Cinétique de production et de destruction des atomes métastables 6 3P0 du mercure

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Cinétique de production et de destruction des atomes métastables 6 3P0 du mercure

M.-C. Bigeon

To cite this version:

M.-C. Bigeon. Cinétique de production et de destruction des atomes métastables 6 3P0 du mercure.

Journal de Physique, 1967, 28 (2), pp.157-164. �10.1051/jphys:01967002802015700�. �jpa-00206501�

CINÉTIQUE

^DE

PRODUCTION

ET DE

DESTRUCTION DES ATOMES MÉTASTABLES 63P0 ^{DU MERCURE}

Par Mlle M.-C.

BIGEON,

Faculté des Sciences de Caen, Laboratoire de

Spectroscopie

atomique (Laboratoire ^{Associé au}

C.N.R.S.).

Résumé. 2014 Lors de l’irradiation par ^une

lampe

^à vapeur ^{de mercure du}

mélange

^mercure-

azote, ^à 20 °C et pour ^une

pression

^d’azote

égale

^{à 2 mm de mercure, les atomes} métastables

Hg63P0

^se désexcitent

principalement

par chocs ^avec les molécules d’azote métastables dans le niveau vibrationnel

(v

⁼

1).

Les autres causes de

dépeuplement

^{du niveau}

Hg63P0

^{sont les}

chocs contre les

parois, l’absorption

des radiations 03BB ⁼ 4 047 Å et 03BB ⁼ 2 967 Å et les chocs

avec les atomes de mercure

61S0

^{dans des}

proportions respectives

d’environ 50

%, 15 %

^{et 35}

%,

déduction faite des chocs avec les molécules

N2(v

⁼

1).

Abstract. ²⁰¹⁴ Metastable

63P0

mercury atoms ^are formed when a mixture of mercury vapour ^and

nitrogen,

^{at room}

temperature,

is illuminated

by

^a mercury

light

^{source, the}

nitrogen

pressure ^{in our}

experiments being

^{2 mm} of mercury. ^It is shown that thèse metastable

63P0

mercury atoms ^are

destroyed chiefly by

collisions with metastable

nitrogen

molecules excited in the

(v = 1)

vibrational level. The other causes for the

depopulation

of the metastable

63P0

level are : collisions with the walls,

absorption

^{of 03BB = 4 047 Å and 03BB = 2 967 Å} radiations, collisions with

ground

^state

61S0

mercury atoms. The relative

importances

^{of these causes}

are about 50

%, 15 %,

³⁵

% respectively, apart

^from collisions with

(v

⁼

1) nitrogen

^molécules.

Dans un article

précédent [1],

nous avons décrit la

production

d’atomes métastables

63P,

^{du mercure et}

la mesure de la durée de vie radiative de ce niveau.

Nous avons

également

^calculé

théoriquement

^cette

durée de vie.

Nous nous proposons ici d’étudier la

cinétique

^de

production

^{et de} destruction de ces atomes. Nous

mesurons la

population

^{du niveau}

63P,

par l’intermé- diaire de l’émission de la raie interdite

(6’SO-63P,);

nos observations ne

portent

donc que ^sur les

isotopes impairs.

^Nous

exploiterons

^tout d’abord la courbe de l’intensité de la raie interdite en fonction de la

pression

d’azote obtenue

précédemment.

^{Puis nous}

ferons varier les

paramètres qui

influencent la popu- lation du niveau

63PO.

I.

Hypothèses.

Mise en

équation.

^- 1.1. GÉNÉ- RALITÉS. IDÉES USUELLES. ^- Le mécanisme

générale-

ment admis pour la

production

^d’atomes

63Po

^se

résume de la

façon

suivante : durant leur

séjour

^dans

le niveau

63P¡,

^{les atomes de mercure} subissent des chocs de seconde

espèce

^avec des molécules d’azote

qu’ils portent

^{dans l’état} excité vibrationnel

(r~

⁼

1);

ils sont eux-mêmes transférés dans l’état

63Po,

^d’où

l’équation :

On

néglige

^les processus de

remplissage

^{à deux}

quanta

^et passage par ^un niveau intermédiaire

(63P~

^-

73Si, 73S,

^-

6~o)

^{des mesures indirectes}

nous

ayant

montré que

l’importance

^{de cet effet est}

petite

^{vis-à-vis de celle du}

précédent.

