Relaxation nucléaire de 3He gazeux sur H2 solide

HAL Id: jpa-00210057

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Submitted on 1 Jan 1985

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Relaxation nucléaire de 3He gazeux sur H2 solide

V. Lefèvre-Seguin, P.J. Nacher, J. Brossel, W.N. Hardy, F. Laloë

To cite this version:

V. Lefèvre-Seguin, P.J. Nacher, J. Brossel, W.N. Hardy, F. Laloë. Relaxation nucléaire de 3He gazeux

sur H2 solide. Journal de Physique, 1985, 46 (7), pp.1145-1172. �10.1051/jphys:019850046070114500�.

�jpa-00210057�

Relaxation nucléaire de

3He

_gazeux

sur

H2

solide

V.

_{Lefèvre-Seguin,}

P. J.

_Nacher,

J.

Brosser

W. N.

_{Hardy *}

et F. Laloë

Laboratoire de

_{Spectroscopie}

Hertzienne de l’E.N.S. _{(**), 24,} rue _Lhomond, F 75231 Paris Cedex 05, France

(Rep le 29 octobre 1984, accepté le 19 mars. ₁₉₈₅₎

Résumé. 2014 Cet article

présente une étude _{expérimentale} détaillée de la relaxation-paroi sur des surfaces de

_H2

solide d’un _gaz dilué de

3He,

orienté _{par pompage}

_optique.

La

_grandeur

mesurée dans ces

_expériences

est le temps de relaxation

_global

_T1 de l’orientation nucléaire de l’échantillon de

3He,

lié directement au _temps de relaxation

Ta

de la _phase adsorbée _(composée d’atomes de 3He adsorbés à la surface de

_H2

solide). L’étude des variations

de _{T1 en} fonction de la

_température

_permet de déterminer

_{expérimentalement l’énergie d’adsorption}

d’un atome de 3He sur

_H2

solide : 0394W

(3He/H2)

= 12 _± 3 K. Des

_{expériences complémentaires}

_sur

_D2

_et Ne solides _sont

également présentées qui

conduisent à une mesure de 0394W

(3He/D2)

= 20 _± 3 K _et 0394W

(3He/Ne)

= 38 _± 5 K,

l’ensemble de ces valeurs

expérimentales

concordant bien avec les

_{prédictions théoriques}

existantes.

Abstract. 2014 We

présent a detailed

expérimental study

of the wall-relaxation on solid

_H2

surfaces of a dilute 3He gas, oriented

by optical pumping.

In these

_experiments,

we measure the nuclear relaxation time of the whole

sample

of

_3He,

which is

_directly

related to the relaxation time

_Ta

of the 3He atoms adsorbed on the solid

_H2

coating

the

_sample

walls. Measurement of

_T1

as a function of the _température leads to an

_experimental

determi-nation of the

_adsorption

_{energy of a} 3He atom on solid

_{H2 : 0394W}

(3He/H2)

= 12 _± 3 K. In addition,

éxperiments

have been done on

_{D2 and}

Ne solid

_{coatings leading}

to 0394 W

_(3He/D2)

= 20 _± 3 K and 0394 0394W

(3He/Ne)

= 38 _± 5 K ;

all these

_experimental

values are in

_good

_agreement with theoretical

_predictions.

Classification

Physics

Abstracts

67.70 - 33.25 - 68.45 - 76.60E

Introduction.

On sait l’int6r8t _que suscite

_{depuis quelques}

ann6es

l’étude de

_’HeT

_{(helium polaris6),}

« nouveau » fluide

quantique

dont le comportement

macroscopique

à basse

_temperature

est fortement

_marqu6

_par

l’indiscer-nabilit6 totale des atomes

_[1].

C’est ainsi _que les

pro-pri6t6s

de

_transport

dans

_’HeT

a

_{quelques degr6s}

Kelvin

(viscosite,

conduction de la

_chaleur,

diffusion de

spin)

sont nettement modifi6es par la

presence

d’une

forte

_polarisation

nucl6aire

_[2].

