Etude des mécanismes d'ionisation de H2O par interaction He*(2 1S, 2 3S)/Ne*(3P0, 3P2)+H2O

HAL Id: jpa-00247871

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Submitted on 1 Jan 1993

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interaction He*(2 1S, 2 3S)/Ne*(3P0, 3P2)+H2O

André Le Nadan, Guillaume Sinou, Firmin Tuffin

To cite this version:

André Le Nadan, Guillaume Sinou, Firmin Tuffin. Etude des mécanismes d’ionisation de H2O par

interaction He*(2 1S, 2 3S)/Ne*(3P0, 3P2)+H2O. Journal de Physique II, EDP Sciences, 1993, 3 (6),

pp.775-791. �10.1051/jp2:1993167�. �jpa-00247871�

J. Pllys. II France 3

(1993)

775-791 JUNE1993, PAGE 775

Classification

Physics

Abstlacts

34.50H

Etude des m4canismes d'ionisation de H20 _par interaction

He~(2 ~S, 2 ~S)/Ne~(~Po, ~P2) + H20

Andrd Le

Nadan,

Guillaume Sinou et Firmin Tuflin

Laboratoire des Collisions

Atonfiques

et

Electroniques,

Facultd des Sciences et

Techniques

de

Brest,

6 _avenue Le

Gorgeu,

^B-P. 452, 29275 Brest

Cedex,

France

(Received

11

May

1992, Ie~ised 10 Deceu1beI 1992,

accepted

8 MaIcl1

1993)

Rd8umd. Nous _avons 4tudid l'ionisation

Penning

^de

H20

_par des m6tastables

2~S

_et

2~S

de

l'h41ium,

ainsi _que

~Po

et

~P2

du ndon. Nous _avons

analys4 l'4nergie cindtique

des ions

cr66s

au cours de la collision

(parents

et

fragments).

Afin

d'interpr6ter

certaines

particularit4s

expdrimentales, l'hypothbse

de transferts

d'dnergie

de vibration _en

dnergie cindtique

est

proposde.

Par ailleurs, les

caract4ristiques

des distributions

en

6nergie

des ions

fragments

sont

expliqu6es

par la

prddissociation

de l'4tat ~B2 de

H20+

Abstract

Experimental

observations of

Penning

ionisation of

H20 by

the helium metasta- bles

2~S

_and

2~S

_and

by

the _neon metastables

~Po

and

~P2

_are

reported.

The kinetic

energies

of the ions created

during

the collision _process

(both

parent ^and

fragment)

_are

analysed.

Certain

particularities

of the

experimental

results

are

explained by involving

the

hypothesis

of transfers of vibrational energy ^to kinetic energy. Furthermore, the forms of the energy distributions of the

fragment

ions _are

explained by

the predissociation of the

~B2

state of

H20+

1 Introduction.

Nous _avons

entrepris

_au laboratoire _un programme d'dtude des collisions entre des atomes ex-

citds A~ dans des dtats mdtastables et des cibles

atomiques

_ou moldculaires X. Ces

interactions,

que l'on

peut

schdmatiser _sous la forme _:

A~+X-A+X++e

s'effectuent _par croisement de faisceaux. Nous utilisons dans _nos

expdriences

des atomes d'hd- lium dans [es dtats

2~S

_et

2~S,

et des atomes de ndon dans [es dtats

~Po

et

~P~. L'dnergie

d'excitation de _ces dtats est telle _que la

plupart

des atomes et des moldcules cibles

peuvent

dtre ionisds. On obtient des

renseignements

_sur la

dynamique

de la collision _en dtudiant les

caractdristiques

de l'dlectron

djectd (dnergie, angle d'djection)

ainsi _que celles des ions crdds

(nature, dnergie cindtique).

Une

premiAre

sdrie d'dtudes rialisies _sur CO

iii, N2[2], H2[3]

en mesurant

l'Anergie

des ilectrons

ijectis

_{nous a}

permis

de

priciser

_en

particulier

l'itat

quantique

des ions

CD+, N), H)

criis.

Nous _avons ensuite itudii

CD2 [4,5,7]

et CD

[6],

^et

montri,

_{par une}

analyse conjointe

de

l'inergie

des ilectrons

djectis

et des ions

criis,

l'existence de micanismes _en deux

dtapes, symbolisds

dans le _cas d'une cible de

C02

_par

(a)

^He*

[2~S,2~S)

+

C02

_-

(He

+

CO)(I,v)j

+ _e

CO((I, v')

₊ He

(b) _[He

₊

Cot _{Ii, v)]}

-

CO+

_{+ O + He}

D+

₊ CO _{+ He}

Au _cours de

l'dtape b,

_{un processus} de transfert

d'dnergie

de vibration _v

- v'

en

dnergie cindtique

distribude _sur les

produits

de la voie de sortie est

possible.

Dans la rdaction

pricddente,

indique

_un dtat

dlectronique

de l'ion crdd.

Dans le

prdsent travail,

_{nous nous} intdressons _aux interactions He*

H2D

et Ne*

H2D

pour

lesquelles

_on

dispose

d'un certain nombre

d'informations, grice

_aux travaux rdalisds _sur la voie

dlectronique

_par Yee [8], Cermak [9], Ohno

[10], Haug [iii,

et par notre laboratoire

[12].

^Par contre, aucune dtude n'a dtd rdalisde

jusqu'h prdsent

_sur la voie

ionique.

Par

ailleurs,

les travaux

prdcddents

ont montrd _que les

spectres

_en

dnergie

des dlectrons

djectds

lots de

l'interaction He*

(2~S,2~S) H20 prdsentent,

_par

rapport

_aux

spectres

obtenus _par

photoio- nisation,

des

ddcalages

_en

6nergie beaucoup plus importants

_{quo ceux} observds _pour d'autres cibles moldculaires.