En

effet, d’après

^{B. Chéron}

[2],

^la

probabilité

^de

transition

(63P,

^-

7351)

^{sous la même} irradiation _que la nôtre pour les

isotopes pairs

^{du mercure est de}

l’ordre de 104 s-1. Elle ^est du même ordre de

grandeur

pour la transition

(~3P1- 73S1).

^{Pour les}

isotopes impairs,

^{elle sera nettement}

plus

^{faible en raison de}

la structure

hyperfine dispersée. Enfin,

^la

probabilité

relative pour ^{un atome}

73S1

de redescendre en

63PO

étant de

1/5,

nous aurons une

probabilité

^{de l’ordre}

de 103 s-1 pour le passage de

63Pl

^à

63P,

par l’inter- médiaire du niveau excité

supérieur.

Pour le passage direct

(63P1- 63P~)

par chocs de la seconde

espèce,

on a,

d’après

^{Mitchell et}

Zemansky ([3],

p.

155) :

avec

62 ^~ 0,2 ^{Â2. ’ 1}

^".

Soit tous calculs faits Z de l’ordre de

105P,

^{P étant}

exprimé

^{en mm de mercure.} Le processus à deux

quanta

^sera

négligeable

dès que :

105P » 103,

^soit

par

exemple

^P >

0,1

mm, ^ce

qui

^sera

toujours

^{le cas}

dans nos

expériences.

La

population importante

^{du niveau}

63P,

^{est liée}

à la faible

probabilité

par seconde de destruction des atomes métastables dans ce niveau. Nous allons mon- trer que ^cette

probabilité ^peut

^{s’écrire :}

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01967002802015700

158

Dans cette

expression

^de

^V,

il n’est pas ^tenu

compte

de la destruction des métastables

63P,

par chocs

avec ⁼

1).

AIP

^rend

compte

^{de la} destruction _{par chocs} avec

les

parois

^du

tube;

^aux

pressions

^P

supérieures

^à

0, I

mm, le libre parcours moyen

cinétique

^des atomes est

petit

devant les dimensions de la cellule de résonance.

Les mesures du coefficient de diffusion

[4]

^{du mercure}

dans l’azote nous

permettent

^d’évaluer A à environ 250 s-1 mm

Hg d’après Zemansky [5], compte

^tenu de la forme

cylindrique

^{de la cellule de résonance.}

représente

^la

probabilité

^de

quitter

^le

niveau

63P.

^par

absorption

de radiation de

longueur

d’onde

X~

^et d’intensité _cpn. Les deux raies

impor-

tantes

sont k1

^{= 2 967}

Á (63PO

^-

63D1) etÀ2

^{= 4 047}

A (63Po -73S1)’

^La dur ée de vie radiative _pour l’émis- sion

spontanée

^de

199Hg

^et

201 Hg,

^{de l’ordre de la}

seconde

[6],

^{a une}

importance négligeable.

où m est la

pression partielle

^{de mercure}

dans le

mélange, représente

le processus dans

lequel

les atomes

63P.

^{retombent sur le niveau}

6lSo

^{lors d’un}

choc avec un atome

6lSo.

Lors d’un tel

choc,

^la

molécule instable créée émet une radiation

qui

^fait

partie

^{de la bande de} fluorescence

correspondante

^et

a lieu sur une

longueur

^d’onde

plus grande

que celle de la raie interdite.

- CP rend

compte

^{de «}

quenching »

^{des atomes}

63PQ

lors de chocs avec les molécules d’azote. Ces chocs

peuvent

provoquer des émissions du même genre que le terme

précédent.

^{Nous verrons}

plus

^loin

(§ 1.3, équation (2))

que V ^est défini déduction faite des chocs

Hg(63po),

⁼

1).

On devrait donc écrire le terme de

quenching Gno,

no ^et ni

désignant

^les

nombres de molécules d’azote dans les états ⁼ 0

et v ⁼ 1. Mais nous montrerons

(§ ^{I . 3,} équations (5)

et

(6)) que ni «

no ^et que par

conséquent

n N na ^et que no ^est

pratiquement proportionnel

^{à P.}

Pour

simplifier l’expression de V,

^nous

adoptons

^les

notations suivantes :