Pour observer ces

effets,

il faut en

premier

lieu

polariser

les

spins

nucl6aires de

_3He,

soit par pompage

optique [3],

soit par l’utilisation d’un

champ

magn6tique

élevé et d’une

temperature

tres basse

_[en

fait cette demi6re m6thode

s’applique

mieux

a 3He

solide

₍₁₎

_{que gazeux :} la raison

en est la tres faible

_pression

de _vapeur saturante de

(*)

Adresse _{permanente : U.B.C., Department} of

_Physics,

Vancouver V6T 1W5, Canada.

(**)

Laboratoire associ6 au CNRS

_{(L.A. 18).}

(1)

Le

_liquide

6tant un

_systeme

de Fermi

_d6g6n6r6

pos-s6de une faible

susceptibilite magn6tique,

ce

_qui

le rend

tres difficile a

_polariser.

JOURNAL DE PHYSIQUE - T. 46, No 7, JUILLET 1985

3 He

aux

_temperatures

tres basses ou la

_polarisation

nucl6aire est

_appreciable

dans les

_champs

_magn6tiques

qui

sont accessibles en

_pratique].

En second

lieu,

il faut

conserver le

_{plus longtemps possible}

la

_polarisation

nucleaire ainsi

obtenue,

ce

_{qui implique}

une bonne

maitrise des processus de relaxation nucl6aire dans les

conditions ou est effectuée

_{1’exp6rience.}

Pour un 6chantillon gazeux

dilu6,

la relaxation en

volume _par

_couplage

_magn6tique

_dipolaire

entre

_spins

nucleaires est tres lente

_[4,

_5].

En

revanche,

la

_presence

inevitable des

parois

de la cellule

_qui

contient le _gaz

peut

imposer

une limitation

_{beaucoup plus}

severe au

temps

de relaxation nucl6aire

_{longitudinale}

_Tide

1’echantillon. La

_paroi

cree en effet un

_puits

de

_potentiel

pour

chaque

atome

_(forces

de Van der Waals entre un

atome et une

_paroi)

et attire ainsi un certain nombre

d’atomes de

3He

dans son

_voisinage

imm6diat : il se

produit

un

6quilibre dynamique

entre 1’ensemble des .

atomes adsorbes sur la

_paroi,

ou chacun d’entre eux

passe en _moyenne un

_tempsr.

(temps

de

s6jour)

et

l’en-semble des atomes libres dans le _gaz. Mais la

_{paroi agit}

6galement

par interaction

magn6tique

sur les

_spins

nucléaires des atomes : en

_pratique,

il existe

_toujours,

soit des

_{impuret6s paramagn6tiques microscopiques}

(spins 6lectroniques

ou

nucl6aires),

soit des domaines

d’impuret6s magn6tiques qui

cr6ent

_pres

d’une

paroi

des

_{inhomogeneites}

locales. En

_consequence,

au cours

de leur

_adsorption,

les

_spins

nucleaires de

3He

peuvent

etre

_depolarises

_par des

_{champs magn6tiques}

fluc-tuants ; ces fluctuations sont

d’ailleurs,

soit

intrin-s6ques

a la

_paroi,

soit li6es au mouvement des atomes de

3He.

Du fait de

_l’échange

constant d’atomes entre

phase

adsorbee sur la

_paroi

et

_phase

_gazeuse en

volume,

il en r6sulte une

_{d6polarisation}

de 1’ensemble de

fechantillon.

Ce m6canisme de relaxation conduit

_g6n6ralement

a des

_{d6pendances rapides}

de

_{T 1}

en fonction de la

temperature

de la

_paroi.

En

effet,

il est clair

_qu’il

est d’autant

_plus

efficace que la

proportion

d’atomes

adsorb6s

(ou

le _temps de

_s6jour

_is)

est

_plus

_grande

_(le

temps moyen entre deux

_adsorptions

successives d’un meme atome 6tant

_{suppose fixe).}

_Or,

dans beau-coup de cas, les variations de is en fonction de la

temperature

sont tres

_{rapides (variations}

exponen-tielles suivant la loi de

Frenkel).

