Étude expérimentale de la relaxation du rubidium en présence d'hélium

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Submitted on 1 Jan 1969

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Étude expérimentale de la relaxation du rubidium en

présence d’hélium

M. Aymar, M.A. Bouchiat, J. Brossel

To cite this version:

M. Aymar, M.A. Bouchiat, J. Brossel. Étude expérimentale de la relaxation du rubidium en présence

d’hélium. Journal de Physique, 1969, 30 (8-9), pp.619-629. �10.1051/jphys:01969003008-9061900�.

�jpa-00206826�

ÉTUDE

EXPÉRIMENTALE

DE LA RELAXATION DU RUBIDIUM

EN

PRÉSENCE D’HÉLIUM

Par M.

_AYMAR,

M. A. BOUCHIAT et

_J.

BROSSEL,

Faculté des Sciences de Paris, Laboratoire de Spectroscopie Hertzienne de l’E.N.S., associé au C.N.R.S.

(Reçu

le 24 mars

_1969.)

Résumé. 2014 On décrit une étude

_{expérimentale}

de la relaxation, en

_présence

d’hélium, d’atomes de Rb

_polarisés

_{par pompage}

_optique.

Des

_isotopes

enrichis de 87Rb, 85Rb, 4He et 3He ont été utilisés. Différentes causes

_possibles

d’erreurs

_{systématiques}

sont discutées. On observe que la relaxation

de Sz >

est _{caractérisée par} deux constantes de _{temps 03C4} et 03C4’ dont on a mesuré la variation en fonction de la

_{pression p}

d’hélium

_(entre

16 et 700

_torrs).

A basse

_pression,

03C4 et 03C4’ sont associés aux deux

_premiers

modes de diffusion des atomes vers la

_paroi

totalement désorientante

_(paroi

non

_enduite).

On en déduit le coefficient de diffusion de Rb dans l’hélium

à la

_pression

_{atmosphérique}

et à 300 °K :

_D0(Rb-4He)

= 0,42 _± 0,06

cm2/s,

indépendant

de

l’isotope

Rb et

_{D0(Pb-3He)/D0(Rb-4He)}

= 1,25 _± 0,1 et on

_interprète

ces résultats.

Aux fortes

_pressions,

au _{contraire, 03C4} et 03C4’ sont

_{approximativement}

les constantes de

_temps

de la relaxation

_{de Sz >}

induite sous l’effet des chocs contre le _gaz

_(une

correction est

_apportée

pour tenir

_compte

de la relaxation sur la

_{paroi après}

diffusion dans le

_gaz).

On en déduit les sections efficaces

_{03C3n(87Rb-He)}

= 0,47 10-24 cm2 et

03C3n(85Rb-He)

= _0,27 10-24 cm2

pour l’observable

_{Iz >,}

et

_03C3e(Rb-He)

= 8,2 10-24 cm2

pour

l’observable Qe >.

L’identité des sections _{efficaces mesurées pour} 4He et 3He est

_compatible

avec

_{l’hypothèse}

selon

laquelle

l’interaction désorientatrice

_{prédominante}

est

_{d’origine spin-orbite.}

L’effet du

_spin

nucléaire

de 3He est indécelable et donc

_plus

faible

_qu’il

n’était attendu

_{théoriquement.}

La variation de _03C3n,

quand

on _passe de 85Rb à 87Rb, est

_comprise,

_{ainsi que l’identité} de _{03C3e pour} ces deux

_isotopes.

Par contre, pour

expliquer

le _rapport

_03C3n/03C3e,

on est amené à faire certaines

_hypothèses

sur la

fonction de corrélation de _{l’interaction désorientatrice que} nous ne savons _pas

_justifier

à ce

stade sur le

_plan

_théorique.

Pour élucider

_{complètement}

le mécanisme de la relaxation du Rb

en

_présence

d’hélium, il

_apparaît

_{que des} mesures

_{complémentaires}

sont nécessaires.

Abstract. 2014 We

present

in _{this paper} an

_{experimental study}

of the relaxation in helium

of Rb atoms

_{polarized by optical pumping.}

Enriched

isotopes

87Rb, 85Rb, 4He and 3He have been used. Different sources of

_systematic

errors are discussed. The time evolution

_{of Sz >}

is found to involve two

_exponentials

with time constants 03C4 and 03C4’ whose variation versus helium pressure has been studied in the range 16 to 700 torrs. At low pressures, 03C4 and 03C4’ are to be associated with the first and second diffusion modes of Rb atoms

_through

the helium gas to

the

_{totally disorienting}

walls. This leads to the

_following

values of the diffusion coefficient

of Rb atoms in helium at

_atmospheric

_pressure and at 300 °K :

_D0(Rb-4He)

= 0.42 ± 0.06

cm2/s

which is found

_independent

of the Rb

_isotope

and

_{D0(Rb-3He)/D0(Rb-4He)}

_{= 1.25 ±} 0.1. The

_{interpretation}

of these results is

_given.

At the

_opposite

end of the

_explored

_{pressure range, 03C4} and 03C4’ are close to the time constants

of the relaxation induced

_{on Sz >}

_by

_{gas collisions}

_(a

correction has to be done for

_substracting

the effect induced

_by

wall

_collisions).

One thus

_gets

the

_following

cross-sections :

_{03C3n(87Rb-He)}

= 0.47 10-24 cm2,

03C3n(85Rb-He)

= 0.27 10-24 cm2 for

observable Iz >

and

03C3e(Rb-He)

= 8.2 10-24 cm2 for

_observable

_Qe

_>.

Cross-sections relative to 4He and 3He are found

the same ; this is in agreement with the

_{assumption according}

to which the relaxation of Rb

atoms

against

rare _{gas atoms is due} to the

_spin-orbit

interaction. The effect of the nuclear

spin

of 3He could not be detected, we conclude that it is smaller than was

_{theoretically}

_predicted.

The ratio of the two cross-sections 03C3n relative to 85Rb and 87Rb is understood, as well as the

equality

of 03C3e for the two Rb

_isotopes.

However to

_explain

the value found for

_03C3n/03C3e,

one is

led to make

_assumptions

about the correlation function of the

_disorienting

interaction for which

a theoretical

justification

is not available at the

_present

time.

_{Complementary}

measurements

would be useful to elucidate more

_completely

the relaxation of Rb in helium.

Les

_experiences

d6crites dans ce travail ont 6t6 r6alis6es sur un

_melange

d’h6lium et de _vapeur de

rubidium,

contenu dans des cellules de verre _pyrex

(sans

enduits de

_paraffine

ou de

silanes)

dont les

_parois

ont ete volontairement contamin6es par un miroir

de Rb. L’etude de la relaxation a ete faite sur trois

types

de

_{m6langes .}

87Rb-3He,

87Rb-4He,

85Rb-4He

dans le but d’élucider la nature de l’interaction

desorientatrice.