Dans les

expériences

^{où la}

pression

d’azote P varie

seule,

^{nous notons :}

Lorsque

le flux excitateur total varie mais conserve une

composition spectrale

constante, ^{nous notons :}

I.2. HYPOTHÈSE SUPPLÉMENTAIRE. ^-

Désignons

par

No

^{le nombre d’atomes de mercure}

63PO

par unité de volume. Si l’on ^{se limite} aux

hypothèses précé- dentes,

^{donc si} l’on considère _{que les} molécules d’azote

v ⁼ 1 n’interviennent pas dans la

cinétique

^{de ce}

mécanisme,

^{il est}

impossible

^{de rendre}

compte

^avec des coefficients

A, B, C,

^tous

positifs,

^{de la courbe de}

variation

N,(P) (fig. 1,

^{cf. réf.}

1)

^{sans admettre} que

pratiquement

^{tous les atomes de mercure sont dans}

le niveau

63P,,

^ce

qui

^n’est certainement _{pas le cas;}

on s’en rend

compte

^{en mesurant}

l’absorption

^{de la}

raie À ⁼ 4 047

À

_pour notre cellule à résonance

[7].

Ces mesures

indiquent

que 3

%

^{environ des atomes}

de mercure sont dans l’état

63Po

^{pour des}

pressions supérieures

^ou

égales

^{à 2 mm.}

Ces difficultés

disparaissent

^{si l’on tient}

compte

^de la

présence,

^{dans le}

mélange

azote-mercure d’un nombre

appréciable

^{de molécules d’azote dans le}

niveau vibrationnel v ⁼ 1. Divers auteurs

[8]

^{ont en}

effet montré que la durée de vie de ^cette molécule excitée était limitée ^en fait par les chocs contre les

parois;

^elle

peut

donc s’écrire T1 ⁼

O,P.

T1 ^{est sans} doute

compris

^entre

1~10

^{et 1 seconde} pour P ⁼ 1 mm.

On est donc amené à écrire

l’équation d’équilibre

sous la forme réversible :

FIG. 1. ^- Intensité de la raie interdite en fonction de la

pression

^d’azote.

FIG. 2. ^-

Absorption

de la raie 4 358 A en fonction de la

pression

^{d’azote. En} ordonnées, Xi ⁼ I . 3. MISE EN

ÉQUATION.

^-

Désignons

par

N, Ni, No,

les nombres d’atomes de mercure

61SO, 63P,, 63po

^par

unité de volume _pour un

isotope

^{donné et notons}

N*, Ni

^et

N~

^{ces mêmes nombres} pour l’ensemble de tous les

isotopes pairs

^et

impairs;

no ^et nI

représentent

les nombres de molécules d’azote par unité de volume dans les états ⁼ 0 et v ⁼ 1.

Enfin, zo et zl

^{sont les}

probabilités

de choc efficace par seconde ^et par unité de volume entre

Hg(63P1)

^et

N2(r~ = 0)

^d’une

part

et

Hg(63Po)

^et

N2(r~ = 1)

^d’autre

part.

a) Peuplement

^{du niveau}

63P1.

^-

L’équation d’équi-

libre de ce niveau doit s’écrire pour ^un

isotope

^donné.

Le nombre d’atomes

qui

^arrivent par seconde ^sur le niveau

63P,

^à

partir

^{du niveau}

61S0

^est

proportionnel

au

peuplement

^N du niveau de

départ,

à l’intensité de la raie 2 537

1~.

dans la lumière incidente et à la

probabilité

de transition

(6lSo

^-

6~?i).

^{Nous noterons}

provisoirement

^{ce terme : aN.} Le nombre d’atomes

qui

arrivent par seconde ^sur

6~P~

^à

partir

^de

63Po,

par suite de chocs avec l’azote

~r~ =1),

^est

égal, d’après

les notations

précédentes,

^à

z1 No nl

^{avec :}

où

6i

^{est la} section de choc

correspondante.

Le nombre d’atomes

qui quittent

par seconde le niveau

63Pi

par émission

spontanée

^{de la raie 2 537}

^~,

est

proportionnel

^à

Ni

^et

peut

^{se mettre sous la forme :}

N1/r.

Enfin,

^{le nombre d’atomes}

qui quittent

^{le niveau}

63P1

par chocs de la seconde

espèce

^{avec l’azote}

(r~

⁼

0)

^est

égal

^à zo

Ni

no ^{avec :}

6ô

étant la section de choc

correspondante [9],

^d’où

l’équation d’équilibre :

En

réalité,

^cette

équation

^{ne nous} fournira pas d’indications très utilisables. En

effet,

nous serons

amenés,

^{au cours des}

expériences,

^{à faire varier la}

pression

^{P de l’azote dans le} tube de résonance. Il s’ensuivra

(effet Lorentz)

^un

déplacement

^{et un élar-}

gissement

^{de la raie}

d’absorption (61S’o

^-

63PI),

^d’où

une diminution de l’efficacité du flux incident sur

2 537

1~.

