussent ^l’un

l’autre. Les niveaux F

3 /2 ^de l’isotope ^{199 et}

F

5 /2, ^F

3 /2 ^{et F}

1/2 ^de l’isotope ²⁰¹

sont repouss6s par les niveaux correspondants

de 3D1 ^{comme le montre la} figure ^{8c. Si le}

terme 7d lD2 n’était pas perturb6, ^le rapport ^des

structures totales des deux isotopes Ag(201) /Aa(199)

serait 6gal ^a

1,11. La theorie de Goudsmit et Bacher permet ^de pr6voir ^un rapport ^de -1,08 ^et l’expérience ^{donne -} 1,07. ^La position ^anormale

des centres de gravite ^des isotopes ^{199 et 201 par} rapport ^{au centre de} gravite ^des isotopes pairs

confirme cette interpretation.

Le terme 7d 3D2 ^{doit etre} perturbe par le terme 7d 3D3 ^{distant de 22 K et on} peut egalement

prevoirune diminution du rapport Aa(201)/Aa(199).

Pour le calcul de la structure de la raie À 4 339

nous avons choisi Au (201) /Acy (199)

1,07.

L’expérience ^{donne AJ} (199)

218 ± ^{2 mK.}

D’ou : Ac (201)

233 ± ^{5 mK. On mesure de}

plus G, Ð = 75 mK.

Les deux intervalles sont estim6s. La structure ainsi calcul6e est justifiée par le fait que la position

anormale des centres de gravite ^des isotopes impairs ^est analogue ^a celle de la raie À 4 347, ^ce qui ^est conforme hL la th6orie de Goudsmit et Bacher.

Rapport des moments magnétiques ^des isotopes impairs.

^Ce rapport ^{se d6duit du} rapport ^des

facteurs d’intervalle du terme 6s7s 3S, : (cf.

tableau III).

Calcul de (.L199 ^a partir ^{du terme} 6s7s8s,.. -

On a :

Si l’on admet

que :

On a : a6s,

1306,8 ^mK.

En portant ^cette valeur dans l’expression :

G

oii la correction relativiste F,(I /2, 80)

2,2573,

la correction de Breit-Crawford-Schawlow : 8 = 0,88 ^et la correction de Bohr-Weisskopf :

1

0,97.

On obtient : u199

0,532 magnétons nucléaires.

La valeur trouvée par Proctor ^{et Yu} [15] ^est

u = 0,4994 + 0,001 ^sans correction diamagnétique et u

0,5202 ^avec la correction de 0,96 % pro-

pos6e par ^{ces auteurs} (8).

Calcul du moment quadrupolaire ^de 201 Hg. -

Le moment quadrupolaire ^{est lie a la constante de} couplage quadrupolaire ^{d’un terme} spectral par la formule :

B = eQ. ?JJ(o)

ou pjj(0) ^{est le} gradient ^du champ 6lectrique produit par les electrons ^a 1’endroit du noyau dans la direction du vecteur J.

Nous avons determine B pour ^tous les termes de la configuration 6s6p,(cf. ^tableau III).

Le terme 3P02 ^est indépendant ^du couplage ^et

on a :

ou aw est la distance 3P02 - 3Pg ^avec la correction de Wolfe qui ^{tient compte} de l’interaction spin-

orbite (ow = ⁵ 622,6 K).

(3) ^{Avec la} correction diamagn6tique ^calcul6e par Lamb,

on obtient : u =,0,5043 magnétons nucl6aires.

Pour les termes 3 Py ^et 1P01, ^{on doit} appliquer ^les

formules du ccuplage intermédiaire de Breit et Wills (16). ^{On a :}

où Sr

1,5684,

ci ^et c, ^sont les constantes de couplage qui per- mettent d’exprimer la fonction propre d’un ^terme J = l, ^en couplage intermédiaire, ^a partir ^des

fonctions _propres des electrons. Dans notre cas :

Dans le cas du terme 3P01 :

Dans Ie cas du terme 1P01 :

Discussion des resultats.