Suivant une m6thode

_d6jh

d6crite

[1],

on

procède

en deux

6tapes :

le

système atomique

est d’abord soumis au _pompage

optique

et

_prepare

dans un 6tat

initial different de

_{1’equilibre}

de

Boltzmann;

puis

on

interrompt

le _pompage et

_pendant

le retour a

l’équi-libre on suit 1’evolution au cours du

_temps

d’une

observable

_{particulière,}

dans le cas

_{present Sz}

_>.

Ceci se fait en mesurant en fonction du _temps la

quan-tit6 de lumiere absorb6e sur un faisceau lumineux

convenablement

_polarise

et assez _peu intense pour ne

pas

perturber

revolution sous le seul effet des collisions.

Les mesures ont ete faites avec des

pressions

d’hélium

variant entre 16 et 670 torrs. Dans ces

conditions,

deux causes de relaxation sont

_{importantes :}

les

colli-sions du Rb contre la

_{paroi apr6s}

diffusion dans le _gaz

et les collisions du Rb contre I’h6lium. L’evolution

de

Sz >

sous leur effet simultan6 a fait

_1’objet

d’une

etude

_theorique

d6taill6e

[2]

a

_laquelle

nous nous

r6f6rons _pour

_{l’interprétation}

des mesures.

Nous

_indiquerons

tout d’abord

_(§

₁₎

les

_problemes

exp6rimentaux particuliers

que nous avons rencontr6s

pour 1’etude de la relaxation en

presence

d’h6lium.

Ils sont lies essentiellement a la

_petitesse

de la section efficace de desorientation

Rb-He,

qui

necessite

_1’emploi

de

_pressions

d’hélium

_{allant jusqu’a}

1 atm en

_presence

desquelles

les raies

_{d’absorption}

de la _vapeur sont

considérabIement

_61argies

et

_d6plac6es.

Les resultats

exp6rimentaux

que nous d6crirons ensuite

(§ 2)

per-mettent de determiner les coefficients de diffusion du Rb dans 4He et 3He ainsi _que les sections efficaces de desorientation associ6es _pour

_{chaque isotope}

de Rb

a deux observables

_qui

6voluent differemment

« Iz

>,

1’orientation

_{nucl6aire, et}

_{Q, > == S;, >}

2

>

Aucun effet lié au

_spin

nu-2I

+ 1)2

1)2-2

20132013 Aucun effet lie au

spin

nu-cl6aire de 1’helium n’a 6t6 observe sur ces sections efficaces. Nous ach6verons

_{(§ 3)}

en

_comparant

les

valeurs des

_param6tres

obtenus a celles

_qui

ont 6t6 soit calcul6es

_{théoriquement,}

soit mesur6es _par d’autres

expérimentateurs.

1.

Remarques

sur les conditions

expérimentales.

-1. REMPLISSAGE DES CELLULES. - Nous _avons utilise

des cellules

_sphériques

_(2R

== 62

mm)

en verre _pyrex.

Chaque

cellule est 6tuv6e

_plusieurs

heures a 450

_°C;

puis 1’isotope

de Rb

_(87Rb

enrichi a

_99,2

_%

ou 85Rb

enrichi a

_99,6

_%)

est distille a l’int6rieur de la cellule

de maniere a former un mince miroir

m6tallique

sur

toute la

_paroi,

sauf sur les zones destin6es a laisser

passer les faisceaux lumineux. On introduit alors

I’h6liUM 4He

_(puret6

>

99,999

%)

ou 3He

(puret6

isotopique ~

99,98

% et purete chimique ~

99,97

%,

la

_principale

_impuret6

6tant de

_{l’hydrogene}

dont 1’effet n’est _pas d6celable a cette

_{concentration).}

La

_pression

est mesur6e a 1’aide

_d’unejauge

de Mac Leod.

_Chaque

cellule est scell6e et

_s6par6e

_{du banc de pompage. Le}

miroir continu de Rb 6volue _par la suite et se rassemble

en fines

_{gouttelettes,}

mais la surface recouverte est

suffisante _{pour que} l’on

_puisse

admettre _que la

pres-sion du Rb dans la cellule est a

_{chaque temperature}

la tension de _vapeur saturante.

2. CHOIX DE LA TENSION DE VAPEUR DU Rb. -Dans nos mesures, on doit d6duire 1’evolution

_{de Sz >}

de la variation

_{ðL A}

de la lumi6re absorb6e

_LA

_par la vapeur. Ceci

impose

donc _que 1’on

_opere

dans des conditions telles _que

_l’opacit6

_{equivalente kl [3]}

de la cellule soit nettement inferieure a 1 : il faut en effet

que la variation de

LA,

lorsqu’on

passe d’une vapeur

tres orientee a une _vapeur d6sorient6e :

puisse

s’ecrire sous la forme kl - k’ l. Or

nous avons

opere

a des

_pressions

de gaz tres

élevées

jusqu’a

600

_torrs)

pour

lesquelles

la raie

d’absorption

de la

vapeur de Rb se trouve

_61argie

et

_d6plac6e

du fait des collisions. Pour une tension de vapeur du Rb

_pRb

fixée,

on constate une

grande

diminution de la lumi6re

absorb6e

_quand

la

_pression

du _gaz

_{étranger P}

_croit,

la raie

_{d’absorption}

devenant

_plus

_large

_{que la raie}

optique

utilis6e pour la detection.

L’importance

de cet

effet est _{illustree par la}

_figure

1 a ou l’on a

_port6

en fonction

de p

la

quantite

kl

(d6duite

de la mesure

du

_{rapport :}

lumi6re

_{absorbée/Iumière}

incidente = 1-

_e-kl).

On

_peut

noter _que la courbe

experi-mentale

_pr6sente

aux environs de 400 torrs une

brusque

FIG. 1.

a)

Variation de kl en fonction de la

_{pression p}

d’h6lium

à _pRb constant

_(1,5

X 10-6

_{torr). kl}

se deduit de la mesure

du

_{rapport :}

intensite de lumiere

_D2

_{absorbee/intensite}

incidente. La source est une

_lampe

de resonance.

b)

Schema du

_profil

des raies d’6mission et

d’absorp-tion dans les deux zones de

_pression

extremes.

discontinuité,

a

_laquelle

on a _pu attribuer

l’interpr6-tation suivante

_{[4] :}

aux

pressions

faibles,

la raie

d’absorption

D2,

comme la raie

_{d’6mission,}

se divise

en deux _composantes

_{hyperfines parfaitement}

r6solues

( fig.

1

_{b) : chaque}

raie

_{d’absorption}

_{A, (ou}

_A2)

ne recouvre

_qu’une

seule raie d’6mission

_{E1 (ou}

_E2).

Quand

la

_pression

d’hélium

_augmente,

une raie

d’absorption

telle _que

_A,

est

_61argie

et

_d6plac6e

de

façon

telle

_qu’elle

_peut

_empi6ter

sur la raie

d’6mis-sion

_{E2 :}

certaines

_longueurs

d’onde 6mises sur la

raie

_El

_peuvent

etre absorbees non seulement sur

_A,

mais aussi sur

A2.

D’oii r6sulte le

_brusque

changement

de _pente observe vers 400 torrs sur la courbe donnant

la

_proportion

de lumiere absorbee. Au-dela de 400 torrs,

quand

A1

et

_A2

recouvrent a la fois

_El

et

_E2,

la variation de kl redevient monotone.

