HAL Id: jpa-00209956
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Submitted on 1 Jan 1985
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Etude de la distribution angulaire des électrons éjectés de la molécule d’azote lors de l’interaction He* (21S,
23S) + N2
F. Tuffin, A. Le Nadan, J. Peresse
To cite this version:
F. Tuffin, A. Le Nadan, J. Peresse. Etude de la distribution angulaire des électrons éjectés de la
molécule d’azote lors de l’interaction He* (21S, 23S) + N2. Journal de Physique, 1985, 46 (2), pp.181-
187. �10.1051/jphys:01985004602018100�. �jpa-00209956�
Etude de la distribution angulaire des électrons éjectés de la molécule d’azote lors de l’interaction He* (21S, 23S) + N2
F. Tuffin, A. Le Nadan et J. Peresse
Laboratoire de Physique des Collisions Electroniques et Atomiques (*), Université de Bretagne Occidentale,
29200 Brest, France
(Reçu le 2 juillet 1984, révisé le ler octobre, accepté le 19 octobre 1984)
Résumé.
2014Nous avons étudié les caractéristiques de la distribution angulaire des électrons éjectés lors de l’interac- tion He* (21S, 23S) + N2 en sélectionnant un état quantique particulier de la voie finale. Nous avons pu mettre
en évidence par cette technique les différences de comportement dues aux deux mécanismes d’ionisation : directe et
d’échange. L’étude effectuée sur l’état A203A0u de la cible ionisée nous conduit à proposer une nouvelle hypothèse
pour expliquer les anomalies rencontrées dans les écartements entre niveaux vibrationnels.
Abstract
2014In this paper we have studied the features of the angular distribution of ejected electrons in the reaction He* (21S, 23S) + N2, by selecting a particular quantum state in the final channel. Using this technique we have
been able to show that the two mechanisms of ionization, direct and exchange, result in a different angular distri-
bution of the ejected electrons. The analysis of the state A2 03A0u of the ionized target leads us to a new hypothesis
for explaining the observed anomalies in the splitting of vibrational levels.
Classification Physics Abstracts
34. 50H
1. Introduction.
Dans un premier article publi6 en 1979 [1 nous avons
rendu compte de nos premiers resultats concernant la distribution angulaire des electrons 6ject6s lors de la
reaction de Penning :
Cette 6tude nous avait permis de tester les capacit6s
de notre dispositif experimental et de confronter nos
observations avec celles de H. Hotop et al. [2]. Dans le
domaine angulaire qui nous était techniquement accessible, 1’accord avec les resultats precedents fut
satisfaisant. Nous avons pu montrer lors de cette 6tude une difference sensible de comportement selon que le projectile se trouve dans 1’etat singulet ou dans
1’etat triplet.
Dans le cas de l’interaction He* (2’S) + Ar, la distribution angulaire des electrons 6ject6s est proche
de celle obtenue par photoionisation, ceci n’est plus
vrai dans le cas de l’interaction He* (23S) + Ar.
Ce resultat confirmait I’hypoth6se selon laquelle
l’ionisation de la cible lors de la derniere interaction
evoquee s’effectue pr6f6rentiellement par l’interm6- diaire d’un processus d’echange.
Dans le premier cas, le processus d’ionisation directe (d6sexcitation radiative suivie d’une photo- ionisation) joue un role important. Lors de cette premiere etude, nous n’avons pas mis en evidence de differences significatives de comportement en fonc- tion de Fetat de structure fine de l’ion cree.
Dans un second article [3] nous avons étudié le
meme processus collisionnel sur des cibles de krypton
et de xenon. Les memes conclusions que celles prece-
demment rappelees ont pu etre tir6es. Cependant, pour la premiere fois, il a ete mis en evidence des differences
importantes en fonction de 1’etat de structure fine de l’ion cree. Ainsi, les quelques etudes th6oriques
effectu6es jusqu’a present [4] essentiellement dans le
cas d’une cible d’argon et qui comportent une int6- gration sur les deux 6tats finaux de la reaction ne peuvent etre 6tendues telles quelles aux autres gaz
rares.
