Spectromètre superhétérodyne de résonance paramagnétique électronique à détection homodyne

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Spectromètre superhétérodyne de résonance paramagnétique électronique à détection homodyne

J.-L. Laffon, P. Servoz-Gavin, T. Uchida

To cite this version:

J.-L. Laffon, P. Servoz-Gavin, T. Uchida. Spectromètre superhétérodyne de résonance paramagné-

tique électronique à détection homodyne. J. Phys. Radium, 1962, 23 (11), pp.951-953. �10.1051/jphys-

rad:019620023011095101�. �jpa-00236727�

951.

LETTRES A LA RÉDACTION

LE JOURNAL DE PHYSIQUE ^{ET LE RADIUM TOME} 23, ^NOVEMBRE 1962,

NIVEAU

ISOMÉRIQUE

^{DE 122Sb}

Par J.

VANHORENBEECK (*)

^{et L.}

^BINARD,

C. E. N:, Mol,

Belgique.

E. der Mateosian et M. Goldhaber

[1]

^ont

signalé

^un

état

isomérique

^de

^3,5

^{mn dans} 122Sb. Suivant ces

auteurs,

^{celui-ci se} désexcite par 2 gamma ^en cascade de 75 et 60 keV. Par des considérations de

temps.de

vie réduit

[2]

^ces auteurs ont

assigné

^les

spins

^{7+ et 4-}

aux niveaux

trouvés,

^le fondamental étant un 2-

(fig. 1a).

Reprenant

^le

spectre

gamma du

122Sb,

der Mateosian et

Seghal [3]

ont pu calculer le

rapport

de conversion _ocK de ^ces deux raies en

comparant

les intensités des raies gamma et,du _rayon

XK.

^{On constate} aisément que les seules

multipolarités possibles

^sont

Ei

^{pour la tran-}

s t on de 60 keV ^et

E2

pour la transition de 75 keV.

Ceci donne la succession 5+ -> 3+ -> 2-

(fig, 1b)

^mais

implique

^un ralentissement de l’ordre de 106 pour les deux

transitions,

^ce

qui

^semble

anormal,

^surtout pour

une

E 2.

Nous ^avons relevé au moyen d’un

compteur

propor-

tionnel,

^le

spectre

des électrons de conversion de basse

énergie

^émis par 122Sb

(3,5 min)

^et nous avons mis ^en

Fi G. 1 a. FIG. 1 b. FIG. 1C.

évidence une transition de 24 keV convertie en

couche L de

3,5

^{min de}

période.

^{Elle est} caractérisée par AI ⁼ 3. Ceci

permet

de situer le niveau

isomérique

de

3,5

^{min de}

période

^{à 159 keV} du niveau fondamental de 122Sb

(fig.lc).

^La

période

^{du niveau à 135 keV a été}

estimée par des ^mesures de coïncidence retardée effec- tuées à l’aide d’un

oscillographe.

^{Elle est de l’ordre de}

5.10-3 s. Celle du niveau à 60

keV,

déterminée de la même

manière,

^est d’environ 2.10-s s en accord avec

des ^mesures récentes

[3].

La succession de

spins

que

nous proposons lève le désaccord ^noté

précédemment

entre les relations

empiriques

^de

Goldhaber-Sunyar

^et

les mesures de coefficients de conversion interne

[4].

Si la transition

El

^{est encore} considérablement ralentie

(de

l’ordre de

106),

^la transition

E2

^{de 75 keV rentre}

dans la

catégorie

des transitions

E2

de caractère non

collectif

[2].

Note

ajoutée

^{à la} correction. ^- E. der Mateosian nous

signale

avoir déterminé récemment la

période

^{du niveau à}

135 keV par ^{des mesures de} coïncidence retardée. Il trouve 528 ± 30

{loS,

valeur confirmée _par d’autres auteurs.

Lettre _reçue le 10 août 1962.

BIBLIOGRAPHIE

[1] ^{DER MATEOSIAN}

(E.)

^{et GOLDHABER}

(M.), Phys.

Rev., 1947, 72, 1271 ^et 1951, 82, 115.

[2] GOLDHABER

(M.)

^{et SUNYAR}

(A. W.),

Beta and Gamma

Ray Spectroscopy,

^edited

by

^K.

Siegbahn,

^North-

Holland

Publishing Company,

Amsterdam, 1955,

p. 453.

[3] ^{DER MATEOSIAN}

(E.)

^{et SEGHAL}

(M. L.), Phys.

^Rev., 1962, 125, 1615.

[4] VANHORENBEECK

(J.),

^{Thèse de} doctorat, ^Université Libre de

Bruxelles, 1962.

.

(*)

Chercheur de l’I. I. S. N.

(Centre

^de

Bruxelles)

^dé-

taché au C. E. N. à Mol.

SPECTROMÈTRE SUPERHÉTÉRODYNE

DE

RÉSONANCE

PARAMAGNÉTIQUE ÉLECTRONIQUE

A

DÉTECTION

HOMODYNE

Par J.-L.