Comme

_consequence

des effets _que nous venons de

d6crire,

il est tres difficile de r6aliser des 6tudes de relaxation a des

_pressions

d’h6lium différentes en

main-tenant constante la tension de _vapeur de Rb

_(PRb).

En

_effet,

si la condition kl 1 est satisfaite aux

faibles

_pressions,

la

_quantite

de lumi6re absorb6e aux

fortes

_pressions

devient si faible _que le

_rapport

_signal

sur bruit est

_{catastrophique.}

Ainsi nous avons du _pour

chaque

pression

d’h6lium

_r6gler

_{la tension de vapeur} du Rb

_{(c’est-a-dire}

la

_temperature

0 de la

_cellule)

de mani6re telle _que

_{l’absorption de}

la

_vapeur

soit

_toujours

sensiblement la même et telle _que l’on ait

_{kl «}

1 :

pour p

40 torrs :

pour

p -

700 torrs :

Dans ces

_conditions,

le

_signal

_optique

demeure facile

a

_interpreter

en fonction de la valeur moyenne de

diverses observables relatives au

_syst6me

_atomique.

Cependant

la detection

_de

S.

_{I >}

_est, comme on

_peut

le

_pr6voir,

tres

_difficile,

des _que

_{l’élargissement}

des raies

_{d’absorption}

_optiques

devient

_superieur

a la

structure

_hyperfine.

C’est du reste

_pourquoi

nous

n’avons pas encore 6tudi6 la relaxation

de

S.

I >

pour le Rb en

presence

d’hélium.

La detection

_de

_{Sz >}

ne _pose,

_elle,

aucune difficulté

lorsque

PRb

est judicieusement

choisi à

_chaque

_pression

d’h6lium.

_Cependant

on est conduit a se demander

si les modifications

_apport6es

a la

_temperature

0 du

gaz et a la tension de _vapeur du Rb ne _{peuvent pas}

affecter sa relaxation de maniere

appreciable.

En

fait,

sur un intervalle AO aussi

restreint,

la

frequence

des chocs

Rb-He

(oc

0112 )

et le coefficient de diffusion

_{( oc}

_(}3/2)

sont affectés par la variation de 6 au

_plus

de 5 et 15

_%.

Chaque

constante de _temps mesur6e _peut du reste etre

corrig6e

si n6cessaire

_puisque

1’effet de la

_temperature

peut

etre considere comme

approximativement

connu.

Nous admettrons que la section efficace moyenne de desorientation ne varie _pas sur l’intervalle A6

(ceci

est justifie au §

3.2 _par

_1’6quation

_(13)).

Par _contre,

il reste 1’effet des collisions

_d’échange

Rb-Rb

_qui

pourrait

ne _pas demeurer sans

importance (sur

la

relaxation

_de

_{Sz >)}

aux tensions de vapeur 6lev6es

auxquelles

on est amene a

_op6rer.

Pour

_r6pondre

a

cette

_question,

les mesures de relaxation a une

pression

d’hélium fixée ont ete

_r6p6t6es

pour des valeurs de

Plb

variant dans un facteur de l’ordre de 2 : aucun effet

attribuable à _PRb n’a _pu être observ6 sur les constantes

de _temps mesur6es. En

_fait,

il a

_d6jA

ete montre que

les collisions

_d’échange

entre atomes

_identiques

_[5]

ont un effet

_n6gligeable

sur 1’evolution de

_{Sz >,}

mais

il faut aussi

_envisager

1’effet des collisions

_d’6change

entre

_isotopes

diff6rents : bien que nous

_op6rions

sur

des

_isotopes

de Rb tres _{purs, a} forte tension de _vapeur la

_frequence

des collisions 85Rb-87Rb n’est

_plus

tota-lement

_n6gligeable.

Elles ont _pour effet de

_coupler

entre elles les évolutions des observables des deux

isotopes qui

ont

_(en

1’absence de

_couplage)

des

constantes de

_temps

devolution _propres tr6s différentes. En

_fait,

ceci alt6re

_beaucoup

les constantes de

_temps

de

_l’isotope

_peu concentr6 et _{tres peu} celles de

_l’isotope

tres concentr6. Un calcul

_simple

_permet d’estimer _que dans nos

_experiences

1’erreur due a la

_presence

de 1’autre

_isotope

est

_n6gligeable

_{parce que} nous avons

opere

sur un seul

isotope

enrichi a

plus

de 99

%,

mais

il n’en serait

_plus

de meme _pour une

puret6

isotopique

10 fois moindre.

3. ANALYSE DES COURBES DE RELAXATION. - La

courbe de relaxation

_{de Sz >}

est obtenue directement

sur 1’ecran d’un

_oscilloscope

ou l’on

_peut

la

photo-graphier ( fig. 2).

En

_principe,

dans le cas le

_{plus general,}

cette courbe est la

_{superposition}

de

_quatre

expo-nentielles

_{[2] :}

FIG. 2. -

Exemple

d’une courbe de relaxation

_{de Sz >}

photographiée

sur un

_oscilloscope

avec deux vitesses de

_balayage

diff6rentes ; la trace horizontale

_repr6sente

Chaque

constante de _temps

_Tz

caractérise 1’evolution d’une observable donn6e

_(indice

i = n

_pour

_Iz

_>,

sous 1’effet simultan6 des chocs contre le _gaz et sur la

paroi apres

diffusion dans le _gaz, suivant un mode

temporel

donne _que

_d6signe

l’indice v

_{(1, 2).}

Notre

procédé

graphique

de

_{d6pouillement}

des courbes de relaxation ne nous _{permet pas} d’obtenir les _quatre

constantes de _temps mais seulement deux

pseudo-constantes de

_{temps T}

et =’

_repr6sentant

en

pratique

la relaxation

de

Sz >

et telles _{que :}

Nous d6terminerons d’abord la constante de

_temps

longue

en

amplifiant

la

partie

de la courbe voisine

de

_{l’asymptote}

_{(t grand) :}

en coordonnée

semi-loga-rithmique,

cette

_portion

de courbe est

_repr6sent6e

_par

une droite de

_pente

- 1/--r.

Ainsi

d6termin6e,

T doit

avoir une valeur voisine de la

_plus

longue

des constantes

de _temps d’evolution

_de

_{Sz >}

_(,r(l)),

d’autant

_plus

que nous savons _que

_parmi

les _quatre mentionn6es

plus

haut c’est celle

_qui

est affectee du

_poids

le

_plus

fort.

Une fois _que nous connaissons _r, nous consid6rons la

courbe de relaxation

_{complete (a}

_partir

de t =

0).

En coordonn6es

_{semi-logarithmiques,}

c’est une courbe

W,

ayant pour asymptote une droite 9) de _pente

- 1/--r.