Dans le present travail nous avons 6tendu cette 6tude
au cas des petites molecules pour lesquelles la densite
d’6tats finaux est importante. Nous avons donc pro- cede a 1’6tude de la distribution angulaire des electrons
6ject6s d’une cible mol6culaire. Nous avons étudié la
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01985004602018100
182
reaction suivante :
L’helium excite est dans l’un des deux 6tats m6ta- stables 23S ou 21S, l’ion cree N’ se trouve dans diff6- rents 6tats d’excitation 6lectronique et vibrationnelle.
Les 6tats 6lectroniques de l’ion cree qui peuvent etre peuples lors de cette interaction sont les 6tats :
X2Eg+, A2Ilu et B2 y.+ . Dans 1’ecriture de la reaction
nous avons indique les deux parametres qui caract6-
risent 1’electron ejecte et donc 1’etude fait l’objet de ce
travail : son 6nergie Eel et sa direction d76jection par rapport a la direction du faisceau de metastable
rep6r6e par 1’angle 0.
Compte tenu de 1’existence dans le faisceau de m6tastables de photons correspondant a la transition 21P -> 11S dans 1’helium nous avons pu comparer la distribution angulaire des electrons 6ject6s par impact
d’h6lium metastable 21S ou 23S et la distribution obte-
nue par photoionisation par des photons d’energie 21,217 eV. Cette 6tude a ete r6alis6e pour la premiere
fois a notre connaissance en s6lectionnant un 6tat vibrationnel d’un 6tat 6lectronique particulier de
l’ion cree.
Dans un article sur la spectroscopie electronique de
la reaction He*-N2 [5] nous avions v6rifi6 que, si l’ionisation sur les differents 6tats 6lectroniques est
différente de celle obtenue par photoionisation, en
revanche la population des differents 6tats vibration- nels d’un 6tat 6lectronique donne est sensiblement
identique a celle obtenue par photoionisation. Cepen- dant, dans le cadre de cette 6tude, nous mettions en
evidence une anomalie dans 1’espacement entre les
niveaux vibrationnels de 1’etat A2[]u de l’ion N+ cree
par 1’etat triplet, Fecart avec les espacements obtenus par photoionisation croissant avec le nombre quan-
tique de vibration. Dans la pr6sente etude, nous
tentons d’eclaircir 1’origine de cette anomalie par 1’6tude de la distribution angulaire des electrons
6ject6s.
2. Dispositif exp6rimentaL
Le dispositif experimental utilise est sensiblement
identique au dispositif d6jd decrit dans les articles
pr6c6demment publi6s. Le faisceau de m6tastables est obtenu par bombardement 6lectronique d’un jet
d’h6lium. Le jet d’h6lium est cree par diffusion du gaz a travers une pastille multicapillaire dor6e. Ce faisceau d’h6lium est bombarde sur une longueur de 1 cm par un faisceau d’electrons d’energie variable. L’intensite
6lectronique utilis6e est en general comprise entre 0,1
et 1 mA.
Un systeme d76lectrodes et un condensateur plan permettent d’eliminer les differentes particules char- g6es se trouvant dans le faisceau, de telle sorte qu’au
niveau de la seconde region de collision on dispose
d’un faisceau atomique d’h6lium neutre dans 1’etat fondamental ou dans l’un des deux 6tats m6tastables
21S et 2’S. Le dispositif experimental actuellement en
fonctionnement ne nous permet pas la realisation d’un faisceau triplet pur par destruction de la compo- sante singulet. Le faisceau ainsi prepare entre en inter-
action a 900 dans une seconde chambre de collisions
avec le faisceau cible d’azote mol6culaire. Compte
tenu des masses respectives des deux partenaires de la collision, 1’energie cin6tique relative est voisine de
1’energie cin6tique de 1’helium metastable. Afin d’avoir
une estimation de cette 6nergie, nous avons mesure
la temperature du faisceau d’h6lium en plagant un thermocouple en contact thermique avec la buse produisant le faisceau. Cette buse est en 6quilibre ther- mique avec la premiere chambre de collision. Nous
avons obtenu apres quelques heures de fonctionne- ment une temperature de l’ordre de 350 K. Notre
6nergie de collision est donc voisine de 25 meV. La
region d’interaction est constitu6e par une chambre de grandes dimensions munie d’une fenetre permettant le passage du faisceau d’h6lium metastable. Diverses
precautions g6om6triques ont ete prises pour que les m6tastables ne puissent pas rencontrer de surfaces
m6talliques au voisinage de la region de collision.