LAFFON,

P. SERVOZ-GAVIN et T.

UCHIDA,

Laboratoire de Résonance

Magnétique,

Centre

d’Études

Nucléaires de Grenoble.

Pour

pouvoir

^observer

séparément l’absorption

^{et la}

dispersion

^{avec un}

spectromètre

de résonance para-

magnétique électronique

^{utilisant un}

pont hyper- fréquence

^tel

qu’un

^Té

magique,

^{il est} nécessaire de superposer ^au

signal

de résonance un

signal

^{de réfé-}

rence

ajustable

^en

amplitude

^{et en}

phase

^en

déséqui-

librant le nont. Ce

signal

de référence

permet

^{en outre} d’améliorer le niveau de fonctionnement du détecteur

hyperfréquence

^{dans le cas} d’une détection directe ou

du détecteur _moyenne

fréquence

^{dans le cas d’une dé-}

tection

superhétérodyne.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:019620023011095101

952

Ce

procédé,

bien que couramment utilisé dans les

spectromètres ^[1]

^{de haute}

sensibilité,

^a

cependant

^une

efficacité

limitée,

^due

principalement

^au

déséquilibre

du

pont.

^Les

ponts hyperfréquences sont,

^en

effet,

^de

par leur caractère

sélectif,

extrêmement sensibles aux

microphoniques,

^aux instabilités

mécaniques

^{et ther-}

miques

de leurs différents

éléments,

^{aux bruits}

d’ampli-

tude et surtout de

fréquence

^du

klystron.

^{Lors du désé-}

quilibre,

^ces fluctuations sont

directement

introduites

dans

^le

récepteur

par le

signal

^de

référence,

^{d’où une}

détérioration

^de

la stabilité

^{et de la}

reproductibilité

des mesures. Le

déséquilibre

^du

pont

^limite

également

la sensibilité aux fortes

puissances

par saturation des cristaux

mélangeurs

^{ou de}

l’amplificateur

moyenne

fréquence.

Afin d’éliminer ces

inconvénients, Portis,

^{Klein et}

Teaney [2]

^d’une

part,

^{Holton et Blum}

[3]

^d’autre

part,

^{ont réalisé récemment des}

spectromètres

super-

hétérodynes

^{utilisant un} détecteur de

phase

moyenne

fréquence

^{en détection}

^homodyne.

^Le

^signal

^{de réfé-}

rence est alors fourni ^en moyenne

fréquence

^et

permet d’ajuster

^la

phase

^{de la détection sans avoir à désé-}

quilibrer

^le

pont

^{et donc}

indépendamment

^{de la}

puis-

sance incidente. Ce

dispositif

améliore le facteur de bruit du

récepteur

^{de 3 db et a surtout}

l’avantage

d’éliminer la

plus grande partie

^des fluctuations dues

au

déséquilibre

^du

pont.

Nous avons

préféré

^{à ce}

procédé

très délicat à réa- liser et à mettre au

point,

^{un autre}

type

^{de détection}

homodyne ( fig. 1), qui,

^{tout en} conservant

prati-

FIG, 1.

quement

les mêmes

avantages

que ^le

précédent,

^est

beaucoup plus simple

^à

adapter

^{sur un}

récepteur

super-

hétérodyne classique.

Le

pont

^étant

équilibré

^au mieux par

l’adaptateur d’impédance placé

^dans le bras de la cavité de mesure,

un

signal

de référence

hyperfréquence pris

directement

sur le

klystron principal

^est

injecté

^en

parallèle

^{avec le}

signal

^du

klystron

^{local sur le Té}

mélangeur.

Il appa- raît ainsi sur

chaque

^{cristal du}

mélangeur

^un

signal

moyenne

fréquence

^{à deux}

composantes,

l’une pro- venant du

signal

de résonance et l’autre du

signal

^de

référence. Ces

signaux

^sont

amplifiés séparément

^dans

deux

amplificateurs

moyenne

fréquence identiques

^et

détectés ^en

opposition.

^Les

composantes provenant

^du

signal

de référence sont ainsi annulées.

L’équilibre

^est

réalisé

après

^détection par ^un

potentiomètre

^à

point

milieu en l’absence de

signal

de résonance. La

symétrie des

deux bras de détection étant ainsi

réalisée,

^{il est}

nécessaire

de stabiliser les

gains

^{des deux}

amplifi-

cateurs pour éviter les dérives

qui pourraient

la rompre.

Cette

précaution

s’est avérée suffisante. La

séparation

de

l’absorption

^{et de la}

dispersion

^{se fait}

indépen-

damment de la

puissance injectée

^{et de}

l’équilibre

^du

pont

par ^un

déphaseur

^étalonné

placé

dans le circuit

hyperfréquence

^du

signal

^{de référence.}

Ce

spectromètre possède

les mêmes

avantages

que celui utilisant un détecteur de

phase

moyenne fré- quence, ^{en ce}

qui

^{concerne la} sensibilité et l’élimination des instabilités dues au

déséquilibre

^du

pont.