Nous retranchons les ordonn6es des

_points

de cø et D ayant meme abscisse : nous

_portons

la difference en

coordonn6es

_{semi-logarithmiques.}

Les

_points

que nous

obtenons ainsi ne sont

_alignes

_{que si} le second membre de

_1’6quation

₍₁₎

se r6duit en

_pratique

a la somme de

deux termes soit _{parce que} deux des coefficients sont

tres

_petits,

soit _{parce que} les constantes de _temps

_prises

deux a deux sont tres voisines. Les circonstances ou il en est ainsi sont connues

_[2]

et ce n’est en fait _que

dans ce cas _que la confrontation des resultats

experi-mentaux et

_theoriques

est

_{d6pourvue d’ambiguïté.}

Lorsque

les

_points

ne sont _pas

_alignes,

nous faisons

passer une droite _par les

_{premiers points (t}

_petit)

de pente

- 1/--r’.

Il semble _que nous obtenions _par ce

procédé

la constante de

_temps

la

_plus

courte

_(T(21).

C’est du reste ce _que l’on _peut confirmer en

_analysant

par ce

procédé

une courbe

qui

est la somme de

_quatre

exponentielles

connues. Mais 1’incertitude avec

laquelle

cette constante de

_temps

courte est 6valu6e

_depend

des

_grandeurs

et des

_poids

relatifs des diverses constantes

de

_temps;

elle est _par

_consequent

tres difficile a estimer. 2. Rdsultats

expérimentaux.

-

Quelle

que soit la

pression

d’h6lium

_(entre

16 et 670

_torrs),

nous observons

que la courbe de relaxation

de Sz >

est caractirisie

_par

deux constantes de

_tempsr

et T’ nettement distinctes. L’6tude

theorique

du

_phenomene

_sugg6re

une

interpretation

simple

de T et T’ dans les deux cas limites suivants :

- Aux faibles

pressions,

les collisions sur la

_paroi,

après

diffusion dans le _{gaz, pour} une

_paroi

contaminee

suppos6e

totalement

_{désorientante, repr6sentent}

le

processus de relaxation dominant pour toutes les observables

Q.

Ces derni6res relaxent toutes de la meme mani6re. Les deux constantes de

_temps

_qui

apparaissent

ne sont autres

_(quelle

_{que soit}

_Q)

_que T(1)

et T (2)

_{correspondant}

au

_temps

de diffusion suivant les

deux modes les

_plus

bas.

- Aux fortes

pressions,

la relaxation _par collisions

sur les molecules du _gaz

_1’emporte.

Si 1’interaction désorientatrice est de _type

_{magn6tique faible,}

les deux

constantes de _temps

_qui

_apparaissent

dans la relaxa-tion

_{de Sz >}

doivent etre

_T’

et

_{T n qui}

caracterisent

la relaxation en

_phase

_gazeuse des deux observables

différentes

Iz >

et

Q,e

>.

Nous allons d6crire successivement les resultats rela-tifs aux constantes de

_temps

_longue

T et courte "t".

1. CONSTANTE DE TEMPS LONGUE T. - La

figure

3

repr6sente

les résultats relatifs a

_1/T

en fonction

de p

FIG. 3. - Resultats

expérimentaux :

l’inverse de la constante de

_{temps longue}

en fonction de _]a

pres-sion p

d’b6lium.

dans les trois cas étudiés :

87Rb-3He ;

87Rb-4He;

85Rb-4He.

On constate _que les courbes

_{experimentales}

ont toutes les trois 1’allure de la courbe

_{theorique [2]}

donnant la variation de

_1/,r")

_{avec p} dans le cas ou

que

r(l)

est la constante de _temps associ6e au

premier

mode de diffusion _pour une observable dont la

relaxa-tion sur le _gaz seul est caract6ris6e par une constante

de

_temps

_{unique T’ :}

Aux

_{faibles pressions}

d’hélium

_{( p}

150

_torrs),

on

observe essentiellement le

_premier

terme

_qui

traduit

la relaxation sur la

_{paroi apres}

diffusion dans le _gaz

selon le

_premier

mode :

_1/T

_{1/ T(l) (T(l)}

ne

depend

pas de l’observable

lorsque

la desorientation

produite

par les chocs sur la

paroi

est

_totale).

On voit que du cote

des fortes pressions

on commence

_{tout juste}

a observer entre 400 et 670 torrs

_{1’augmentation}

de

_1/,r

avec p li6e a

_{1 / T ,n.}

Il faudrait

_operer

a une

_pression

d’au moins deux

_atmospheres

_{pour que} la relaxation

sur le _gaz soit vraiment le _processus dominant.

Lorsqu’on

etudie en detail la forme des courbes

experimentales pr6c6dentes,

on trouve _que chacune d’entre elles se deduit avec une tres bonne

approxi-mation d’une

_hyperbole

C et d’une droite C’ en faisant

la somme des ordonn6es des

_points

de C et C’ ayant meme

_abscisse,

comme cela est le cas _pour la courbe

theorique

r relative a

_1/T(’).

On _peut en conclure _que,

dans toute la zone des

_{pressions explories,}

la constante de

temps

longue

T _que nous mesurons est la

_{quantité r(l)}

d6finie par la relation

(3),

puisque

nous savions

_d6jA

que T

represente

T(l)

en

_pression

tres faible et

_{T n}

en

pression

tres forte.

Dans chacun des trois

_melanges

_6tudi6s,

on _peut

determiner

_{1’hyperbole}

C et la droite C’ de maniere

que la courbe

theorique

r

(«

somme » de C et

_C’)

passe au mieux _par 1’ensemble des

_points

exp6rimen-taux. Les courbes

_{theoriques (C, C’, r)}

et les

_points

exp6rimentaux

sont

_repr6sent6s

sur les

figures

4 et 5. De

_1’equation

de C on _peut d6duire le coefficient de

diffusion D et de la

_pente

de C’ la section efficace de desorientation an relative a

l’observable

Iz >

si l’inter-action desorientatrice en

_phase

_gazeuse est de

_type

magn6tique.

a)

Ditermination des

_coefficients

de

_diffusion.

- On

remarque sur la

figure

3 _que les courbes

experimentales

concernant 4He et les deux

_isotopes

de Rb sont

confon-dues ;

ceci

_signifie

_que le coefficient de diffusion de 87Rb

et 85Rb dans I’h6lium est

_pratiquement

le meme. Par contre, la courbe

expérimentale

relative a 3He se

_place

nettement au-dessus de la

_{pr6c6dente :}

le coefficient

de diffusion de Rb dans 3He est donc

_plus

_grand

_que dans 4He comme on devait

s’y

attendre. Toutes les

mesures _{utiles pour la determination du} coefficient de diffusion

_(p

200

_torrs)

ont ete faites a des

temp6-ratures voisines de 300 OK

_(de

_100),

aussi nous

n’avons _pas fait de correction de

_temperature

sur les

valeurs mesur6es. Les

_equations

des courbes C trac6es

sur la

_figure

4 sont

_indiqu6es

dans le tableau

_I,

ainsi

que les valeurs des coefficients de diffusion

Do

(a

300 OK

FIG. 4. - Determination des coefficients de diffusion :

points

experimentaux 1/r

et courbes

_theoriques

r « sommes » de C et

C’

donnant

_1/,r(l)

=

lIT(1)

₊

1IT’

dans la zone de

_pression

of la desorientation est

produite

essentiellement par les collisions sur la

_paroi

apres

diffusion dans le gaz

(11T’ n

1IT(l)).