L'dtude _{quo nous} rdalisons _a donc _pour

objet

I) ^de

compldter

_{par une}

analyse

des

produits ioniques

des riactions He*

H2D

et Ne*

H2D,

les risultats de

spectroscopie ilectronique

it)

d'itudier l'incidence des

dicalages

_en

inergie

observis par

spectroscopie ilectronique

_sur

la distribution _en

dnergie

des ions formis

iii)

^de rechercher l'existence d'iventuels transferts

d'inergie,

de maniAre h mieux

comprendre

)es micanismes conduisant h la formation des

produits

finals.

Nous commencerons par ddcrire le

dispositif expdrimental utilisi, puis

le modAle

thiorique qui

nous servira h

expliquer

_nos risultats. Nous

prisenterons

ensuite _ces rdsultats et les discuterons.

2.

Dispositif expdrimental.

Le

dispositif expirimental (Fig. I)

_a dtd ddcrit h diverses

reprises _{[13, 14].}

Il utilise _une

technique

de faisceaux croisds. Los mdtastables He* _ou Ne* sont crdds _par bombardement

dlectronique

d'un faisceau d'atomes

neutres,

forma _par passage dans _une

pastille multicapillaire.

Ce

dispositif

ne

peut

_pas

recevoir,

_en l'itat

actuel,

de

lampe

h

dicharge

d'hilium _pour dliminer les itats He*

(2~ S).

Pour cette

raison,

nous utilisons des dlectrons

d'dnergies

variables entre 30 et 100 eV

pour modifier [es rapports ^He*

(2~S/2~S)

et

identifier,

_par

comparaison

des

spectres obtenus,

[es structures

imputables

_aux

singulets

et _aux

triplets.

Los

particules chargdes

crates lors du

bombardement

dlectronique

sont extraites du faisceau _{par une} sdrie de

plaques polarisdes

ou

de

condensateurs,

de telle sorte que, dans la

rigion

d'interaction

avec le faisceau

cible,

_ne subsistent _que des

particules

neutres dans leur dtat fondamental _ou dans [es itats mitastables

N°6 INTERACTION

He*(2 ~S,2 ~S)/Ne*(~Po> ~P2)

+ H20. 777

CHAMBRE CHAM BRE coupe verticale

coupe horizontale

Fa;sceou ci bie

cible Filament

Faisceau ,

~o

_ ~-

~~ _~~

~_

'

-...-

#ll.I'll#

~

.ji ( ₎

SCHEMA DE PRiNCiPE DU

,-ill

^'

I

DiSPOSiTiF EXPERIMENTAL.

)

~

Fig.

1. Sch6ma du

dispositif exp6rimental.

[Schematic

view of the

experimental setup.]

pr6cddemment indiquds.

De

plus,

les dtats de

Rydberg

sont d6truits _par le

champ dlectrique rdgnant

entre les armatures du condensateur

plan.

Les dlectrons

djectds

et les ions crdds _{au cours} de l'interaction sortent de la

rigion

de colli- sion off _ne

rAgne

aucun

champ dlectrique

et off le

champ magnitique

_a dtd rdduit h

quelques milligauss grice

h trois

paires

de bobines de Helmoltz.

Les dlectrons sont

analysds

_en

dnergie

_{au moyen} d'un sdlecteur

dlectrostatique

h 127°

l'dnergie cindtique

des ions est mesurde _par la

technique

du

potentiel

retardd. Les distributions ainsi mesurdes sont

dlargies

_par la fonction de transfert du

dispositif expirimental. L'acquisition

des donndes est faite _{sur un} IBM PC muni d'une carte

analyseur

multicanal recevant

aprAs amplification

les

signaux

_{en provenance} d'un channeltron situd h la sortie du

spectromAtre

de

masse.

Dans le

prdsent travail,

seule est

exploitde

la voie

ionique.

3 Modkle

thdorique.

Le modAle

thdorique

_{que nous} utilisons est do _aux travaux de Cermak

[15], Hotop [16],

et Miller

[17].

^{Nous le}

diveloppons

ici _pour

interprdter

les distributions _en

dnergie

des ions crdds et ddtectds _par

spectroscopie ionique.

Les dldments essentiels de _ce modble _sont

reproduits figure

2 pour une rdaction _{entre pro-}

jectiles atomiques

du

type

A*+X-A+X++e

V(Rl

Eel E~

' A+X~

R~ _~

(o)

~el Eel

~

~

E~ ^bE

Rc R pj~

b) _C)

^~~

Fig.

2.

a) Diagramme

_en

6nergie

_pour les

systbmes

A* _{+ X et A +}

X+

en fonction de la distance internuc16aire R.

b)

Variation de

l'6nergie

des 61ectrons 6ject6s _en fonction de la distance intemucl6aire.

c)

Distribution _en

6nergie

des 61ectrons

6ject6s.

[Schematic potential

_curves for the systems A* _{+ X and A +}

X+

as a function of the internuclear distance R.

b) Ejected

electron _{energy as a} function of the internuclear distance.

c) Energy

distribution of

ejected electrons.]

Les courbes de

potentiel V*(R)

et

V+(R) reprisenties figure

^2a

correspondent respective-

ment h la voie d'entrde A* + X et h la voie de sortie A + X+

Lorsque

le

potentiel

d'excitation de A est

supdrieur

_au

potentiel

d'ionisation de

X,

^{l'dtat discret}

reprdsentant

la voie d'entrde est

immergd

dans le continuum de la voie de sortie l'ionisation

Penning

est _un processus d'autoionisation. Cette ionisation peut s'effectuer pour des distances internucldaires R

supd-

rieures h

Rc,

oh

Rc

est le

point

tournant

classique.