Par

_exemple,

les

mesures de R. Barb6 du _temps

_{T 1}

dans des cellules

sph6riques

de

_quelques

_centimetres,

dont les

_parois

internes sont du verre nu, ont montre que

T 1

> 1 h à 77

K,

_{T 1}

= 10 s a 30

K, 1

s a 25

_K,

les valeurs de

T 1

devenant ensuite

_rapidement

_trop

_petites

_pour etre mesurables

_[6].

Aussi est-ce dans le but d’obtenir des _temps

_T1

a basse

_temperature

aussi

_longs

_que

_{possible qu’a}

6t6 mise au

_point

la

_technique

des « enduits

_{cryogéniques »}

couvrant la

_paroi

interne des cellules. Ces enduits sont constitu6s par un film

_{d’hydrogene}

mol6culaire ou de

gaz rare solide

_qui

_empechent

les atomes d’atteindre la

_paroi

de verre et de

_s’y

adsorber. L’effet de ces

« enduits » est double. En

_premier

_lieu,

ils sont choisis

parmi

des _corps a faible

_{polarisabilit6 6lectrique,}

exerçant donc une faible attraction de Van der

Waals,

de sorte _que le

_puits

de

_potentiel

« vu » _par les atomes

de 3He

sur la surface est nettement

_plus

faible _{que pour}

une surface de verre _nu; ainsi le _temps de

_s6jour

_’rs, et donc la

_proportion

d’atomes

_adsorbee

sont-ils forte-ment r6duits. En second

_lieu,

ces enduits sont _peu

magn6tiques

en

_eux-memes,

ce

_qui

diminue les

per-turbations

magn6tiques

tendant a

_d6polariser

les

spins

nucleaires de

3He

(eventuellement,

les

pertur-bations

_magn6tiques

du verre servant de substrat à 1’enduit

_cryog6nique

_peuvent encore faire sentir leur

effet,

mais a

_{plus grande distance).}

Les

_experiences

de R. Barbé

_[6,

_7]

comme celles de R.

Chapman

et

M. Bloom

_{[5, 8]}

ont bien montre les

_allongements

consid6rables des _temps

_{T 1 que}

_permettent

les enduits

cryog6niques,

rendant

_possible

1’obtention d’une

pola-risation nucleaire _{par pompage}

_optique

d’un _gaz de

3He

a

_4,2

K.

_{Signalons 6galement}

l’utilisation par M. Taber

_[9]

d’enduits

_cryog6niques

de

_H2

solide dans

une situation

_{exp6rimentale}

_legerement

diff6rente

(atomes

de

3He

en solution dans

4He

_liquide

normal).

Ces enduits

_cryog6niques

ne donnent pas seulement

la

_possibilit6

de

_polariser

nucleairement

3 He

gazeux

a

_plus

basse

_{temperature ;}

ils constituent

_6galement

des

systemes

physiques

int6ressants a 6tudier _par

eux-m8mes. Etant donn6e l’absence _presque totale de relaxation en

_phase

_gazeuse, la mesure de

_{T 1}

fournit

des informations sur les interactions subies par les

atomes

_adsorb6s,

meme si ces interactions sont tres faibles et si la

_proportion

d’atomes adsorbes est minuscule. Les atomes fournissent donc une « sonde »

non destructive de fetat de la surface de

_1’enduit

de sa

regularite

ou de sa

_rugosite,

etc...

_Ainsi,

nous

montre-rons _que les mesures de

_{T 1}

_presentees

dans cet article

permettent

de determiner

_{exp6rimentalement 1’energie}

d’adsorption

A W d’un atome de

3He

a la surface d’un film de

_H2

solide de

_quelques

couches mol6culaires

d76paisseur.

Par l’interm6diaire des temps de coff6la-tion de la

_{perturbation magn6tique agissant}

sur les atomes

adsorb6s,

la valeur de

_{T 1 depend 6galement}

de la mobilite sur la surface des atomes, de leurs inter-actions mutuelles 6ventuelles

_(si

les atomes adsorb6s

sont assez

_nombreux),

etc... De

_plus,

et bien _que ce

type

d’experience

n’ait _pas encore ete tente a notre

connaissance,

on

_pourrait

_imaginer

de d6tecter de cette

far,on

des

_changements

de

_phase

du film adsorb6 lui-meme tels _que

_{liquefaction, superfluidit6,}

transition

rugueuse, etc...