TABLEAU I

RESULTATS EXPERIMENTAUX

RELATIFS A LA CONSTANTE DE TEMPS LONGUE

ET A LA DESORIENTATION PAR CHOCS

SUR LA PAROI APRES DIFFUSION

(p repr6sente

la

_pression

d’héIium mesurie en torrs à 300

_OK)

et a la

_{pression atmosph6rique}

_po)

obtenues a 1’aide de la relation :

valable _pour une cellule

_sph6rique

de _{rayon R.}

On obtient en

particulier :

L’incertitude est en valeur relative

_plus

faible _pour ce rapport que pour la valeur absolue de chacun des

coefficients de diffusion.

Etant donne

_que ces deux

coefficients sont

_voisins,

on

_peut

en effet

raisonna-blement supposer que les erreurs

syst6matiques

sont

les memes et s’eliminent sur le

_rapport.

b)

Ditermination de la section

_efficace

de disorientation _an. - On _remarque sur la

_figure

3 _que les

_points

experi-mentaux relatifs a 4He et aux deux

_isotopes

de Rb se

placent

sur deux courbes

_qui

deviennent nettement

distinctes a des

_{pressions sup6rieures}

a 300 torrs. Les

temps

de relaxation les

_{plus longs correspondent}

à 85Rb.

Ceci

_signifie

_que la section efficace 6n

depend

du

spin

nucl6aire : c’est bien

_{qualitativement}

ce _que l’on

attend si l’interaction désorientatrice en

_phase

_gazeuse

est de

_type

_magn6tique

faible. On voit aussi sur la

meme

_figure

_que 1’ecart entre les courbes

exp6rimen-tales 87Rb-3He et 8’Rb-4He est

_pratiquement

ind6pen-dant de la

_pression

entre 300 et 670 torrs. Aux fortes

pressions,

cet 6cart ne

s’explique

_plus

_par la difference

entre les coefficients de

_diffusion,

il

_signifie

_que les

temps de relaxation

_{T’ n}

sur le _gaz sont differents dans 4He et 3He a

_{pression 6gale.}

Comme la

_frequence

des collisions _que subit _{le Rb n’est pas la meme dans} les deux cas

(3He

_{plus 16ger produit}

des collisions

_plus

frequentes),

ce fait

n’implique

_pas n6cessairement _que

les sections efficaces Rb-4He et Rb 3He soient dif-f6rentes.

Aux

_points

_{exp6rimentaux}

_repr6sent6s

sur la

_figure

_5,

nous devons

_appliquer

une correction de

_temperature

qui

n’excede jamais

5

_{%. Apr6s}

_moyenne des

_résultats,

nous obtenons les valeurs de

_{1 / T’ n}

_qui

sont

_port6es

dans le tableau _{II pour} les trois

_couples

etudies. On

_peut

FIG. 5. - Determination des sections

efficaces (1n : points

experimentaux

1/r

et courbes

_theoriques

r dans la zone de

_pression

ou les chocs contre _{le gaz deviennent}

importants.

en d6duire les sections efficaces de desorientation en

utilisant la relation :

(V,

vitesse relative _moyenne des atomes entrant en

collision et n nombre d’atomes _par

cm3;

les valeurs

numériques

de la

_quantite

_V,

n sont aussi

_indiqu6es

dans le tableau

_II).

En ce

_qui

concerne les

_rapports

entre les sections

efficaces _an, nous obtenons les valeurs :

L’erreur relative est

_{plus grande}

sur _{an que} sur

_Do,

elle

_peut

_paraitre

a

_premiere

vue sur6valu6e 6tant

donne la

_dispersion

assez faible des

_points

experi-mentaux

_port6s

sur la

_figure

3. La raison est en fait

la suivante : dans le domaine de

_pression

ou sont faites

les mesures, la diffusion vers la

_paroi

a encore une

TABLEAU II

RESULTATS EXPERIMENTAUX RELATIFS A LA CONSTANTE DE TEMPS LONGUE

ET A LA CONTRIBUTION DES COLLISIONS Rb-He

importance

fort

_appreciable

et les collisions sur le _gaz

sont seulement

_responsables

de 50 a 75

_%

de la valeur de 1

_/T

mesur6e sur 87Rb

₍₄₀

a 65

_%

dans le cas de

85Rb).

On _peut alors craindre d’introduire des erreurs

systé-matiques

difficiles a 6valuer exactement. Il se trouve

que les

temps

de relaxation mesures sur le 87Rb

_melange

a 4He ou 3He sont tres

_voisins,

donc il semble raison-nable d’admettre _que les erreurs

_{syst6matiques}

com-mises sur

_{an (87Rb-3He)}

et

_an(87Rb-4He)

s’61iminent

sur leur _{rapport. Par contre, ceci n’est}

_plus

vrai _pour le _rapport des an relatifs aux deux

_isotopes

de Rb

qui

est de 1’ordre de 2.

Parmi les causes

_possibles

d’erreurs

_{systématiques,}

celle

_qui

nous semble la

_{plus importante}

r6sulte de ce

que

(

Sz >

6volue en

principe

avec _quatre constantes

de

_temps

distinctes tant _que la relaxation _par collisions

sur le _gaz n’est _pas le _processus dominant. Comme

nous I’avons

_explique

_pr6c6demment

_{(§ 1.3),}

nous savons seulement _{que la valeur r mesur6e} est voisine de

_r(’).

Nous avons cherche a 6valuer 1’erreur

corres-pondante

de la mani6re suivante.

_D’abord,

nous _traçons

pour

plusieurs

valeurs

de p

la courbe

theorique

qui

decrit en

principe

1’evolution

de Sz

>.

Cette courbe

est d6finie _par

_1’6quation

_(1),

les

_param6tres

_y(")

et

_i2va

sont 6valu6s a 1’aide des

_expressions

_theoriques

de la reference

_[2]

et des valeurs des

_param6tres

_Do,

an, (Tg e

deduits de nos mesures

(on

trouve _{que dans la} zone

de

_pression

_explor6e

_{r(l) /,r(2)}

varie entre

_1,8

et

_2,5,

Y/Y

> 1

et _que

_r(2)

est tres voisin de

_Te1).

Ensuite,

nous

_analysons

les courbes

_theoriques

ainsi calcul6es comme nous le faisons _pour les courbes

experimentales.

Nous obtenons une constante de _temps

_{longue r}

_plus

courte _que

_T

à cause de la

presence

de

zn2,

mais la

difference entre

_1/r

mesure et

_1/,r(l)

demeure inferieure

a

_{10 %.}

2. CONSTANTE DE TEMPS COURTEr’. - Les résultats

exp6rimentaux

concernant la constante de

_temps

courte sont

_{repr6sent6s figure}

6. Cette fois les

_points

relatifs

aux trois cas etudies se situent sur une courbe

unique

qui pr6sente

un minimum. Nous

distinguerons

trois

zones de

pression.