Ce _processus dtant

beaucoup plus rapide

quo le mouvement des _noyaux,

l'dnergie cinitique

relative des

particules

lourdes _{se conserve,}

et les ilectrons effectuent _une transition Frank-Condon. Pour _une ionisation _se

produisant

h la distance internucliaire

R,

_{on a}

Eei(R)

₌

V*(R) V+(R) (I)

E[(R, oo)

=

Ec(oo)

+

Eo Eei(R) (2)

Dans la relation

(2), E[(R,oo) reprisente l'inergie cinitique

relative des

particules

lourdes

lorsqu'elles

ont

quitti

la

rdgion d'interaction,

et

Ec(oo) l'inergie cinitique

relative dans la voie d'entrie.

Eo

_"

V*(oo) V+(oo)

est

l'dnergie

des ilectrons

qui

seraient

ijectds

de la

cible,

_par

exemple

_{au cours} d'un _processus de

photoionisation.

N°6 INTERACTION He*

(2

~S,2

~S) /Ne*

_(~Po>

~P2)

+ H2O. 779

La

figure

2b

prisente

la variation de

l'inergie

de l'dlectron

ijectd Eei(R)

_en fonction de la distance internucldaire oh _se

produit

l'ionisation. L'allure de cette courbe

ddpend uniquement

des formes relatives des

potentiels V*(R)

et

V+(R).

La distribution _en

dnergie P(Eei)

des dlectrons

ijectds

de la cible est

reprdsentde figure

2c.

Elle est ddterminde h la fois _par la variation

prdcddente

de

Eel (R)

_en fonction de

R,

et par la

probabilitd P(R)

dR

qu'a

le processus de _se

produire

h _une distance

comprise

entre R et R ₊ dR. Cette courbe

correspond

h la distribution

expdrimentale

des dlectrons

collectds,

ddconvolude par la fonction de transfert du

dispositif d'analyse.

Elle

prdsente

_une

largeur

naturelle

SE,

et

un maximum _{pour une}

inergie EM

_en

gdndral

distincte de

Eo.

On

appelle ddcalage

_en

dnergie

la

quantitd

AE=EM-Eo (3)

Nous allons faire

l'hypothbse simplificatrice

_que SE est voisin de zdro dans le domaine oh

P(R)

_{a une} valeur

significative, Eei(R)

est alors

dgale

h

EM D'aprAs

la relation

(2), l'dnergie cindtique

relative des

particules

lourdes dans la voie de

sortie, aprbs

leur

sdparation,

est alors

inddpendante

de R _:

E((oo)

=

Ec(oo)

+

Eo EM

=

Ec(oo)

AE

(4)

Envisageons

maintenant l'ionisation d'une cible moldculaire. Les travaux de Munzer

[18],

ainsi _que les dtudes mendes _au laboratoire

[6,

7] ^ont montr6 _que le _processus d'ionisation

s'effectue _en 2

dtapes

distinctes

jc)

^A* + X _-

IA, ^X+ ii, v)j

+ _e

idi

_iA>

^X~ iii vii

_- A +

X~ iii v'i

L'dlectron

djectd

_en

(c)

_{a une}

dnergie EM(I, v)

^de distribution

bE(I, v)

trbs faible _par

hypc-

thbse il accompagne la formation d'un

complexe

interm6diaire dans

lequel

l'ion

X+

se trouve dans l'6tat

61ectronique

et vibrationnel _v.

Au cours de la r6action

(d) qui

conduit h la formation de l'ion

d6tect6,

_un transfert

d'6nergie

de vibration _en

dnergie cin6tique

est

possible lorsque

v' _est diff6rent de _v.

L'dnergie cindtique

relative dans la voie de sortie s'dcrit alors _:

Elloo)

=

Ecloo) AEli> vi

+

bwlv

_-

v') ₁₅₎

Dans cette

expression,

le

ddcalage

en

dnergie

_:

AE(I, v)

₌

EM(I, v) Eo(I, v) (6)

mesure l'dcart entre le

pic dlectronique correspondant

h la formation de l'ion

X+ (I, v)

_par

impact

de mdtastables

d'dnergie

d'excitation _e et le

pic qui

serait obtenu _par

impact

^de

photons

_ou

d'61ectrons de mime

6nergie. bW(v

_-

v')

est _un transfert

d'6nergie correspondant

h _{un ou}

plusieurs quanta

de vibration.

Dans la voie de

sortie,

les

dnergies

_se

rdpartissent

entre les

particules

A et

X+

en raison inverse de leurs _masses. On

pout

rencontrer

plusieurs

situations

I)

^AE est voisin de

zdro,

et il

n'y

_{a pas} de transfert

d'inergie (SW

₌

0).

Dans _{ce cas,} la distribution _en

dnergie

des ions collectds est

identique

h celle des

particules

X. Ce rdsultat _a dtd vdrifid _pour l'interaction Ne* -Ar dans le rifdrentiel du

laboratoire,

la distribution mesurde

des ions

Ar+

_est convenablement

reprisentie

_{[7] par} une maxwellienne:

E~/~exp[-E/kT]

avec une valeur de kT de 70 mev

correspondant

h _une

tempirature _apparente

de 810 K

sup]-

rieure h la

tempirature

rielle. Cette diffirence

s'explique

_par

l'ilargissement

de la distribution vraie _par la fonction de transfert du

dispositif expirimental.

ii)

AE est voisin de

2iro,

mais les transferts

d'inergie

sont

possibles

dans _{ce cas,} la distribu- tion _en

inergie

des ions collectis est formie d'une

superposition

de distributions maxwelliennes

dicaldes _sur l'axe des

dnergies.

Ce rdsultat _a dtd utilisd _pour

analyser

l'interaction

Ne* ₊

CD2

Nous _avons dtd _{en mesure} d'identifier et de

quantifier

les transferts mis _en

jeu

lors de la

formation de l'ion

Cot

dans _son dtat fondamental [7].

iii)

AE _{a une} valeur

significative,

et les transferts

d'dnergie

sont

possibles.