Par

conséquent,

^{le terme a}

dépend

^{de la}

pression

P d’azote d’une

façon

^{difficile à évaluer}

a

priori.

Nous avons

préféré

^atteindre directement

N,

^en

valeur relative en mesurant une

grandeur qui

^{lui est}

proportionnelle,

^soit

l’absorption

^{de la raie 4 358}

^1~

(63Pi

^-

73Si)

^émise par une source à résonance par

échelon,

par de la vapeur de mercure excitée dans des conditions

identiques

^à celles de nos

expériences.

Ces mesures ont été réalisées par M. Huet

[7]

^dans

son

diplôme ^d’Études Supérieures ( fig. 2).

b) Peuplement

^{du niveau}

63PO.

^-

L’équation d’équi-

libre doit

également

s’écrire pour ^un

isotope

^donné.

Nous retrouvons naturellement deux des termes

précédents.

Nombre d’atomes arrivant par seconde de

63P,

zo

Nl

no.

Nombre d’atomes

partant

par seconde par le pro-

cessus inverse : _ZI

Non,.

Les autres

procédés

de destruction radiative ou par chocs seront

groupés

^{dans un terme}

proportionnel

^au

peuplement

^{du niveau}

63po : VN..

^D’où

l’équation d’équilibre :

c)

^Niveau

(v

⁼

1)

de l’azote. ^-

L’équation d’équi-

libre fera intervenir tous les

isotopes.

^{Nous retrouvons}

160

deux termes

analogues

^aux

précédents

^{mais concernant}

tous les

isotopes,

^{soit :}

-

Remplissage

par chocs ^avec le mercure

63P~ :

zo

Ni

no.

- Destruction par chocs ^avec le mercure

63Po : z1 N*0n1.

Il convient

d’ajouter

^{un terme de} destruction par chocs sur les

parois proportionnel

^au

peuplement ni

^et

inversement

proportionnel

^au

temps

de relaxation

=

81 P

^{de ce} niveau. Soit D’où

l’équation d’équilibre :

Enfin,

^en

appelant n

le nombre total de molécules

d’azote,

^{il vient :}

d) Système d’équations.

^{- On obtient donc finalement}

le

système d’équations :

d’oû :

Cette

équation

^se

simplifie

si l’on suppose que le

rapport N,IN,

^est le même pour ^tous les

isotopes.

Cette

hypothèse supplémentaire

^est

justifiée a poste-

riori _par nos

résultats,

à savoir que le seul facteur

qui dépende

^de

l’isotope

^{dans le}

peuplement

^{du ni-}

veau

63PO

^et

qui

^est

l’absorption

^{des raies}

X~

^{= 2 967}

A

et

~2

^{= 4 047}

1~

^est

négligeable

^{tant au}

remplissage qu’à

la destruction. Il vient alors :

d’où :

Nous pouvons

simplifier l’équation (5)

^car le pre- mier terme est

négligeable

^devant le troisième. En

effet,

comparons

N ’Tl

^et

N 2, VZ,,r’

^{ou ce}

qui

^revient

au même 1 et

1 Zo

On sait

expérimentalement [7]

que

No ~ Nl

^dès

que la

pression

^{d’azote atteint}

quelques

dizaines de microns et d’autre

part Zl/Z0

^est vraisemblablement de l’ordre de l’unité

(voir remarque),

^{d’où :}

Une vérification a

posteriori

^{de cette}

hypothèse

^{sera en}

outre fournie dans

le §

II .3 par la concordance de la courbe

No(P)

^{calculée et} de la courbe

NO(P)

^mesurée.

Remarque :

^En

effet,

lors d’une collision dans le sens :

Le bilan

énergétique

^est déficitaire par 567 cm-’. Ce déficit doit être comblé _par

l’énergie d’agitation

^ther-

mique.

^Or

l’énergie d’agitation thermique

moyenne de l’ensemble

Hg

^{+ N2 à la}

température ambiante,

de l’ordre de

5/2 correspond

^{à environ 500 cm-’.}

Un assez

petit

nombre de molécules d’azote dans l’état v ⁼ 0

peut

donc contribuer au processus, ^en fait les

plus rapides. Après

^ces

collisions,

^{les molécules}

d’azote dans l’état v ⁼ 1 doivent

prendre rapidement,

par collisions ^contre d’autres molécules

d’azote,

^leur

équilibre thermique

de rotation et de

translation;

^il

en est de même pour les atomes de mercure dans l’état

63PO qui prennent rapidement

^leur

équilibre thermique

de translation. Lors des collisions en sens

inverse,

l’excédent

d’énergie

^{est de 567 cm-’. Toutes}

les molécules dans l’état v ⁼ 1

peuvent

^contribuer

au processus, mais celles

qui

^{ont une faible vitesse}

par

rapport

^{à l’atome de mercure} doivent avoir une

probabilité particulièrement grande d’y

contribuer.