Cette precaution nous a permis de diminuer consid6- rablement le bruit de fond electronique ; ceci est
absolument indispensable pour pouvoir 6tudier les spectres electroniques dans la gamme d76nergie 0 a 3
ou 4 eV. De plus, toutes les surfaces m6talliques ont
ete recouvertes d’une couche d’or par evaporation
sous vide afin de diminuer les fluctuations de poten- tiels et les potentiels de contact.
Les electrons 6ject6s de la cible au cours de l’interac- tion p6n6trent dans un s6lecteur 6lectrostatique 1270 apres avoir traverse une serie de fentes de 3/10 mm de largeur et de 5 mm de hauteur.
Compte tenu de cette g6om6trie particuliere, seuls
les electrons 6mis dans un angle solide d’environ 10- 3 st6radian peuvent etre analyses. La definition
de 1’angle d’observation est donc precise et d’6ven-
tuelles resonances dans la distribution angulaire des
electrons 6ject6s peuvent etre observ6es. 11 faut cepen- dant tenir compte du fait que les electrons sont 6ject6s
d’une quasi-molecule presque au repos. Le plan de
collision ne joue donc pratiquement aucun role. Dans
ce cas, le fait que nous ayons, dans notre systeme d’analyse, une serie de fentes verticales perpendicu-
laires au plan de collision augmente la distribution
angulaire. Compte tenu de la g6om6trie du systeme,
on aboutit a une incertitude sur 1’angle d’6jection
de A0
=30 pour 0
=900 et de A0
=2’ pour 0
=20°.
Compte tenu du fait que les distributions angulaires
varient en general lentement, cette incertitude ne joue pratiquement aucun role. A l’inverse, un soin tout particulier est accorde a I’analyse en 6nergie des elec-
trons 6ject6s. Le s6lecteur 6lectrostatique 1270, par choix d’une valeur de tension grille-grille, est r6gl6
pour fournir une distribution en 6nergie de l’ordre de 40 meV mesuree sur le pic de photoionisation. Un tel
choix de resolution en 6nergie permet de s6parer
convenablement les differentes structures du spectre
6lectronique tout en conservant une intensite de signal
raisonnable.
Ainsi, apr6s analyse en 6nergie sous un angle d’6jec-
tion determine, les electrons sont envoy6s sur le cornet
d’un multiplicateur d76lectrons tubulaire. Les signaux
ainsi produits sont amplifies et accumules dans un
analyseur multicanal fonctionnant en multi6chelle.
Par application d’une tension variable a 1’entr6e du s6lecteur 6lectrostatique un spectre en 6nergie peut etre obtenu pour chaque angle d’ejection. Un spectre pr6sentant un bon rapport signal/bruit est ainsi
obtenu apr6s un temps d’accumulation d’une ving-
taine d’heures. La duree des experiences est telle que
certaines caract6ristiques experimentales peuvent varier d’une mesure a 1’autre ; c’est pourquoi les r6sul-
tats pr6sent6s ci-dessous ne font intervenir que des rapports, ce qui nous permet d’6viter les derives
exp6rimentales.