Dans la zone des

_{faibles pressions ( p}

100

_torrs),

la

quantite 1/T’ qui

d6croit

_rapidement

_{quand p}

croit

peut

s’interpriter

comme itant associie au second mode de

diffusion

vers la

paroi 1/T(2) ~ 1/,r(2) p, 1/T.

En

effet,

nous avons

trace,

a

partir

de

1’hyperbole

de

diffusion C(1)

_repr6sentant

le

_premier

_{mode,l’hyperbole}

de diffusion C(2)

_repr6sentant

le second mode :

1/T(2) = 41T(l).

Les courbes

_C2?3

associ6es aux

couples

87Rb-4He et

85Rb-4He sont confondues et voisines de la courbe

_Ci2)

associ6e au

_couple

87Rb-3He. A cause de 1’incertitude

des mesures

(la

determination de r’ est moins

_precise

que celle de

7),

on constate _que tous les

_points

experi-mentaux,

qu’ils

soient relatifs a 4He ou a

3He,

se

dispersent

autour des deux courbes

_{theoriques C(2)}

et

_Ci2).

FIG. 6. - L’inverse de la constante de

temps

courte

associee a la relaxation

_{de Sz >}

en fonction de la

pression p

d’helium :

_{points experimentaux}

_l/T’

et

courbes

_theoriques

r « somme » de C(2) et C’ donnant

(2) e

=

1/T(2)

₊

1IT’e-Signalons

que dans cette zone les

_poids

_{yl, Y2} des constantes de _temps

_T(l),

T(2) sont _{tels que}

_{Y2/Yl -}

_0,25

pour un faisceau

_pompant

de forte intensité

(T p

T(2))

éclairant _presque uniformément tout le volume de la cellule. Ce resultat est en bon accord avec ce _que

pr6voit

1’6tude

_theorique

_[2].

Dans la zone des

_{fortes pressions}

_{( p}

> 400

_torrs),

1/T’

qui

est

_pass6

_par un minimum vers 180 torrs

croit avec

_{p ;}

les valeurs mesur6es sont

_grandes

devant les ordonn6es des courbes C(l) et

_C(2),

c’est-a-dire _que

la relaxation sur la

_paroi

_apr6s

diffusion dans le _gaz

selon le

_premier

ou le second mode est

_{n6gligeable :}

,r’

_peut

_{s’interpréter}

comme la constante de temps

associ6e a la relaxation _par collisions sur le _gaz d’une

observable

_{particuli6re;}

on s’attend a ce _que cette

observable

_soit

_{Q,e )>}

si l’interaction désorientatrice

est de

_type

_magn6tique.

On mesure la meme constante

de _temps sur les deux

_isotopes

de Rb pour une meme

valeur de

_p.

C’est bien ce

qu’on

pr6voit

_pour une

interaction al6atoire de _type

_magn6tique.

Comme le montre la

_figure

_7,

le

_poids

de la constante

de _temps r’

_depend

_beaucoup

dans cette zone de

l’intensit6 _{pompante :} en r6duisant cette derniere dans

un facteur

_4,

on a fait varier de

_0,8

a

_0,38

le

_rapport

YeI Yn

qui

s’interprete

comme 6tant

6gal

a la

quan-tit6

₍

_Qe

_{>0/ I,}

_{>0 (l’indice}

0

_d6signant

1’etat initial

a

_{partir duquel}

s’effectue la

_relaxation).

Dans la zone

_depression

intermidiaire où

_1/"r’

passe par

un

minimum,

1’interpretation

des mesures est tres

delicate

_puisqu’en

_principe

1’evolution

_de

_{Sz >}

est

caract6ris6e _par

_quatre

constantes de temps distinctes.

Cependant

on constate dans ce domaine de

pression

comme dans les deux autres _{que les}

_{points experimentaux}

FIG. 7. - Influence de l’intensit6

pompante

_lp

sur le

poids

relatif

_ye/Yn

des deux constantes de

_temps

asso-ci6es a 1’evolution

_{de Sz >}

_{(la figure}

_repr6sente

les courbes de relaxation

_de

_{Sz >}

_pour

_lp

et

_IP/4

en coordonnees

_{semi-logarithmiques}

et leur

d6pouil-lement a l’aide de deux constantes de

_temps).

d6duite d’une

_hyperbole

C(2)

_{(repr6sentant}

la variation de

_1/T(2)

avec

_p)

et d’une droite

_{C’ (repr6sentant}

la variation de

_{1 / T’ e}

avec

_p)

en faisant la somme des

ordonn6es des

_points

de C(2) et

_C’

_ayant meme abscisse. Ceci veut dire _{que meme} dans le domaine de

_pression

interm6diaire la constante de _temps courte mesuree

peut

s’interpriter

comme itant

_r(2).

11 est

_probable

_que cela

provient

du

_procédé

_graphique

utilise _pour

_analyser

les courbes

_{experimentales :}

comme nous l’avons fait

remarquer

(§ 1.3),

ce

procédé

tend a donner la

plus

longue

et la

_plus

courte des _quatre constantes de

_temps.

De la _pente de la droite

_{C’ e}

nous d6duisons la section efficace de désorientation :

que nous trouvons bien

_ind6pendante

de

_1’isotope.

Pour les

_rapports

entre sections

_efficaces,

nous

obtenons :

3. Discussion des resultats. - 1. COEFFICIENT

DE

DIFFUSION. - Le

phenomene

de diffusion 6tudi6 ici

correspond

au cas d’atomes tres lourds

_(atomes

1 ==

_Rb)

diffusant dans un _{gaz tres}

_{16ger (atomes}

2 =

He)

et

son caract6re essentiel est la

_persistance

de la vitesse de l’atome lourd au cours d’un

_grand

nombre de chocs

sur l’atome

16ger

[6].

On _peut ainsi

_comprendre

pour-quoi

le coefficient de diffusion mesure est bien

_plus

grand

(environ

20

_fois)

_que celui

_qu’on

calcule en

appliquant

la formule 616mentaire

D = l

_l

libre parcours

moyen, v

vitesse moyenne du

Rb).

Dans le cadre de la th6orie

_cin6tique

des _gaz

_dilu6s,

le coefficient de diffusion d’un

_m6lange

binaire est

donne en

_premiere

_{approximation}

_par

_{1’expression}

_{(7) :}

(D12

en cm2

s-1,

0 en

OK,

_G12 en

A,

Ml, M2

masses

moleculaires) .

Les

_{quantités qui}

_apparaissent

au

d6no-minateur de cette

_expression

sont

_{caractéristiques}

du

potentiel

d’interaction hétéronucléaire

_{VI2(r) :}

_G12

re-pr6sente

la

_plus

faible distance a

_laquelle

_{v12 (r )}

=

0;

Ç12

est un nombre sans dimension

_qui

_depend

de la

forme du

_potentiel

et

_qui

est

_susceptible

de varier lentement avec la

_temperature.