Il en résulte _que les

probabilités

moyennes Z. ^et Z, doivent être du même ordre de

grandeur.

I .4. EXAMEN DES CAS LIMITES. ^- La relation

(6)

^se

simplifie

^{encore si un des termes de la}

parenthèse

^est

négligeable

^vis-à-vis de l’autre.

Dans le cas

envisagé

couramment

jusqu’ici, ~1

^est

très court et l’azote a une bien

plus grande probabilité

de se désexciter _par chocs sur les

parois

que ^sur les

atomes

Hg(03Po)

^v

Si la

pression

^{P d’azote}

^varie, NI et zo

^sont

constants,

n varie comme P et V varie comme 1

IP,

^{car aux faibles}

pressions

^{d’azote la cause}

prépondérante

de destruc- tion des atomes métastables

63PO

^sera certainement les chocs

mercure-paroi. No

devrait alors varier

comme P2 aux basses

pressions,

^ce

qui

^{est totalement}

en contradiction avec nos résultats

expérimentaux.

Si au contraire : 1

n et variant comme

P,

^{v comme}

1 jP, No

^variera

comme

ilP.

^Ceci

correspond précisément

à l’allure de notre courbe aux basses

pressions

^{d’azote et fournit}

une

première justification

^{de notre}

hypothèse.

II.

Interprétation

de la courbe

N,(P).

^{- II .1. MISE}

EN

ÉQUATION

EN FONCTION DE LA PRESSION D’AZOTE.

-

Supposons

que, ^toutes choses

égales

par

ailleurs,

nous fassions varier la

pression

d’azote dans le tube de

résonance;

traduisons cctte variation dans

l’équa-

tion

(6)

^{sans tenir}

compte

^de

l’hypothèse simplifica-

trice

qui

^{conduit à}

l’équation (8).

- Soit X0 l’intensité ^de la raie interdite et XI l’ab-

sorption (faible)

^{de la raie 4 358}

À,

^on

peut

poser :

D’autre

part :

d’où,

^en

remplaçant

^dans

l’équation (6)

quand

^la

pression P

^varie

seule,

^on

peut

^{écrire :}

Pour fixer la constante

x,

nous avons normalisé les

mesures en

posant

que pour :

d’où ~

II.2. CALCUL DES COEFFICIENTS

A, B, C,

^{À. -}

Les mesures

déjà

^citées

[1]

donnant l’intensité de la raie interdite en fonction de la

pression

^d’azote

peuvent

^{se traduire} par la courbe _moyenne de la

figure

^{1. D’autre}

part,

la courbe des

absorptions

^{de la}

raie À ⁼ 4 358

À [7]

^est

reproduite

^{sur la}

figure

^2.

Compte

^{tenu de} ces mesures et de

l’équation (10),

^nous

pouvons écrire des

équations

^où

A, B,

^{C sont les}

inconnues et x un

paramètre.

Nous choisissons trois ensembles de mesures pour

(P

⁼

0,1,

^{P =}

0,4

^et

P ⁼

1,5

^{mm de}

Hg),

^{d’où un}

système d’équations

linéaires

homogènes

que l’on écrit en

prenant k

^comme

paramètre.

^{Elles ne sont}

compatibles

que pour A ⁼⁼ 24 et on obtient

BjA

⁼

0,474,

⁼

0,0175.

CIA

^{est très}

petit

et,

compte

^{tenu de la}

précision

^des

mesures, n’est pas

significativement

^{différent de zéro.}

D’ailleurs l’accord des résultats

théoriques

^{avec les}

autres

points expérimentaux

^{est meilleur en faisant}

C ⁼

0, BjA

⁼

0,47.

^{Les calculs sont résumés dans le}

tableau

I,

xo étant calculé à

partir

des valeurs

de x~

^et

de

l’équation (10)

^{où l’on a}

remplacé A, B,

C et x par leurs valeurs.