De façon indirecte,

nos

experiences

- ou l’on

mesure

le _temps de relaxation

_Tide

l’échantillon

global

-donnent acces au

_temps

de relaxation

_T.

des atomes

en

_phase

bidimensionnelle adsorb6e

(dans

notre cas,

Ta

T 1).

Des mesures directes de

_temps

de relaxation en

_phase

adsorbee existent

_{d6 A}

dans la litt6rature et l’on _pourra en trouver un certain nombre

d’exemples

dans farticle de revue de la reference

_[10].

Pour des raisons

_{techniques qui}

ont trait a la sensibilit6 des mesures, il faut alors travailler dans des conditions ou le nombre d’atomes adsorb6s est

_grand

Deux

contraintes en r6sultent : en

_premier

_lieu,

les surfaces

effectives des substrats

_{d’adsorption}

doivent etre

grandes (de

l’ordre du

m2),

ce

_{qui explique}

l’utilisation

g6n6ralis6e

du «

_{Papyrex »}

ou du « _{Grafoil », dont la}

microscopie 6lectronique

montre la structure

g6om6-trique compliquee;

en second

_lieu,

il faut se

_placer

dans des situations ou le nombre d’atomes

3 He

adsorb6s est tel

_qu’ils

forment une

_{(voire plusieurs)}

monocouche,

de sorte _que

_Ta

est souvent domine _par

les interactions

3He-3He

en

_phase

adsorbee

(2).

En

comparaison,

les

_experiences

de pompage

optique

portent sur des

_systemes

adsorb6s de surface et de

densit6

_{beaucoup plus}

faibles,

ou les atomes

inter-agissent

donc individudllement avec la

_paroi

On

_peut

egalement

relever une certaine

_analogie

avec les travaux r6cents de R. Richardson et al.

_[11]

et de

M.

_{Chapellier [12]}

ou les surfaces etudiees sont celles de billes de fluorocarbone de tres

_petite

dimension.

(2)

C’est

_6galement

le cas dans les

_experiences

des r6f6-rences

_[4]

et

_[5]

ou, en _{1’absence de pompage}

_optique

_pour

polariser

les

_spins,

il faut _{pour des} raisons de sensibilite effectuer les

_experiences

de R.M.N. sur un _{gaz suffisamment}

Dans cet

_article,

nous

_presentons

des

_experiences

qui

ont

_permis

une etude d6taill6e de la relaxation

nucleaire de

3He

sur des enduits

_{d’hydrogene,}

de

deuterium et de neon

_solides,

et en

_particulier

la mesure

de

_fenergie

_{d’adsorption}

AW d’un atome de

3 He

sur

ces surfaces. L’id6e d’utiliser comme nous 1’avons fait les m6thodes du _pompage

_optique

_pour ce _genre

d’6tudes n’est _pas

_nouvelle,

et 1’on _peut citer un certain nombre

_{d’experiences}

effectuees a

_temperature

ordi-naire,

ou

_{plus 6lev6e,}

ou elle a 6t6 mise en oeuvre

[13-15].

Les

_energies

_{d’adsorption}

trouv6es _pour

un

atome de

_Hg

sur du _quartz, ou de Rb sur des enduits

de

_paraffines

sont assez

_6lev6es,

de l’ordre de

_{103 K,}

ce

qui implique

un

_grand

nombre d76tats lies de 1’atome

sur la surface et

_{complique l’interpr6tation}

des

expe-riences. La relaxation nucleaire d’atomes de

3He

sur

divers _types de verre a ete 6tudi6e en detail _{par W. A.}

Fitzsimmons et al.

_[16]

a des

_temperatures

allant de 77

a 350 K. R. S. Timsit et al.

_{[ 17]}

ont d’ailleurs

_complete

ces travaux.en mesurant 1’effet

_produit

sur les _temps

de relaxation par diff6rents mat6riaux

etrangers

intro-duits dans la cellule de mesure.