Il est defini de maniere

a etre

_6gal

a 1 dans le cas d’un

_potentiel

de

spheres

dures

_{( V12 (r )}

oo _{pour r a12,} 0 _pour r >

C12)

et il est tabul6 dans la reference

_[7]

_pour un

potentiel

V12(r)

represente

par un

_{Lennard-Jones}

12-6. Sa

valeur

_indique

donc a

_{quel degr6}

le _gaz s’6carte d’un

gaz de

spheres

dures du

point

de vue de la diffusion.

Nous ne

disposons

d’aucune donn6e sur le

_potentiel

interatomique

Rb-He.

_Cependant

un ordre de

gran-deur _{pour ð’12} peut se d6duire de la loi

d’intercom-binaison :

en utilisant _sne =

2,63 Å

[7]

et en d6duisant

des

_potentiels

_Rb-gaz

rares

[8], toujours

a 1’aide de

la loi d’intercombinaison. On trouve _C12 =

3,6 A.

En

_reportant

cette valeur dans

_{1’expression}

₍₁₂₎

et

en

_prenant

_pour

D12 (po) la

valeur

expérimentale Do

mesur6e a 300

_OK,

on obtient le facteur de forme :

et

La difference

_{1- 12 N}

_0,14

nous

_parait

_{significative.}

Notons

_qu’elle

a le

_signe

et l’ordre de

_grandeur

de celle

_{(0,24) qu’on}

calcule en

_repr6sentant

Y12(r)

_par un

Lennard-Jones

_ayant les memes

caractéristiques

que pour la

paire

He-Kr

(Kr

et Rb ne differant _que

par la

presence

d’un seul

electron s,

leurs interactions

électrostatiques

avec I’h6lium sont du meme ordre de

En ce

_qui

concerne le

_rapport

la valeur

_theorique

1,15

d6duite de

_{1’expression (12)}

est

_compatible

avec la valeur

_{expérimentale}

_{1,25 ±0,1.}

Remarquons

enfin _que la variation du coefficient de diffusion en 0312 n’est valable

_qu’en

_premiere

approximation

puisque

Ç12

peut

d6pendre

de 8. L’etude

de

_Do

avec la

_temperature

serait en fait un bon _moyen

d’obtenir le

_potentiel

hétéronucléaire a

_partir

de

pro-pri6t6s

macroscopiques

du _gaz, 6tant donne _que les

forces entre atomes

_identiques

n’affectent

_pratiquement

pas la valeur de

Do.

2. SECTIONS EFFICACES DE DESORIENTATION. - Pour

les gaz rares

qui

n’ont pas de

spin

nucl6aire,

on s’attend

a ce _que la relaxation du Rb soit caus6e _par

l’inter-action «

_{spin-orbite » [9].}

Dans le cas ou le _gaz rare

poss6de

un

spin

nucl6aire

K,

il faut aussi tenir _compte

de 1’interaction

_magn6tique

entre S et K

_qui

fait intervenir l’interaction entre les

_{dipoles magn6tiques}

ponctuels,

et surtout un terme de contact resultant des forces

_d’6change

entre 1’electron de valence de Rb

et les electrons de 1’helium

_[10],

_[11].

Pour la

_paire

Rb-He,

Herman a 6valu6 un ordre de

grandeur

des

sections efficaces associ6es a 1’interaction «

_{spin-orbite »}

(3,8

X 10-24 cm2

_[9])

et a 1’interaction

magn6-tique

S. K

_(1,1

X 10-24 cm2

_[10]).

Cette derni6re

ne _peut etre

pr6sente

_{que pour}

l’isotope

3He,

et si sa

contribution est aussi

_grande

_que le

_pr6voit

_Herman,

on

doit obtenir :

_{g.(87Rb-3He)/C;,,,(87Rb-4He)}

=

1,3.

En

fait,

nous observons _pour ce

_rapport

la valeur 1. Nous

pouvons en conclure _que l’interaction désorientatrice

dépend

peu

du moment

_magnitique

nucliaire de

_{l’ hélium,}

moins

_qu’il

n’avait 6t6

_{pr6vu théoriquement.}

D’autre part, notons _que la difference de masse entre 3He et

4He entraine une diff6rence entre la dur6e _moyenne

Tcoll des collisions Rb-4He et

_Rb-3He;

_puisque

nous

mesurons la meme section

_efficace,

c’est-a-dire la

meme

_probabilité

de desorientation _par collision

1 12 h-2,r2oll,

il semble que la force de l’interaction

1.01 ’12 depend

elle-meme de la vitesse

_Vr.

Ceci est tout a fait

_compatible

avec

I’hypoth6se

selon

laquelle

l’interaction désorientatrice est l’interaction

spin-orbite _pour la

_paire

Rb-He. Cette interaction r6sulte en effet de

_{l’apparition}

_pendant

la dur6e de la collision

d’un moment orbital

_electronique

non

nul, dirig6

suivant

_N,

le moment

_cin6tique

orbital relatif des deux

atomes, et

_{proportionnel}

a leur vitesse

_angulaire

de

rotation

_{N /1 (I}

=

(1.r2,

u masse

_r6duite,

r distance

internucleaire).

L’hamiltonien

_{effectif peut}

s’ecrire

_[9]

A-1 y(r) S.N;

₁ le coefficient

_y(r)

6tant sans

I

dimension. En substituant N ~

_{V, ro}

et _{-c,,,Oll ;:t}

_{ro/ V,}

(ro

distance minimum

_d’approche

pour les chocs de

petits param6tres

d’impact),

on trouve :

c’est-a-dire un resultat

_qui

ne

_depend

ni de _fL ni de

_Vr.

Le calcul des sections efficaces fait _par Herman

_[9]

ne tient _pas

_compte

du

_spin

nucl6aire I de 1’alcalin et

fournit la section efficace a relative a

l’observable ( Sz >

pour un

_isotope

de Rb de Inul.

_Or,

_pour une interaction

faible de _type

_magn6tique,

on

_{pr6voit [2], [12]}

_que

les sections efficaces a. et _ae associées aux observables

Iz >

et

Qe >

sont donn6es en fonction de s _par

les relations :

ou _wF et A W sont les

_fréquences

Zeeman et

_hyperfine

des atomes

_Rb,

_{et j(w)}

est

_{proportionnel}

a la densite

spectrale

de l’interaction al6atoire désorientatrice

(d6fi-nie suivant

_l’usage

comme la transformée de Fourier

de la fonction de

_{correlation).}

Si la fonction de correlation de l’interaction d6sorien-tatrice lors des collisions en

phase

_gazeuse

possede

uniquement

comme

_temps

caractéristique

la dur6e

d’une

_{collision, j(w)}

est de la forme

_1/(1

+ GJ2

_r2oll)

TABLEAU III

RAPPORTS ENTRE LES SECTIONS EFFICACES DE DESORIENTATION :

avec _’Teoll ~ 10-12 s

_(temps

mis _par un atome _pour

parcourir

une distance de

quelques

A

a la vitesse

thermique).

On trouve alors _{CJJ F ’Teoll,}

_{Ll W’Teoll}

1

et i(co,)/j(AW)

= 1. En utilisant les relations

₍₁₄₎

et

_(15),

on obtient dans cette

_hypothese

certaines valeurs

_theoriques

_pour les

_rapports

entre les sections efficaces an et

_{6e des}

_isotopes

8’Rb

_(I

=

3/2)

et 85Rb

(I

=

5/2).