Dans _{ce cas.} [es distributions maxwelliennes contribuant _au

spectre inergitique

des ions collectis peuvent ^Atre

nombreuses,

_et difficiles h

distinguer,

dans la _mesure off leurs

ddcalages

_sur l'axe des

inergies

sont diterminis k la fois par [es valeurs de AE _et SW. Nous itudions ici l'interaction

Ne*

(~Po> ~P2)

+

H2D

ainsi _quo l'interaction:

He*

(2~S, 2~S)

⁺

H2D

pour

laquelle

[es

ddcalages

_en

dnergie

AE obtenus _par

impacts

de

2~S

_sont trAs difiirents de

ceux obtenus par

impacts

de

2~S.

Nous montrerons quo, de

fait,

ii est

possible

de

sdparer

_sun les

spectres

en

inergie

des ions les contributions de _ces 2 mitastables.

4.

Analyse spectroscopique

des

produits ioniques.

4.I INTERACTION DE He*

(2~S,2~S) H2D.

La

figure

3

reproduit

_{un spectre} des ions

obtenus _pour l'interaction He*

(2~S,2~S) H2D.

On

note,

outre la

prdsence

de l'ion parent

H2D+,

cello des ions

H+, DH+,

de l'ion associatif

HeH+

_et de l'ion

H3D+.

La

prdsence

des ions

H2D+, DH+

_et H+ est normale

puisque

tours

potentiels d'apparition

_se

situent

respectivement h12,61 18,11

et

18,72

eV

jig],

alors _que

l'dnergie

^{des dtats}

^2~S

et

2~S

est

respectivement

de

20,614

et

19,818

eV. La

figure

4 tracde _en coordonndes

log-log

montre quo la formation des ions

H2D+, DH+

_et

H+

collectds varie lindairement _avec la

pression cible,

dans le domaine de

pressions

utilisd _{pour ces} dtudes

(pente I),

alors _que la

ddpendance

du nombre d'ions

H3D+

est

quadratique (pente 2).

4,2 INTERACTION DE Ne*

(~Po,~P2) H20.

Le

spectre

de la

figure

5 montre que par

impact

de mdtastables

~Po

_et

~P2

du

ndon, d'dnergies respectivement dgales

h

16,71

et

16,62 eV,

seuls sont crdds les ions

H2D+

et

H3D+

N°6 INTERACTION

He*(2

~S,2

~S)/Ne*(~Po> ~P2)

+

H20.

781

,

Hz~

ii ,>

a ',

,

,

» .

» , ,,

"»

~

»

,,

_',

,

,

, "

-

b'

Fig.

3.

Spectre ionique

de la rdaction

He~(2~S, 2~S)

^H20.

~ons produced

^{in the} interaction

He~(2~S, 2~S) H20.]

aO~

X~

to

a

io~~

Fig.

4. Variation du nombre d'ions cr66s _en fonction de la

pression

de H20.

[Dependence

_on

H~O

_pressure of the number of ions

created.]

HzO~

,, ,j

>,

11

>'

,,

H~O~

i ,

,

' 1

$--

Fig.

5.

Spectre ionique

de la r6action

Ne~(~Po, ~P2)

H20.

[Ions

produced in the reaction

Ne~(~Po> ~P2) H20.]

5. Distribution _en

dnergie

des ions.

Les distributions _en

dnergie prdsentdes

ci-dessous ont dtd obtenues _en ddrivant [es courbes

reprdsentant

le nombre d'ions collectds _en fonction du

potentiel

retardateur. Elles rdsultent de

l'accumulation d'un

grand

nombre de _{mesures sur une}

pdriode

de

plusieurs jours.

5.I DISTRIBUTION _EN (NERGIE DES IONS

H20+

Les

figures

6 et 7

prisentent

_succes-

sivement les courbes de distribution _en

dnergie

des ions

H2D+

crdds h

partir

d'un faisceau de He* formds _par bombardement _avec des dlectrons de fi0 et 40 eV

d'dnergie.

On sait _que le

z's

HzQ~

O ZOO 400 600 BOO E~ meV

Fig.

6. Distribution _en

6nergie

des ions

H20+

_cr66s

par impact de He*.

L'6nergie

des 61ectrons dans

la _source de m6tastables est de 60 eV.

[The

_energy distribution of

H20+

ions

produced

by ^He* impact. Electron energy in the metastable

source is 60

eV.]

N°6 INTERACTION

He*(2

~S,2

~S) /Ne*(~Po> ~P2)

+

H20.