3. Resultats experimentaux.
Les figures 1, 2, 3 et 4 pr6sentent les distributions
angulaires des electrons 6ject6s d’une cible d’azote mol6culaire par les deux m6tastables de 1’helium, la
cible ionis6e 6tant laissee soit dans 1’6tat fondamental
X2Eg soit dans 1’etat excite A 2 flu. Pour obtenir ces
diff6rents resultats, nous avons int6gr6 sur les differents
niveaux vibrationnels des 6tats X2 Eg+ et A 2 flu. Les
barres d’erreurs indiqu6es aux angles limites du domaine d’analyse (0
=200 et 0
=800) sont des
erreurs purement statistiques obtenues a partir du
taux de comptage correspondant a la surface sous les
pics 6tudi6s. Comme on 1’a pr6c6demment soulign6,
compte tenu de 1’absence d’une analyse a angle fixe
Fig. 1.
-Reaction He* (2’S) + N2 ---+ N 2 I (X2Z 9 +) + He +
e. Rapport de la distribution angulaire des electrons 6ject6s
lors de l’ionisation de Penning par 1’etat 2’S de 1’helium d’une part et lors du processus de photoionisation d’autre
part. Les deux processus conduisant a 1’etat X2 ¿g+.
[Reaction He* (2’S) + N2 ---+ N 2 +(X2_y g +) + He + e. Ratio
of the angular distribution of ejected electrons in Penning
ionization by He in the 2 S state to that resulting from photo-
ionization. Both processes lead to the same final state
X2 y 9 +.]
Fig. 2.
-Reaction He* (21S)+N2 --+ N;(A2 IIu) + He + e.
Le processus de Penning conduit a 1’6tat A 2 llu et Ie pro-
cessus de photoionisation a 1’6tat X2 zg+ -
[Reaction He* (21S) + N2 --> N; (A 2 llu) + He + e. Penn- ing ionization leads to the state A2H",, while photoionization
leads to the state X 2 _V9+ .I
Fig. 3.
-Reaction He* (23S)+N2 -. Ni(X2 .Eg+)+He+e.
Les deux processus conduisent au meme 6tat de l’ion.
[Reaction He* (2’S) + N 2 -+ N2 + (X2Z 91) + He + e. Both
processes result in the same final state of the ion.]
Fig. 4.
-Reaction He* (23S) +N2 --> N;(A2 llu)+He+e.
Le processus de Penning conduit a 1’6tat A 2 llu et le processus de photoionisation a 1’etat X2 2; 9+*
[Reaction He*(23S) + N2 --> N+2(A2 llu) + He + e. Penn-
ing ionization leads to the state A 2 llu, while photoionization
leads to the state X2_r 9+.I
184
pouvant nous servir de reference, nous ne pouvons donner que des rapports de sections efficaces pour les differentes voies ouvertes. Les spectres en 6nergie des
electrons 6ject6s montrent qu’il existe, dans le faisceau de m6tastables, une certaine quantite de photons pro- venant de la premiere region de collision et correspon- dant a la transition de resonance 21P-11S dans 1’helium excite par impact 6lectronique. Ces photons d’6nergie 21,217 eV conduisent a une photoionisation de la
cible d’azote mol6culaire. Les caract6ristiques de cette photoionisation font que sur notre spectre 6lectronique
seul est visible le pic correspondant a la voie finale
N2 (X2.Eg+, v
=0). Nous avons donc compare, pour
tout angle d’ejection, la section efficace par une espece particuliere de metastables a la section efficace de
photoionisation.
On constate sur les figures 1 et 2 que les rapports :
et
sont pratiquement constants sur tout le domaine angulaire. Nous montrons ainsi, a partir de l’analyse
de la distribution angulaire des electrons ejectes, que le processus d’ionisation Penning par des helium meta- stables dans 1’6tat singulet peut etre interprete comme
un processus d’ionisation directe. Ce processus d’ioni-
sation directe pouvant se d6composer en deux : une
desexcitation radiative suivie d’une photoionisation.