TABLEAU 1

En

résumé,

^{les mesures} d’intensité de la raie interdite

en fonction de la

pression

d’azote confirment

l’équa-

tion

(10).

^Le coefficient du terme de destruction par chocs mercure-azote dans l’état vibrationnel v ⁼ 0 est

négligeable

vis-à-vis des

précédents :

Pour

interpréter

^la

signification de À,

^{revenons à sa}

définition : ,

l’équation (3). Compte

tenu des notations

actuelles,

^celle-ci

pourrait

^{s’écrire :}

or, pour P ⁼ 1 mm, xo ⁼ 1 et

l’équation

^ci-dessus

devient :

Donc,

^{dans nos} conditions

expérimentales,

^l’azote

~r~

⁼

1)

^{a une}

probabilité

^{24 fois}

plus grande

^{de se}

désactiver sur le mercure

63p, que

^{sur les}

parois

^du

tube.

Dans les

expériences ultérieures,

^nous

opérerons

^à

une

pression

^{P d’azote constante} que ^{nous avons} fixée à 2 mm.

D’après

^ce

qui précède :

ce

qui

vérifie bien nos

premières hypothèses.

Nous utiliserons donc

toujours

maintenant

l’approxi-

mation de

l’équation (8).

^{Elle restera valable tant} que l’intensité de la raie interdite ^ne diminuera _pas considérablement.

III.

Étude

des ordres de

grandeurs

relatifs des

différents

mécanismes de

destruction

des atomes

63Po.

- III .1. MONTAGE EXPÉRIMENTAL. ^- Pour confirmer

nos

hypothèses

^{et nos}

premiers résultats,

^{nous avons}

fait varier successivement tous les

paramètres expéri-

mentaux dont nous

disposions

^en laissant la

pression

d’azote fixe et

égale

^{à 2 mm de mercure. Pour}

cela,

nous avons dû modifier le

montage expérimental,

que

nous avions utilisé _pour

produire

la raie interdite

[1].

Nous avons modifié l’intensité de la lumière inci- dente en faisant varier la surface utile de l’arc

grâce

^à

une série de lames

rectangulaires identiques,

^{en tôle}

d’aluminium, appliquées symétriquement

^{contre le}

tube de résonance. Douze lames

jointives

^recouvrent

exactement toute la surface du tube.

Nous ^avons utilisé des filtres

liquides

pour modifier la

composition spectrale

^{de la lumière} incidente. Les filtres sont contenus dans une cuve annulaire en silice introduite entre l’arc et le tube de résonance

( fig. 3).

Le

montage

schématisé sur la

figure

⁴

permet

^{soit de}

maintenir un

liquide

fixe dans la _cuve, soit d’assurer

une circulation continue. Nous avons

employé

^succes-

sivement une solution de

SO¢Ni, 6H20

^{à 100}

g/1

^dans

de l’eau et une solution d’iode dans l’iodure de

potas-

sium

(7,5

g de IK ^et

5,4

g de

1~

^{pour 50 litres}

d’eau).

Cette dernière se

décomposant rapidement

^en

présence

des rayons U . V ^est utilisée en circulation continue.

Un

montage

auxiliaire

permet

^{de mesurer la trans-} mission des filtres.

Enfin,

la vapeur de ^mercure, intro-

162

FIG. 3. ^- Schéma de la cuve à filtre

liquide

intercalée entre le tube de résonance et l’arc excitateur.

FIG. 4. ^- Schéma du

montage

^de circulation des filtres

liquides.

^{C : cuve}

d’absorption.

^{- VM : vase de}

Mariotte

(filtre

^à

iode) .

^{- F : flacon}

(filtre

^au

S04Ni) .

^-

Pl, P2, P3, P4 : pinces

^{de Mohr. - R :} robinet à 3 voies.

- T : vers la

trompe

^{à eau. - A : vers}

l’atmosphère.

-

Ev E2 :

évacuations.

duite dans le tube de

résonance, provient

^d’une

goutte

de mercure

liquide

^{contenu dans un} tube relié au bâti.

Nous avons fait varier la

pression

^de mercure en modi- fiant la

température

^{de cette}

goutte.

111.2. MODIFICATION DE L’INTENSITÉ DU FLUX LUMI- NEUX EXCITATEUR TOTAL. ^- Toutes les

expériences

^de

ce

chapitre

^{ont été} réalisées à

pression

^d’azote

constante : P ⁼ 2 mm.