^Il

permet

en outre une meilleure annulation du bruit du

klystron local,

^le

déséquilibre

des cristaux

mélangeurs pouvant

être

compensé

par le

potentiomètre

^à

point

^{milieu. Par}

contre,

^{-comme dans le cas du détecteur de}

phase

moyenne

fréquence,

l’introduction du

signal

^{de réfé-}

rence

^{au niveau du}

mélangeur

limite le niveau maximum admissible des

amplificateurs

pour le

signal

^{de réso-}

nance.

Pour mesurer la sensibilité du

spectromètre

^{à 3} cm,

nous avons utilisé un nouveau

type d’étalon,

^{le di-}

tertio-butyl-nitroxide [(CH3)3C]2NO

^{ou DtBN}

[4].

^Ce

radical libre est

plus stable

que le DPPH

généralement utilisé ;

^il est surtout

plus pratique grâce

^{à la bonne}

résolution de son

spectre

^{et à la}

finesse

^{de ses raies en}

solution.

953

FIG. 2.

,

La

figure

^{2 montre le}

spectre

^{obtenu à}

partir

^d’un

échantillon de 300 mm3 de DtBN en solution benzé-

nique

^à

^{Mil 500}

^{000 avec une}

amplitude

^{de modu-}

lation de

0,3

gauss ^à 300 Hz et une constante de

temps

de 1 s. Le nombre de centres

correspondant

^{à cha-}

cune des trois raies est de 4.1013. La

sensibilité

est donc d’environ

1012

centres

paramagnétiques

pour ^une

largeur

^{de raie de 1 Gauss.}

Lettre

reçue le 4

juillet

1962.

BIBLIOGRAPHIE

[1] ^FEHER

(G.),

^Bell

Syst.

^Techn. J., 1957, 36, 449.

[2] ^TEANEY

(D.),

^KLEIN

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(A.),

^{Rev. Sc.}

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^{et BLUM}

(H.), Phys.

Rev., 1962, 125, 89.

[4] ^LEMAIRE

(H.),

SERVOZ-GAVIN

(P.)

^{et UCHIDA}

(T.),

^Rev.

Sc. Instr.

(à paraître).

DISTRIBUTION DES VITESSES

D’ÉMISSION

DES

PHOTOÉLECTRONS

DES COUCHES MINCES D’ALUMINIUM ET D’ARGENT

Par MM.

Roger

^{GARRON et Jean}

LEJEUNE,

Lukirsky et

Prilezaeev

[1],

par la méthode des

poten-

tiels

retardateurs,

^{et Kollath}

[2],

par la méthode du

champ magnétique,

^{ont pu montrer que les fonctions}

de

répartition

^des

photoélectrons dépendent

^de

l’épais-

seur de la couche

métallique cathodique.

^{Nous avons}

repris

^{les mesures relatives aux} distributions des éner-

gies

^des

photoélectrons

^de

l’argent

^{et de} l’aluminium d’une manière

plus complète

pour essayer de

préciser

les variations des fonctions de distribution en fonction de

l’épaisseur

des couches.

La méthode utilisée est celle du

potentiel

^retar-

dateur et le

montage

^est décrit dans une

précédente

note

[3]. Rappelons

seulement que la cathode ^est obte-

nue par ^une

projection thermique

^{du métal}

étudié ;

cette cathode est reliée à un

appareil

^{de mesure} par l’intermédiaire d’une différence de

potentiel

^variable.

L’anode entoure

complètement

^la

photocathode

^{et est}

maintenue au

potentiel

^{zéro. La} lumière incidente natu- relle fait un

angle

^{de 450 avec} la normale à la cathode.

La construction de

l’appareillage (cathode

^{centrale et}

potentiel

^{de contact faible entre anode et}

cathode) permet

d’atteindre le courant de saturation pour des valeurs du

potentiel appliqué

de l’ordre du volt.

Nous avons déterminé les distributions des vitesses pour des films minces

d’argent

^et d’aluminium _{par déri-} vation

graphique

^des

caractéristiques

^{en volts}

[1].

^Les

mesures ont

porté,

pour

l’argent,

^{sur des}

épaisseurs comprises

^{entre 2 et 100} my pour des

longueurs

^d’onde

comprises

^{entre 297 et 244} my ; pour

l’aluminium,

^sur

des

épaisseurs comprises

^{entre 20 et} 100 imi pour des

longueurs

d’onde variant entre 366 et 244 my.

Nous donnons

( fcg.

^{1 et}

2) quelques exemples

^des

FIG. 1. ^- Variations des fonctions de

répartition

^éner-

gétique

^des

photoélectrons

^de l’aluminium ^avec

l’épais-

seur d des couches en millimicrons

pour 1

^{= 302 mv.}

FIG. 2. ^- Variations des fonctions de

répartition

^éner-

gétique

^des

photoélectrons

^de

^l’argent

^avec

l’épaisseur d

des couches

pour 1

^{= 265} my.