783

~~~

~ ~

Hz D~

O 200 400 600 BOO Ec ⁽ m eV

Fig.

7. Distribution _en

4nergie

des ions

H20+

cr64s _par

impact

de He*.

L'6nergie

des 41ectrons dans

la source de m4tastables _est de 40 eV.

[The

_energy distribution of

H20+ _{produced by}

He*

impact.

Electron _energy in the metastable _source is 40 eV.

passage de 60 h 40 eV

correspond

h _une

augmentation

^du nombre d'dtats

2~S

_par

rapport

aux

stats

2~S.

_{Ainsi que}

nous l'avons

ddjh signald

cette

propridtd

_sera utilis6e dans la discussion pour

interpr6ter

les

spectres

^{obtenus. On}

peut

^d'ores et

ddjh

_{remarquer que} les deux

premiers pics repdrds

_{sur ces}

figures,

dont les hauteurs relatives _sont trls difidrentes dans [es deux _cas,

peuvent

^{Atre attribuds h des} processus lids _aux mdtastables

2~S

_et

2~S respectivement.

La

figure

8

prdsente

la courbe de distribution _en

dnergie

des ions

H2D+

form6s _par

impact

de Ne~. Cette courbe fait

apparaitre

deux structures distantes de 180 mev

environ,

entre

lesquelles

le courant

ionique

_ne ddcroit _que lentement.

Globalement,

la distribution observde est sensiblement moins

large

_que celles obtenues _par

impact

de He~.

5. 2 DISTRIBUTION EN (NERGIE DES IONS

OH+

La courbe de distribution _en

inergie

des

ions

OH+

_obtenue

avec une

dnergie dlectronique

de 60 eV dans la _source de mdtastables est

reproduite figure

9. Elle fait

apparitre

des structures du mAme type _que celles observ6es _pour l'ion

H20+

crdd _par

impact

de He~ _on

peut repdrer

_en

particulier

sur sa

partie gauche

[es deux

pics

attribuds

prdcddemment

_aux

2~S

_et

2~S.

Ce

spectre

fait

apparaitre

_en outre 2 structures pour des

dnergies

de l'ordre de 280 et 330 mev.

Conformdment h _ce

qui

_a dtd

ddjh

observd _pour d'autres ions

fragments,

_{on remarque que}

les ions

DH+

_ont

une

dnergie cindtique

maximale

plus importante

_que les ions

parents H2D+

Les dcarts observds _entre [es

figures

9 et 6 sont

faibles,

mais

significatifs

_car

reproductibles

_:

sur [es courbes normalisdes

reprdsentant

les courants

ioniques

transmis h travers la barriAre de

potentiel,

le nombre d'ions

DH+

_est

en efiet

toujours supdrieur

h celui des ions

H2D+

5.3 DISTRIBUTION EN #NERGIE _{DES IONS}

H+

_et

HeH+

_Les

spectres

obtenus _pour [es

ions

H+

_et HeH+

pr6sentds figures

10 et II sont

beaucoup plus

6talds _que le

prdcddent,

_en

particulier

_{pour ce}

qui

_concerne l'ion associatif. Sur le

premier

de _ces

spectres,

_on reconnait

encore deux structures

qui peuvent

6tre attribudes _aux mdtastables

2~S

_et

2~S compte-tenu

de

leur

position

_sur l'axe des

6nergies.

p

H~D~

O 200 400 600 BOO Ec (mev)

Fig.

8. Distribution

en

dnergie

des ions

H20+

_cr6ds

par

impact

de Ne*

[The

_energy distribution of

H20+

_ions

_produced

_by Ne*

impact.]

P

~,~ +

Q

O 200 400 600 BOO Ec lmev)

Fig.

9. Distribution _en

dnergie

des ions

OH+

_crdds

par impact de He*.

L'6nergie

des 61ectrons dans

la _source de m6tastables _est de 60 eV.

[The

_energy distribution of

OH+

_ions

produced by

He*

impact.

Electron energy in the metastable

source is 60

eV.]

5.4 DISTRIBUTION _EN iNERGIE _{DES IONS}

H30+

Le

spectre

_en

inergie

de l'ion

H30+

reproduit figure

12

prdsente,

_comme les

pricddents,

les 2

premiAres

structures attribudes _aux dtats

2~S

_et

2~S.

La distribution obtenue est

plus large

_que ^{dans les} cas

prdcddents,

et fait

apparaitre

_un certain nombre

d'irrigularitis

difficiles h

priciser compte-tenu

des fluctuations

d'ichantillonnage.

N°6 INTERACTION

He*(2

~S,2

~S)/Ne*(~Po, ~P2)

+ H20. 785

~i~

~s~ ~+

O 200 400 600 BOO Ec ^mev

Fig.

10. Distribution _en

6nergie

des ions

H+

_cr66s

par

impact

de He*.

L'4nergie

des 61ectrons dans

la _source de m4tastables est de 60 eV.

[The

_energy distribution of

H+

_ions

produced by

He*

impact.

Electron energy in the metastable

source

is 60

eV.]

P

2's ~j He H~

2'S

/ "k

/ ^"

l'jl ",.

/ °'

'

j~~

h~ "j

,j

~/~

-~-

O 200 400 600 BOO Ec (mev)

Fig.

11. Distribution _en

dnergie

des ions

HeH+

_crdds

par

impact

de He*.

L'dnergie

des dlectrons

dans la _source de mdtastables est de 60 eV.

[The

_energy distribution of

HeH+ produced by

^He*

impact.

Electron _energy in the metastable

source

is 60

eV.]

2'S

~ Q+

3

O 200 400 600 800 Ec me V

Fig.

12. Distribution _en

6nergie

des ions

H30+

_cr66s

par

impact

de He*

L'6nergie

des 61ectrons

dans la _source de m6tastables est de 60 eV.

[The

_energy distribution of

H30+

_{ions produced}

_by

He* impact. Electron energy in the metastable

source is 60

eV.]

P

H~Q~

O 200 400 600 BOO Ec ^(mev)

Fig.

13. Distribution _en

6nergie

des ions

H30+

_cr6ds

par

impact

de Ne*.

[The

_energy distribution of

H30+

_ions

produced by

^Ne*

impact.]

Le spectre ^obtenu par

impact

de Ne*

(Fig. 13)

est moins dtald _que le

prdcddent

_sur l'axe des

inergies.

II _se caractdrise _{par un}

pic

secondaire

important,

distant du

premier

de 250 melt

environ.

N°6 INTERACTION

He~(2 ~S,2 ~S)/Ne*(~Po> ~P2)

+

H20.

787

6 Discussion.

6. I FORMATION DES IONS

H20+

Les travaux des auteurs

prdcddernment

citds ont montrd que l'ion

H~D+ _peut

6tre crdd _par

impact

de He~ dans les dtats

X~BI(b/~), A~AI(aj~)

et

B~B2(bp~).

Dans l'dtat

X~BI,

les modes _vi et _v2

Peuvent

6tre

excitds,

alors _que dans l'dtat

A~AI

seul l'est le mode _v~. Par

impact

de

Ne~,

seuls sent accessibles l'dtat fundamental de l'ion et _son

premier

dtat excitd.

Les

ddcalages

_en

dnergie

ddfinis dans la

prdsentation thdorique

sent

reproduits

dans le tableau I des AE.

Table I. Valeurs des

ddcalages

_en

dnergie

AE _en mev.

[Energy

shift AE in

mev.]

X~BI

Etat

A~AI

He~

(2~S)

^{820 9}

~~~ ~~~~~

-350 -370 11

(~P2)

70 9

Au _vu de _ce

tableau,

[es deux

premibres

structures

pr4sentes

_sur [es

figures

6 et 7

peuvent

Atre attribudes _aux ions

H2D+

crass

respectivement

_par

impact

de

2~S

_et

2~S,

_sans transfert

d'dnergie

de vibration _en

dnergie

de translation.