J. Cooper et R. Zare [6] ont montre que, pour des atomes a plusieurs electrons quelles que soient les conditions de couplage, la distribution angulaire des
electrons ejectes par photoionisation est donnee par :
ou 0 est I’angle entre la direction des photons inci-
dents et la direction de 1’electron ejecte, Q la section
efficace totale d’ionisation. Cette expression est vala-
ble pour du rayonnement et des atomes non polarises.
Le parametre d’anisotropie fl depend de 1’energie
des photons et de la nature du gaz 6tudi6. Les etudes
exp6rimentales de A. Niehaus et M. W. Ruf [7] ont
montre (tout au moins pour des cibles de gaz rares et de mercure) que, si l’on ne passe pas par une 6nergie
conduisant a un possible processus d’autoionisation,
le paramètre p correspondant a un 6tat quantique
bien determine de l’ion cree, varie lentement avec
1’6nergie.
Ainsi, si l’on admet que l’ionisation Penning par le metastable dans 1’etat 21 S est un processus d’ionisa- tion directe, la distribution angulaire des electrons 6ject6s qui en r6sulte doit etre quasiment identique à
celle resultant du processus de photoionisation par les photons correspondant a la transition 21P-11S,
les parametres d’anisotropie fl associ6s aux photons d’6nergie 21,217 eV et 20,614 eV 6tant sensiblement
egaux. Cette hypothese est parfaitement bien confirm6e
dans le cas ou le processus de photoionisation et
l’ionisation de Penning conduisent au meme etat final de l’ion cree Fetat fondamental X2Lg+.
L’accord est un peu moins bon dans le cas ou l’on compare le processus de photoionisation conduisant
a 1’etat X2Lg+ et le processus d’ionisation par les meta- stables 21 S conduisant a Fetat A 2 flu.
Ceci confirme les observations experimentales de
A. Niehaus et al. qui ont mis en evidence une l6g6re
variation de {3 en fonction de 1’etat de l’ion cree.
Les figures 3 et 4 pr6sentent les variations des memes rapports, 1’helium metastable 6tant cette fois dans 1’etat triplet. On constatera que, dans ce cas, les rap- ports varient tres fortement sur tout le domaine angu- laire explore. En particulier aux petits angles 0 (éjec-
tion dans la direction du faisceau incident) 1’6cart
avec les r6sultats obtenus par photoionisation est important et ceci quel que soit 1’etat 6lectronique de
la cible ionisee.
Les deux processus d’ionisation qui interviennent dans nos rapports font donc intervenir des mecanis-
mes diff6rents. Cette etude angulaire confirme donc
sans ambiguit6 que, pour expliquer l’ionisation d’une cible mol6culaire par un metastable dans un etat
triplet, il faut faire appel au m6canisme d76change.
Pendant l’interaction, un electron quitte une orbitale
mol6culaire et va remplir la couche 1 s de I’h6lium,
1’electron externe etant expuls6.
A notre connaissance, c’est la premiere fois que les deux mecanismes d’ionisation sont mis en evidence par etude de la distribution angulaire des electrons
6ject6s d’une cible mol6culaire. L’etude effectuee, qui
nous a permis de s6lectionner un etat quantique parti-
culier de la voie de sortie, nous permet de conclure que l’ionisation sur les etats X2Lg+, A2flu et B2Lu+
par 1’etat singulet s’effectue essentiellement par ionisa- tion directe alors que par 1’etat triplet elle s’effectue
via un m6canisme d’echange.
La seconde partie de notre etude exp6rimentale
nous a conduit a preciser 1’etat quantique de la cible
ionis6e : aussi bien son 6tat d’excitation electronique
que son 6tat d’excitation vibrationnelle, pour tenter
d’expliquer l’origine de 1’anomalie evoquee dans
l’introduction. Des espacements entre les niveaux vibrationnels de 1’etat A2Ilu differents de ceux observes par photoionisation ou par impact electronique ont
ete mis en evidence. 11 est equivalent de dire que le AE, defini ci-dessous, est fonction du nombre quantique
de vibration.
Rappelons tres brievement dans le cas d’une colli- sion atome-atome les principales caract6ristiques
du modele th6orique rendant compte d’une collision de Penning.