Ayant

fait G’ =

0,

^nous

explicitons

^{v sous la forme :}

On

sépare

^{ainsi le terme} traduisant les chocs

mercure-mercure du terme radiatif

B2 cp proportionnel

au flux incident. Nous prenons pour unité ^{de flux} le flux obtenu sans

diaphragme. D’après l’équation (8) :

V et ~1 ^sont

toujours compris,

déduction faite des chocs

Hg(63Po), N2(v = 1). No

^{varie comme l’inten-}

sité de la raie interdite et

Ni

^{comme le flux 2 537}

Á,

donc ici comme le flux total. D’où :

en

regroupant

dans le terme K les

grandeurs indépen-

dantes de _y.

Désignons

par cpo le flux lumineux excitateur

total,

en l’absence d’écran :

Soit en normalisant :

(notons

que ^ces conditions de normalisation sont

différentes de celles utilisées _pour la courbe

7Vo(P)).

Douze écrans

coupant

totalement le

flux, p

^écrans

laissent _passer un flux : _(p ⁼ _cpo 1-

p .

^{Les mesures}

sont résumées _par la courbe de la

figure

^{5 donnant}

l’intensité de la raie interdite ^en fonction du flux lumineux _{cp. Les}

points

^{relevés sur cette courbe nous}

fournissent les éléments nécessaires au calcul de

V( cp) d’après l’équation (15). V(y)

^{est une fonction sensible-}

ment linéaire de cp. En

extrapolant

pour y ⁼

0,

^il

vient

V(O)

⁼

0,85.

En

conclusion,

^{à la}

pression

^{d’azote P = 2 mm et}

pour cp =

1, d’après l’équation (13)

la destruction des atomes métastables

63P,

^{se fait} pour 85

%

par chocs et pour 15

%

par destruction radiative :

FIG. 5. ^- Intensité de la raie interdite

en fonction du flux excitateur.

Cette détermination est en fait très

imprécise

^et

fournit seulement des ordres de

grandeur.

^On

peut

penser par

exemple

que :

III.3. ANALYSE DE LA DESTRUCTION RADIATIVE DES ATOMES

63PO

PAR MODIFICATION DU SPECTRE EXCITA- TEUR. ^- La destruction radiative du niveau

63PO

^se

fait essentiellement _par

l’absorption

des raies 4 047

A

(63PO -73S1)

^{et 2 967}

^A (63Po

^-

63D1)

^très

prépon-

dérante vis-à-vis de l’émission de la raie interdite. En

effet,

nous avons mesuré par ailleurs

[1]

que la

proba-

bilité de transition pour la raie interdite est de l’ordre de

0,5

^{s-1 et}

correspond

^{à un} processus de destruction

négligeable

vis-à-vis du

précédent.

^Dans

l’expression de V,

^{le terme}

radiatif peut

donc s’écrire :

rp’

étant le flux 4 047

À; (pg correspond

à l’irradiation

globale

par l’arc.

cp" étant

le flux 2 967

À; rp§’ correspond

^à l’irradiation

globale

par l’arc.

Il est donc intéressant de modifier le flux incident _par des filtres

qui

transmettent

inégalement

^ces deux raies.

a)

^{Filtre au}

sulfate

de nickel. ^- Nous avons mesuré

sur un

montage

auxiliaire la transmission de ce filtre par

rapport

^à l’eau pour ^une

épaisseur

^{de 10 mm.}

Elle vaut

respectivement ^{0,96, 1,00}

^et

^0,12

^pour

X ⁼ 2 537

À, X

^{= 2 967}

^A

^{et X = 4 047}

^Á.

^{Ce filtre}

agit

^donc sélectivement sur la raie 4 047

Á.

D’après l’équation (14)

^{et en} affectant de l’indice Ni les mesures effectuées en

présence

^{de filtre au nickel}

et de l’indice E les mesures de référence effectuées en

remplaçant

^{le filtre au nickel} par de

l’eau,

il vient :

Nous avons mesuré le

rapport

des intensités de la raie interdite

lorsque

le flux excitateur traverse le filtre

au nickel et

lorsqu’il

^{traverse de l’eau} distillée. Soit :

Nl(Ni)!N1(E) représente

^la transmission du filtre pour 2 537

À.

On ^en déduit : ⁼

1,08. Compte

^{tenu des}

équations (1)

^et

(16),

^{des résultats}

du §

^{III.2 et du}

facteur de transmission de la cuve

remplie

^d’eau

pris égal

^à

0,91,

il vient :

La destruction des atomes

63p,

^par

absorption

^de

la raie 4 047

A représente

⁹

%

^{du total des} processus de destruction.

b)

Filtre à iode. ^- Ce filtre a été choisi parce

qu’il

modifie

simultanément,

^{mais de}

façon différente,

^les

raies 4 047

Á

et 2 967

Á.