En

effet, l'dnergie cindtique

relative du

systAme (He, H20+ (X~BI)j

forma h

partir

de

2~S

_est

supdrieure

d'environ 460 mev h celle du

systAme

crdd h

partir

de

2~S.

Ces

dnergies cin6tiques

relatives _se

rdpartissent

entre les

particules

lourdes He et

H20+

en raison inverse de leur

masse

lorsqu'elles

_se

sdparent.

Conformdment h la discussion

thdorique prdc6dente,

_on doit donc

observer _une

superposition

de deux distributions ddcaldes de 84 mev _sur l'axe des

dnergies,

_ce

qui correspond

I l'dcart mesurd _sur les

spectres.

Ce rdsultat confirme

l'hypothlse qui

avait dtd faite _en raisonnant _sur les hauteurs relatives

des structures observdes _avec des

dnergies dlectroniques

de 40 et 60 eV dans la _source de

mdtastables.

Les autres structures

apparaissant figures

6 et 7

peuvent

6tre

expliqudes, d'aprls

la discus- sion

thdorique,

_par la contribution de distributions maxwelliennes _encore

plus

ddcaldes _que les

prdcddentes

_sur l'axe des

dnergies

_: celles-ci rdsultent de transferts

d'dnergie

de vibration _en

dnergie cindtique

du

type

(e)

^He~ +

H2D

_-

(He, H20+ _{(I, v)]}

_{+ e}

(f) _(He, H2D+(I, _v)]

_-

H2D+(I, v')

₊ He

Les transferts

d'dnergie bW(v

_-

v')

mis _en

jeu

dans _{ce cas ne}

peuvent

6tre identifids h

partir

des

spectres prdsentds, compte

tenu du nombre dlevd des dtats

dlectroniques

et vibrationnels

peuplds

_en

(e).

Il est donc exclu

d'envisager

_un

ajustement

des courbes

expdrimentales

_par des

superpositions

de maxwelliennes

thdoriques.

On

peut

^ndanmoins _{remarquer que} ces transferts sont

plus

nombreux _sur la

figure

7 _{que sur} la

figure

6 off la

proportion

d'dtats

2~S

_est

plus

JOUR~AL DE PHYSIQUE II T 3. N'6 JUNE 1993 3'

importante

_que celle de

2~S.

_{Ce rdsultat}

suggAre

donc _{que, par}

impact

de

triplets,

_on accAde h

un

plus grand

nombre de niveaux vibrationnels _{que par}

impact

de

singulets.

Le

spectre

^de l'ion

H2D+

crdd _par

impacts

de Ne*

(Fig. 8)

est diflicile h

interprdter

du fait que [es niveaux vibrationnels de l'dtat

~Ai

sont trAs fortement

peuplds [9],

et que les

ddcalages

_en

dnergie correspondants

sont inconnus. La discussion

thdorique prdcddente suggAre

ndanmoins _que le

pic

de

gauche peut

^{rdsulter de} la contribution des ions formAs dans leur dtat

fundamental,

sans transfert

d'dnergie.

Le niveau

~Bi(0, 0, 0)

^{dtant faiblement}

peupld,

l'allure

non maxwellienne de la distribution observde _ne

peut s'expliquer

_{que par} la contribution d'ions formds dans l'dtat

~Ai

bdndficiant iventuellement de transferts

d'dnergie

de vibration _en

inergie cindtique

_au sein du

complexe

intermddiaire

[Ne, H2D+ (~Ai)j

6, 2 FORMATION DES IONS

0H+

_ET H+ Les spectres ^de distribution _en

inergie

des ilec-

trons

djectis

_par

impact

de He* _ne font

apparaitre

_que des structures

correspondant

h la

formation de l'ion

H2D+

_[8

iii.

Les ions

DH+, H+

_et

HeH+

ne sont donc _pas crdds _{au cours} d'un mdcanisme direct leur formation risulte d'un _{processus en} 2

dtapes

(~)

^He* +

H2D

_-

[He, H2D+(I, v)j

+ e

(g) [He, H2D+(I,v)j

_-

H2D+,DH+,H+,HeH+

Au _cours de la demi-collision

(e)

^l'ion

H2D+

est forma dans l'un des dtats observds _par

spectroscopie dlectronique.

Karlsson et coil.

[20]

^{ont mis} en

dvidence,

_par

photoionisation,

_un

grand

nombre de niveaux vibrationnels de l'dtat

~B2

entre

16,97

et

20,14

eV.

Compte-tenu

de leurs

potentiels d'apparition rappelds

h la section

4.I,

les ions

DH+

_et

H+

ne

peuvent

Atre formAs _en

(g) qu'h partir

^de

H2D+

dans l'itat

~B2

vibrationnellement excitd.

La redistribution de

l'dnergie

entre les

particules

lourdes _{au cours} de la demi-collision

(g) peut

^{conduire h}

plusieurs

voies finales

lorsque

l'ion

H2D+

_est dans l'dtat

~B2

(gl)

He +

H2D+ _{(~B2, v)}

- He +

H20+ _(~B2, v')

L'itat vibrationnel de l'ion

H2D+

dans l'dtat

dlectronique ~B2 peut changer.