Aux energies thermiques auxquelles on travaille, le mouvement des noyaux est lent devant le mouvement
electronique de sorte qu’est justifiee 1’approximation
de Born-Oppenheimer. Dans ce cas, les deux parte-
naires se d6placent dans les potentiels adiabatiques
V*(R) et V+(R) correspondant respectivement a la
voie d’entree et a la voie de sortie (Fig. 5). R repr6sente
la distance entre les deux noyaux.
L’energie d’excitation du metastable 6tant sup6-
rieure au potentiel d’ionisation de la cible (condition
pour que 1’on ait une collision de Penning), la transi-
tion verticale dans le continuum peut s’effectuer pour
n’importe quelle valeur de la distance intemucléaire R.
Dans le cadre de ce modele et de ces hypotheses, 1’6nergie de 1’61ectron ejecte est 6gale a :
Ainsi on constate que, pour une transition sur un
6tat d’excitation bien determine de l’ion créé, l’énergie
de 1’electron ejecte varie continuement dans un
domaine dependant des formes respectives des courbes de potentiel V*(R) et V+(R).
La distribution en 6nergie des electrons 6ject6s depend en outre de la probabilite de transition dans le continuum en fonction de R : P(R). Soit Efl 1’6ner-
gie correspondant au maximum de cette distribution
et Eo 1’energie correspondant a une transition pour R
infini. La quantite AE est 6gale a :
11 s’agit donc d’une mesure du decalage du pic de Penning par rapport au meme pic qui serait obtenu soit par photoionisation soit par impact 6lectronique.
Dans le cas d’une collision de Penning mettant en jeu une molecule diatomique, le modele est bien
entendu plus complique. (Des calculs th6oriques n’ont pratiquement 6t6 realises que dans le cas d’une cible
d’hydrogene moleculaire.) Les partenaires se deplacent
dans ce cas sur des surfaces de potentiel V* (R, 0)
et V+(R, 0) ou la variable angulaire est par exemple I’angle que fait la direction de I’axe de la molecule cible avec la direction de la particule collisionnelle.
La probability de transition dans le continuum depend egalement de cet angle 0.
Pour tenter de mettre en evidence un eventuel effet angulaire dans 1’expression du AE, nous avons
etudie la position des maximums des differents pics
du spectre 6lectronique en fonction de 1’angle d’analyse
des 6fectrons &ject6s : 0. La figure 6 montre a titre d’exemple le r6sultat obtenu. Dans le cas de cet etat
A’Hu la position des niveaux vibrationnels ne depend
pas de 1’angle d’observation.
Des resultats semblables sont obtenus pour les etats X2 Lg+ et B 22;u+. L’écart en energie entre les diffe-
rents niveaux vibrationnels et donc les AE ne varient pas puisque la position des differents pics du spectre
6lectronique est independante de la direction d’ejec-
tion de 1’electron. L’anomalie observee ne presente
donc aucun effet angulaire.
Nous avons egalement etudie dans le cas de 1’etat
6lectronique A 2 n u la distribution angulaire des 6lec-
trons 6ject6s lors de l’ionisation Penning, soit par 1’etat
singulet soit par 1’etat triplet en selectionnant un etat vibrationnel particulier de la voie finale.
Fig. 5.
-Principaux elements du modele th6orique per- mettant de rendre compte des caract6ristiques d’une colli-
sion de Penning.
[Main points of the theoretical model explaining the features of a Penning collision.]
Fig. 6.
-Variation de AE
=Eo - E° en fonction de
1’angle d’6jection pour les differents niveaux vibrationnels de 1’etat A’Hu peuples lors de la collision de Penning.
[Variation of AE
=Eo - E’ as a function of ejection angle
for various vibrational levels of the state A2lIu populated by the Penning collision.]