Les coefficients de transmis-

sion,

mesurés pour 10 ^mm

d’épaisseur,

^{valent en effet}

respectivement : 0,38, 0,14

^et

0,47

pour

Nous avons mesuré d’autre

part

^le

rapport

^des

intensités de la raie interdite avec et sans

filtre,

^{soit :}

en affectant de l’indice i les mesures effectuées en

présence

du filtre à iode.

Par un raisonnement

analogue

^au

précédent,

^{il vient}

donc au total :

alors que dans les

expériences

^modifiant le flux lumi-

neux excitateur total

(§ III.2)

^{nous avions trouvé :}

ceci donne ^une idée de

l’imprécision

^{des mesures}

qui, répétons-le, n’indiquent

que des ordres de

grandeur.

Il est raisonnable d’estimer _{que :}

B2 ’iJo

⁼

^0,2

III.4.

ÉTUDE

DES CHOCS

Hg-Hg.

^{INFLUENCE DE LA}

PRESSION DE MERCURE. ^- Nous modifierons sélective- ment le terme de destruction des atomes

63P0

^par

chocs mercure-mercure en faisant varier la

tempéra-

ture de la

goutte

^{de mercure et} par

conséquent

^la

pression

de vapeur ^saturante de mercure dans le tube.

Lia

pression

d’azote étant constante et

égale

^{à 2 mm}

comme il a été dit

plus haut,

^{nous noterons :}

d’oû :

164

La variation relative de V

quand m

^{varie sera}

plus importante

^{si on diminue utilisant un}

filtre,

^le filtre à iode par

exemple.

En

posant :

-

et en calculant

on tient

compte

^{des résultats}

précédents :

Enfin,

le tableau suivant

indique

^{les mesures effec-}

tuées pour différentes

températures t

^{OC du mercure}

et les valeurs

correspondantes

^du

premier

^membre

de

l’équation (18).

^Le facteur de transmission

T2~37

mesuré à

chaque expérience

n’est pas

rigoureusement

constant, ^les solutions

employées

n’étant pas absolu-

ment

identiques

^vu

l’imprécision

^{de la mesure du}

volume d’eau.

Nous avons

également indiqué

^les

pressions

^de

vapeur saturantes de mercure relevées dans les tables

[10] :

TABLEAU II

La courbe

représentative

^est sensiblement la droite

d’équation :

si l’unité de

pression n

^est

prise égale

^{à 10-6 mm de}

^Hg.

D’où,

^{tous calculs faits :}

=0,68

^{mm de}

Hg

et

B1

⁼

0,28

^{X 10-3 s-1}

V(yo) désignant

^tou-

jours

^le coefficient de destruction

global,

pour ^une

pression

^{d’azote P = 2}

mm,

^{à la}

température

^ambiante

et avec

pleine

illumination de la cellule de résonance par l’arc.

Dans ^ces conditions :

IV.

Conclusion.

^- En

comparant

^{nos différents}

résultats,

^nous faisons les constatations suivantes :

Soit à évaluer :

il

^{vient :}

ce

qui indique

une erreur d’au moins 6

%.

D’autre

part, d’après

^le

§

^{II.2 :}

Alors _{que :}

+ +

⁼

0,60

En

fait,

^{ce désaccord} n’a rien de

surprenant compte

tenu de

l’imprécision

^de nos mesures et du caractère détourné et assez peu sensible de nos méthodes d’estimation des

Bn

CPn ^et de On

peut

^toutefois conclure d’une manière

approximative qu’à

^la

tempé-

rature ambiante

(20 °C),

pour ^une

pression

^{de 2 mm}

d’azote,

les contributions

respectives

^au

dépeuplement

du niveau

Hg63Po

sont, les chocs ^avec N2

(~

⁼

1)

^mis

à

part :

50

%

pour les effets de

paroi;

30 à 40

%

pour les effets de chocs avec les atomes

Hg61So;

20 à 10

%

pour

l’absorption

des radiations émises par la source excitatrice.

Enfin,

si l’on remarque, ^comme il a été dit au

§ I.1,

que la valeur absolue de A est de l’ordre de 250 s-1 mm de

Hg,

^{il vient :}

Manuscrit reçu le ¹⁹

septembre

^1966.

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