La valeur de Q

d6duite du terme 1Pi ^{est nettement} inférieure aux

deux autres et l’erreur possible ^{sur B ne} peut pas

expliquer ^{cet 6cart. Comme le terme} 1 PY ^{a un} deplacement isotopique ^{inférieur a celui des autres}

termes de la configuration 6s6p, ^{il est} possible qu’il

soit perturb6 par le ^terme complexe ^{5d9 6S2} 6p 1P01 qui ^{a un B} négatif. ^La diminution de la valeur de B du terme 6s6p 1P01 proviendrait ^{donc en} partie ^de

cette perturbation ^{mais ce} n’est surement _pas

l’unique ^{cause de la} petitesse de la valeur de Q

d6duite de ce terme.

Il semble que les divergences doivent etre attri- bu6es au mode de calcul de ?j,(O). ^En effet, d’apres

la theorie de Breit et Wills, les facteurs d’intervalle des termes de la configuration 6s6p ^{sont donn6s} par les ^{formules :}

ou C1 ^et C2 ^ont respectivement les valeurs indiqu6es

plus ^{haut. On admet} g6n6ralement que les facteurs

200

d’intervalle des électrons p ^sont li6s par les rela- tions :

avec

La validité de ces formules peut etre vérifiée dans le cas de l’isotope ¹⁹⁹ pour lequel les facteurs d’intervalle des termes de la configuration 6s6p

ont ete mesures avec une tres grande precision. ^On

obtient les equations suivantes :

Avec les relations impos6es ^entre les a,, ^{on arrive} a ^un systeme d’équations incompatibles. ^{On est} oblige d’admettre _que la valeur de a, ^{croit nota-}

blement lorsqu’on passe du ^terme 3PO ^{au terme} 1P01

ou, ^ce qui ^est plus vraisemblable, que le rap-

port ^ap3/2 jap1!2 est nettement inférieur à la valeur

th6orique ¹ /8,5. ^{Dans cette derni6re} hypothese, ^on

est conduit a considerer comme trop grande, ^la

valeur de Q d6duite de 3P01 ^et beaucoup trop petite

celle d6duite de 1P01.

Une situation analogue ^se pr6sente ^{dans la confi-} guration 6s6p ^du spectre ^{d’arc de} l’ytterbium. ^Les

valeurs ^{du moment} quadrupolaire ^de l’isotope ¹⁷³ (I

5/2) ^{ont ete d6duites des termes} 3P02 ^et 3Pt

par Schüler, Roig ^et Korsching [17] et des

termes 3P01 ^et lpi par Krebs et Nelkowski [18], ^à

1’aide de la theorie de Breit et Wills. (Pour 3PO

C1

0,4742 ^et c,

0,8804, ^valeurs comparables ^a

celles du terme correspondant ^de Hg I). Les valeurs de Q173 ^{ainsi obtenues sont} comparees ^{dans le}

tableau IV 6 celles de Q201.

TABLEAU IV

La variation de la valeur de Q ^en fonction du terme spectral ^{considéré est donc tout a fait iden-} tique pour les deux elements. Comme c’est _pour le terme 3P02 que Ie calcul est Ie plus ^{sur. nous admet-}

trons en définitive comme valeur du moment qua-

drupolaire ^de l’isotope ^{201 :}

Q

(0,50 + 0,05) ^{x 10-24 cm2.}

La correction de Stern heimer n’a pas 6t6 appli- qu6e.

Ce travail ^a ete eftectué sous la direction de M. le Pr P. Jacquinot, ^a qui ^{nous voulons} exprimer

notre gratitude pour les utiles conseils qu’il ^n’a

cesse de nous donner. Nous tenons 6galement ^a

remercier tout particulierement MM. P. Giacomo et S. Roizen qui ^ont préparé les couches di6lectriques

que ^{nous avons} utilisées.

Manuscrit _regu le 6 décembre 1956.

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