_{L’6nergie d’adsorption}

ð.W est alors de l’ordre de 100

_K;

les r6sultats des

experiences

sont

_interpr6t6s

comme

_indiquant

la

presence

de

_plusieurs

_processus de relaxation diff6-rents

_(adsorption

des

3 He

sur la surface du _verre, ou

permeation

a

_rint6rieur).

Dans notre cas, en

_revanche,

_{1’6nergie AW est}

de l’ordre de 15 K et

_{1’exp6rience}

est effectuée a

quel-ques

K;

6tant donne la faible masse de 1’atome de

3He,

ceci

_{implique qu’un}

seul 6tat lie

_possede

une

6nergie

grande

devant kT et contribue aux

pheno-menes observes

_[18].

On

_peut

_6galement

penser que la

surface d’un _corps

_simple

comme

_H2

est mieux d6finie

qu’une

surface de

_quartz

contenant des

_impuret6s

paramagn6tiques.

Enfin,

l’utilisation de basses

tem-p6ratures,

ou les

_pressions

r6siduelles des

_impuret6s

sont extremement

_faibles,

devrait assurer une

meil-leure

_propreté

des surfaces. Ce sont

_probablement

les raisons

qui

nous ont

_permis

_{d’observer,}

avec une

grande

dynamique,

des variations bien

_{exponentielles}

de

_{T 1}

en fonction de

_1/kT,

alors _que dans les references

pr6c6demment

cit6es,

ce n’est _pas le cas

_{[13, 14]}

_(les

variations ne sont en fait _pas

uniformes,

meme _pour

des

_changements

relatifs assez faibles de

_T1,

ce

_qui

indique

la

_presence

de

_plusieurs

_ph6nom6nes

physi-ques

distincts).

Enfin,

nos

experiences

_peuvent

6galement

etre

rapproch6es

de

celles,

plus

r6centes,

effectuees sur

I’hydrog6ne atomique

adsorb6 sur

_H2

a basse

tem-p6rature [19, 20]

-

en

_particulier

de l’étude detaillee

de S. B.

_{Crampton et}

al.

_[21]

-

ou adsorb6 a la surface

d’un film de

4He

_{liquide [22]}

a

_[25].

Le

_plan

de cet article est le suivant : au

_paragraphe

_1,

nous

_pr6sentons

un modele

simple

de relaxation

magn6tique

d’atomes adsorb6s sur une

_paroi,

modele

probablement simpliste

mais dont le m6rite est d’in-troduire les

_{parametres physiques}

essentiels dont

depend

cette

_relaxation;

au

paragraphe

2,

nous

decrivons le _montage

_experimental

_que nous avons

utilise ;

enfin,

les r6sultats obtenus sont

_pr6sent6s

et

discutes au

_paragraphe

3.

1. Caractires

_gin6raux

de la relaxation due aux

_parois.

1.1 TEMPS DE RELAXATION GLOBAL DE L’ECHANTILLON. - La

grandeur

mesur6e dans nos

_experiences

est le

temps

de relaxation

_{T1 de}

1’orientation nucl6aire d’un 6chantillon gazeux de

3He

a faible densite

(n

=

1016

a

1017

cm,-3),

dans des conditions ou la

relaxation

_produite

_par la

_paroi

domine

largement

les autres causes de d6sorientation des

_spins

_nucl6aires,

telles _que les collisions en

_phase

_vapeur

[5]

ou la

diffusion des atomes dans des

_gradients

magn6ti-ques (3)

[3,

26,

27].

Pour 6valuer la

_probabilit6

de relaxation _par unite de _temps

_1/TB

due a la

_presence

des

_parois,

nous

consid6rons _que les atomes de

3He

de 1’echantillon

se

r6partissent

en deux

_phases

distinctes en

_{6quilibre :}

1’une d’atomes en

_volume,

en nombre total

_N,,

et 1’autre d’atomes adsorb6s

(phase

bidimensionnelle),

en nombre total

_Na.