Ce _cas

cor-

respond,

soit h _une transition

radiative,

soit h _un transfert

d'dnergie

vibrationnelle _en

dnergie cindtique qui

_se

rdpartit

_sun les deux

partenaires H2D+

et He.

Remarquons

_que dans le _cas

d'une transition

radiative,

l'atome d'hdlium _ne

joue

_aucun r61e.

(g2)

He +

H2D+ _(~B2 iv)

-

DH+

_{+ H + He}

(g3)

He +

H2D+ _(~B2 iv)

- OH +

H+

_{+ He}

l'dnergie

de vibration est utilisde _pour la dissociation de l'ion

H2D+

_et

se retrouve _sous forme

d'dnergie cindtique

_sun les

fragments ^DH+

et H+

En

efiet,

le

spectre

^de

photodlectrons

de

H2D+

_montre des structures vibrationnelles trAs

dlargies

_pour l'dtat

~B2

indicatrices de la

prdsence

d'un mdcanisme de

prddissociation rapide jig].

La

figure

14 illustre dans _{ce cas} le mdcanisme

envisagd

et [es transferts

possibles

de quanta de vibration.

Lors de la dissociation de l'ion

H2D+ (~B2)

^{chacun des}

fragments

formds

acquiert

_une

partie

de

l'dnergie cindtique disponible.

Bien _que

son

potentiel d'apparition

soit

supdrieur

de

N°6 INTERACTION

He*(2 ~S,

2

~S)/Ne*(~Po> ~P2)

+ H20. 789

H20~

l~B2)

~~>

OH~+_H

eV

R

Fig.

14. Sch4ma du mdcanisme de

pr4dissociation,

construit h

partir

des r4sultats de

photoionisation

et de

photodissociation

[20].

E(

_est

l'dnergie cindtique

relative de

OH+

_{et H.}

[Schema

of the

predissociation

mechanism based _upon

photoionisation

and

photodissociation

results [20].

El

is the relative kinetic _energy of

OH+

_and

H-j

610 mev h celui de l'ion

DH+,

l'ion

H+,

dont la _masse est

beaucoup plus faible, acquiert

_une

dnergie cindtique supdrieure

h celle de _ce dewier. On

peut

^donc

expliquer

^ainsi _que [es ions

H+

possldent

_une

dnergie cindtique

maximale

supdrieure

_aux ions

DH+

_{et que}

ces derniers soient eux-m6mes

plus dnergdtiques

_que l'ion

parent.

Bien _que les

ddcalages

en

dnergie

_pour la formation de l'dtat

~B2

_par des mdtastables

2~S

_et

2~S

ne soient _{pas connus, on}

peut

_{supposer que} ^{leur diffdrence} reste du m6me ordre de

grandeur

que pour la formation de l'dtat

fondamental,

dans la _mesure off les voies d'entrde sont

identiques

dans les deux _cas. Le mdcanisme _en deux

dtapes dvoqud explique

donc la

prdsence

des deux structures attribudes _aux dtats

2~S

_et

2~S

sur les

spectres

en

dnergie

des ions

fragments.

6,3 FORMATION DES IONS

HeH+

On _ne

possbde

actuellement _aucune information _sur

l'allure des courbes de

potentiel reprdsentant

le

systAme ^H+

+ OH + He dans la voie de sortie. Nos travaux dtablissent

cependant

_{que ces} courbes

prdsentent

ndcessairement _un

puits

suflisamment

profond

_pour

expliquer

la formation de l'ion associatif

HeH+

Nous avions

signald

sa

prdsence

lors d'une interaction He*

H2

_[3] et

expliqud

_sa formation _{par un} mdcanisme du

type

:

He*

(2~S, 2~S]

⁺

H2

_-

(He, Hi ii, _v)]

+ e

~- HeH+

_{+ H}

Par

analogie

_{avec ce}

rdsultat,

_on peut supposer que la formation de l'ion

HeH+

rdsulte d'un mdcanisme _en 2

dtapes,

dont la

premiAre correspond

h la rdaction

(e).

6.4 FORMATION DES IONS

H30+

Nous _avons montrd

que-l'ion H30+ _peut

itre forma _par

impact

de He* et de Ne*. Dans _ce second _cas, l'interaction _ne conduit h _aucun ion

fragment,

_ce

qui

exclut

l'hypothAse

d'une formation h

partir

d'une rdaction

ion-neutre,

autre que celle

qui

ferait intervenir l'ion parent.

La formation des ions

H3D+

rdsulte donc d'une double

collision,

_ce

qui explique

la

ddpen-

dance

quadratique

du nombre d'ions crdds _avec la

pression

cible

He*

jNe*

+

H2D

_-

H2D+

₊

H2D+

₊

_H20

-

H30+

₊

Ce mdcanisme

permet d'expliquer

la

prdsence

_sun la

figure

12 des deux _structures caractdris-

tiques

de la formation de l'ion

H2D+

_par

impact

de mdtastables

2~S

_et

2~S.

Nous _avons

ddjh signald

_{que, par}

impact

de

Ne*,

seuls sont accessibles [es dtats

~Bi

et

~Ai

de

l'ion

parent.

La rdaction

prdcddente

_{ne permet pas, en} raison de _sa

complexitd,

de

prdciser

le _ou les transferts

d'dnergie responsables

de la _structure observde

figure

13. On

peut noter, toutefois,

que cette structure

n'apparait

_pas de maniAre

significative

_sun le

spectre

obtenu _par

impact

de He*

(Fig. 12)

et

expliquer

_ce rdsultat _en admettant _que l'dtat

~B2,

accessible dans le second _cas, contribue

dgalement

h la formation de l'ion

H3D+

Cette _structure serait donc

masqude

_{sun ce} dernier

spectre

par la contribution de maxwelliennes

correspondant

h des transferts

d'dnergie impliquant

l'dtat

~B2.