Les figures 7 et 8 ainsi que les figures 9, 10 et 11 pr6-
sentent les resultats obtenus respectivement dans le cas
de 1’etat singulet et dans le cas de 1’etat triplet. On
constate que les distributions sont differentes dans les deux cas. Pour les deux series de courbes (21 S ; A2IIu, v)
et (23S ; A 2 flu, v) nous donnons des rapports de dis- tributions angulaires references a celle obtenue dans le cas v
=0. On observe que pour la premiere serie le rapport croit aux petits angles alors que dans le second
cas ce meme rapport d6croit.
Dans le cas ou la particule collisionnelle est dans 1’etat singulet, la distribution pour les 6tats vibration- nels v
=1 et v
=2 est sensiblement la meme. 11 n’en est par contre pas de meme dans le cas ou la particule
incidente est He (23 S).
186
Fig. 7.
-Reaction He* (2’S) + N2 -> Ni(A2llu’ v
=1) +
He + e. Rapport des distributions angulaires des electrons
6ject6s lors de l’ionisation de Penning par 1’helium dans 1’etat 2’S laissant la cible ionis6e dans 1’etat A 2 llu sur les
niveaux vibrationnels v
=1 et v
=0.
[Reaction He* (2’S) + N 2 -+ Ni(A2llu’ v = 1) + He + e.
Ratio of angular distributions of electrons ejected through Penning ionization by He in 21 S state leaving the ionized target in the vibration levels v
=1 and v
=0 of the state
A 217..]
Fig. 8.
-Reaction He*
[Reaction He*
L’ejection vers 1’avant (0
=0) est de moins en moins importante lorsque l’on passe de v
=1 a v
=3.
De plus, si le rapport
varie pratiquement de la meme maniere en fonction de 0 dans les deux cas, il n’en est plus de meme lorsque
le nombre quantique de vibration devient plus grand.
Ces differences de comportement angulaire nous suggerent une hypothese pour expliquer les anomalies observ6es concemant 1’6cartement entre les niveaux vibrationnels.
Un pic du spectre electronique correspondant à
l’ionisation sur un niveau vibrationnel est compose
Fig. 9.
-Reaction He*
[Reaction He* i
Fig. 10.
-Reaction [Reaction He*
Fig. 11. - Reaction He*
[Reaction He*
de 1’enveloppe d’un ensemble de niveaux rovibro-
niques. En effet, il n’est pas possible de separer ces
niveaux rovibroniques compte tenu, d’une part, de la fonction d’appareil et, d’autre part, des caract6ristiques
du m6canisme collisionnel.
Dans notre precedent article sur N2, nous sugge-
rions une deformation de la surface de potentiel de
N’ dans le cas de l’ionisation Penning par un 6tat
triplet, cette deformation expliquant la modification de 1’ecart entre les niveaux vibrationnels dans le cas
d’une creation de N’ sur 1’etat A2llu.
Les diff6rents resultats exp6rimentaux obtenus et pr6sent6s dans cet article nous conduisent a 6mettre
une hypothese plus vraisemblable.
L’ionisation de Penning par 1’helium metastable 21S conduit a une population des niveaux rovibroniques identique a celle obtenue par photoionisation (cette hypothese est justifi6e par le fait que dans le cas de 1’etat singulet la contribution de l’ionisation directe semble dominante).
Par contre, l’ionisation de Penning par 1’helium metastable 2’S conduirait a une population des
niveaux rotationnels diff6rente de celle obtenue par
photoionisation et diff6rente selon le niveau de vibra- tion concem6.
Cette hypothese revient donc a expliquer 1’anomalie
observ6e par une modification de la forme de 1’enve-
loppe de 1’ensemble des niveaux de rotation associes a un niveau de vibration, le maximum de 1’enveloppe
se trouvant deplace par rapport a la position qu’il occuperait dans le cas d’une photoionisation.
Dans ce cas, l’ionisation de Penning par 1’etat triplet
et le processus de photoionisation conduit :
-
a un peuplement different des niveaux d’excita- tion 6lectronique,
-
a un peuplement quasi identique des niveaux de vibration,
-