Ces valeurs sont

_port6es

dans la

_premiere

colonne du tableau _{III pour etre}

_compar6es

aux

valeurs mesur6es

_{(colonne 3).}

Pour les deux

_premiers

rapports,

il ne

_{parait pas}

_y avoir de d6saccord

signi-ficatif. Mais on constate _{que la valeur mesur6e de}

_ae/an

est environ deux fois

_{plus grande}

que

pr6vu,

et ceci

pour les deux

isotopes

du Rb. Le resultat

experimental

n’est donc _pas en accord avec

1’hypothese

d’un _temps

de correlation

_unique

de l’ordre de 10-12 s.

Par contre, si l’on renonce a faire a

_priori

une

hypo-th6se

_particuli6re

sur le

rapport i(COF)/j(AW),

le

pro-bleme se _pose de la mani6re suivante : existe-t-il des

valeurs j(wF)

etj(AW)

telles

_qu’il

_y ait accord entre

les valeurs mesur6es et les valeurs calcul6es a 1’aide des relations

₍₁₄₎

et

_{(15) ?}

La

_reponse

est

_oui,

si l’on

accepte

la

_{solution i(COF)/j(AW)}

1 : les valeurs

theoriques

correspondant

en

particulier

a

j(wF)

=

0,

j(A W)

= 1 sont

_port6es

dans la colonne 2 du

ta-bleau

III,

on voit _que toutes sont

_compatibles

avec les

valeurs mesur6es. Il serait n6anmoins souhaitable de verifier ce resultat

grace

a la mesure des constantes

de

_temps

relatives a d’autres observables

_«

S.

_{I >}

_par

exemple

ou bien des

grandeurs

transversales).

On _peut

montrer _que les

_{conditions j(co,)}

=

0, j(AW)

=1

sont en

particulier

r6alis6es si les

champs

magn6tiques

al6atoires

_{H A}

et

_Hp

vus _{par 1’atome alcalin} au cours

de deux chocs A et B

_successifs,

distants en _moyenne

de 1’intervalle de _{temps Tv,} sont anticorr6l6s

_{(c’est-h-dire}

tels que HA. H, > - e I HA 12 >

avec

_e0,

de

l’ordre de 1’unite

_(1)).

Nous

_{n’apportons}

_pas ici

d’inter-pr6tation

a cette

_{hypothèse :}

sur le

_{plan théorique,}

il ne nous

apparait

_pas en effet

_qu’une

anticorrélation

appreciable puisse

exister entre deux chocs successifs si l’interaction désorientatrice est l’interaction

spin-orbite.

On voit

_qu’il

serait tres int6ressant d’6tudier

systé-matiquement 1 / T’

en fonction du

champ

magn6tique

statique

dans

_lequel

on

opere,

de maniere a couvrir

la zone ou _{wF ~}

(’Tv) -1.

En

effet,

les resultats

experi-mentaux actuels nous

paraissent

insuffisants _pour

apporter

maintenant une conclusion sure.

(1)

Dans la zone

_{explor6e expérimentalement jusqu’ici,}

la suite

_{d’inégalités :}

s’est

_toujours

trouv6e r6alis6e. Il est aussi a noter

que

la

_presence

d’une interaction

_magnetique

caract6risee par un

_temps

de correlation

_{long, ~}

w (comme il a 6t6 trouve pour la relaxation du Rb dans le Kr

_[14]),

ne

permettrait

pas d’ameliorer l’accord entre les resultats

theoriques

et

_{experimentaux ;}

au contraire le d6saccord serait

_aggrave.

Enfin,

on

_peut

_comparer les valeurs absolues des sections efficaces mesur6es et calcul6es _pour l’inter-action S.

_{N ;}

on trouve :

Etant

donne les

_{approximations}

n6cessaires pour

effec-tuer le calcul

_{theorique [9]}

et aussi les incertitudes

experimentales,

on _peut

juger qu’il n’y

a _pas entre

les deux de _grave d6saccord.

Des mesures de section efficace ont 6t6 faites

ant6-rieurement _par Franz

_[13]

_qui

a

_opere

sur du Rb

naturel

_m6lang6

a 4He. On _{remarque que} la section

efficace _que nous mesurons

_{pour Iz >}

et

_1’isotope

85Rb

est tres voisine de celle

_qu’a

obtenue Franz. Il semble

donc _que Franz ait observe

_uniquement

la constante

de

_temps

_longue

caract6risant la relaxation

de

Sz >

pour

l’isotope

le

plus

abondant

(75 %

du

melange

naturel).

En

_conclusion,

il nous

_parait

_que d’autres

exp6-riences sont n6cessaires _pour élucider

_compl6tement

le m6canisme de la relaxation du Rb par collisions

sur I’h6lium. Les difficultés sont surtout actuellement d’ordre

_experimental

et tiennent a ce _{que la section}

efficace de desorientation Rb-He est tres

_faible,

ce

qui

necessite

_1’emploi

de

_pressions

fortes de _gaz. Meme

a une

atmosphere,

la relaxation sur He n’est _pas le

processus dominant. Nous sommes

_genes

dans

1’analyse

des courbes par

plusieurs

constantes de _temps

_provenant

de

_plusieurs

modes de diffusion. En meme

_temps

1’elargissement

des raies

_optiques

devient

_superieur

à

la structure

_hyperfine,

ce

_qui

rend la detection de S. I

difficile.

Enfin,

la

_frequence

_{1 JTv}

des collisions Rb-He

pour un atome Rb est si

_grande

a ces

_pressions

_qu’il

nous est difficile de v6rifier

_sir,

est un _temps de

corr6-lation pour l’interaction désorientatrice en faisant

varier le

_{champ statique}

dans la zone ou l’on realise

la condition _{CJ.) F’rv}

_1,

car cela nécessite des

_champs

plus

forts que ceux _que notre _montage nous

_permet

d’atteindre. Toutes ces difficultés sont att6nu6es

lors-qu’on envisage

la relaxation du Rb en

_presence

d’un

gaz rare

plus

lourd

(les

6tudes

correspondantes

_pour

Kr ont ete d6crites _par ailleurs

_[14]).

Cependant

pour I’h6lium

plusieurs

résultats nous

paraissent

d6sormais

_{acquis :}

nous avons mis en

evidence dans 1’evolution

_{de Sz >}

deux constantes

de _temps

_qui

_peuvent

avoir un sens totalement

diffé-rent : a

_pression

faible elles sont associ6es a deux modes de diffusion

differents,

a

_pression

forte elles sont

li6es a deux observables differentes. Nos mesures montrent

_qu’il

est

_important

de reconnaitre 1’existence

de ces diverses constantes de

_temps

et leur

_{signification}

pour éviter des erreurs _graves dans la determination

des coefficients de diffusion et des sections efficaces.

Enfin,

l’identit6 des sections _{efficaces pour} 4He et

3He est

_compatible

avec

1’hypothese

selon

laquelle