7, Conclusion.

Nous _avons

analysd

_par

spectroscopie

de _masse les

produits ioniques

des interactions He*

H2D

et Ne*

H2D

et ddtectd

parmi

ceux-ci des ions

H3D+

En faisant varier la tension d'accdldration des dlectrons dans la _source de

mdtastables,

_nous

avons montrd _pour la

premiAre

fois _que [es distributions _en

dnergie

des ions formds par

impact

de He*

prdsentent

des structures

imputables

_aux ^dtats

^2~S

et

2~S.

Nous _avons

expliqud

_ce

risultat _par le fait _que les

ddcalages

_en

inergie

AE mesurds _par

spectroscopie dlectronique

_par Cermak _pour les interactions He~

(2~S) ^H2D

et He*

(2~S) H2D

sont trAs diffdrents l'un de l'autre.

Cette dtude _a donc montrd _pour la

premilre

fois l'incidence de AE

importants

_sun les distributions _en

dnergie

des ions crdds _{au cours} d'un _processus

Penning.

Cette observation

apporte

confirmation du modlle _{quo nous avons}

ddveloppd

_pour l'dtude des interactions _avec des cibles de

monoxyde

et de

dioxyde

de carbone _nous avions _en effet montrd _que la distribution

en

dnergie cindtique

devait Atre

analogue

I celle des

particules

neutres incidentes _et vdrifid

cette

hypothAse

_{par une}

analyse

de la rdaction _{Ne* + At}

-

Ar+

_{+ Ne +}

e pour

laquelle

_aucun transfert

d'dnergie

n'est

possible (nous

avions trouvd _que les ions

Ar+

_sont distribuds suivant

une loi de

Maxwell).

Los distributions _en

dnergie

obtenues dans

ce travail

prdsentent

des _structures trop nom-

breuses _pour Atre

reproduites

_avec

prdcision

_{par une}

superposition

de maxwelliennes. Cette dtude dtablit ndanmoins _quo si certaines de _ces structures

peuvent s'expliquer

_par l'existence de AE difiirents pour les mdtastables

2~S

_et

2~S

de

l'hdlium,

d'autres structures _ne peuvent

s'interprdter

_{que par un} mdcanisme _en deux

dtapes,

_avec formation de

complexes

ionisds inter- mddiaires et transfert

d'dnergie

de vibration _en

dnergie cindtique

_au moment de leur dissocia- tion. Nous _avons iti _{en mesure} de conforter _cette

hypothlse

_en

pricisant

les dtats

quantiques

de l'ion parent, ^h l'intdrieur de _ces

complexes, impliquis

dans la formation de certaines des voies finales observdes.

N°6 INTERACTION

He*(2 ~S,

2

~S) /Ne*(~Po, ~P2)

+

H20.

791

Bibliographie

[1] TUFFIN

F.,

LB COZ

G.,

PERESSE

J.,

C. R. Acad. Sci. 291

(1980)

141-144.

[2] TUFFIN

F.,

LE NADAN

A.,

PERESSE

J.,

J.

Pllys. (1985)

181-187.

[3] TUFFIN

F.,

LE COZ

G.,

LE NADAN

A.,

J.

Puys. (1987)

1291-97.

[4] LE NADAN

A.,

LE COZ

G.,

SINOU

G.,

TUFFIN F. C. R. Acad. Sci. 308

(1988)

9-12.

[5] LE NADAN

A.,

LE COZ

G.,

TUFFIN

F.,

J.

Puys. (1989)

387-395.

[6] ^{LE NADAN} A., SINOU G., TUFFIN

F.,

Diem.

Pllys.

Lett. 156

(1989)

1, 24-30.

[7] LE NADAN

A.,

LE COZ

G.,

TUFFIN

F.,

J.

Pllys. (1989)

1777-1785.

[8] YEE

D.S.C.,

HAMNETT

A.,

BRION

C.E.,

J. Election.

Spectrosc.

Relat. Pllenom. 8

(1976)

291- 312.

[9] CERMAK

V.,

YENCHA

A.J.,

J. Election.

Spectrosc.

Relat. Pllenom. 11

(1977)

67-73.

[10] ^OHNO

K.,

MUTHOH

H.,

HARADA

Y.,

J. Am. Diem. Sac. 105

(1983)

4555-61.

[11]

^HAUG

B.,

MORGNER

H.,

^STAEMMLER

V.,

J.

Puys.

818

(1985)

259-274.

[12] ^{BEN ARFA}

M.,

LE COZ

G.,

LE NADAN

A.,

SINOU

G.,

TUFFIN

F.,

_non

pub1i4.

[13] ^TUFFIN

F.,

LE COZ

G.,

PERESSE

J.,

J.

Pllys.

Lett. 40

(1979)

271-275.

[14] ^{LE NADAN}

A.,

LE COZ

G.,

TUFFIN

F.,

PERESSE

J., Spectla

200010

(1982)

21-26.

[15] ^CERMAK

V.,

J. Diem.

Pllys.

44

(1966)

3774-85.

[16]

^HOTOP

H.,

^NIEHAUS

A.,

Z.

Pllys.

22

(1969)

68-88.

[17] ^MILLER

W.H.,

J. Diem.

Pllys.

52

(1970)

3563-72.

[18] ^MUNZER

A.,

NIEHAUS

A.,

J. Election.

Spectlosc.

Relat. Pllenom. 23

(1981)

367.

[19]

BERKOWITZ, Photoabsorption,

Photoionization and Photoelectron

Spectroscopy (Acadenfic

Press,

1979) p.239.

[20]

^KARLSSON

L.,

MATTSON

L.,

JADRNY

R.,

ALBRIDGE

R-G-,

PINCHAS

S.,

BERGMARK

T.,

SEIEGBAGHN

K.,

J. Cllem.

Pllys.

62

(1975)

4745-52.