Pour d6crire cette

_demi6re,

nous

allons utiliser comme

_point

de

_depart

une

description

fondee sur un modele

_{simple, probablement quelque}

peu idealise

(4)

(certaines

limites de ce modele sont discut6es dans

_{1’Appendice}

_{A). Ainsi,}

nous _supposons

que la

paroi

relaxante est une surface

_parfaitement

lisse et

_{homogene, qui}

cree _pour les atomes de

3 He

un

_{potentiel V(r)}

=

V(z)

uniforme suivant les

direc-tions

_paralleles

a la

_paroi

_(z

est la coordonn6e de 1’atome sur un axe

perpendiculaire

a la

paroi).

Nous

supposons de

plus

que, dans le

puits

de

potentiel

V(z),

il n’existe

qu’un

seul 6tat

lie,

d’énergie - å W :

enfin,

nous consid6rerons souvent _que les atomes se

comportent comme un _gaz

parfait

bidimensionnel

en ce

_qui

conceme leur mouvement

_parallele

a la

paroi.

Dans ces

_conditions,

_1’egalite

des

_potentiels

chimiques

des deux

_phases

s’6crit :

of A est la

_longueur

d’onde de De

_Broglie

_{thermique :}

T la

_{temp6rature, k}

la constante de

_{Boltzmann, V}

et S

_{respectivement}

le volume et la surface interne de la

(3)

Ce dernier

_phenomene

est en

_pratique

celui

_qui

d6ter-mine le _{temps T2} de relaxation transversale dans nos

experiences,

mais pas T

1 grace

au _{fait que mo}

_{TD >> 1 (TD :}

temps de diffusion dans la cellule;

w0/2n : frequence

de Larmor _nucleaire).

(4)

On trouvera dans le livre de J. G. Dash

_[28]

la

des-cription

d’un certain nombre de mod6les, de

_complexite

croissante, aptes a d6crire _{I’adsorption} d’atomes sur une

cellule contenant le _gaz

de 3 He.

Le _rapport du nombre d’atomes adsorb6s au nombre d’atomes en volume est donc :

On

_peut

_6galement

consid6rer d’un

_point

de vue

dynamique 1’equilibre

entre les deux

_phases,

ce

qui

permet

d’introduire un

_parametre

_{physique important}

du

_probleme,

le

_temps

de

_s6jour

_{moyen T.} d’un atome de

3He

sur la

_paroi.

Partant de la

pression

exerc6e

par le gaz sur les

parois

de la cellule

(5),

on

_peut

6valuer le taux _{moyen de} collision de

_chaque

atome

sur la

_{paroi, qui}

vaut :

est la vitesse

_thermique

_{moyenne a la}

_temperature

T

d’un atome de

’He

de masse m. Le _temps

_T,

n’est en

fait autre _que le

_temps

_{de vol moyen d’un} atome

_qui

irait en vol libre

_(en

_regime

_mol6culaire)

d’une

_paroi

a

_Fautre,

ce

_{qui explique}

notre notation : ceci reste vrai meme a des densit6s du gaz ou le libre parcours

moyen I d’un atome est tres

_petit

devant le

_{rayon R}

de la cellule

_(regime

de

_diffusion).

_{D6signons par P}

la «

probabilit6

de

_{collage »}

d’un atome rencontrant la

_{paroi (probabilite}

_pour l’atome de tomber dans

fetat lie

_{d’energie -}

A W).

Si nous 6crivons les

_6galit6s,

a

_Fequilibrc,

des flux d’atomes

6chang6s

entre

_phases

gazeuse et

_adsorb6e,

il vient :

Si alors nous utilisons

₍₂₎

et

_(3a),

nous obtenons :

L’6galit6 (5a)

ne fait

qu’exprimer

la loi bien connue

de Frenkel

_(6).

Nous pouvons maintenant écrire les

equations

(1)

Nous supposons cette

_paroi

lisse a l’échelle

microsco-pique ;

la

_{presence d’irr6gularit6s,}

cavit6s

_{microscopiques,}

etc.,

_augmenterait

le taux _{moyen de} collision

_1/Tv.

(6)

On v6rifie

qu’aucune grandeur macroscopique (S

ou

Y)

n’apparait

dans _Ts.

d’evolution

_cOUP16es

des taux d’orienta.tion

_Mv

et

Ma

des deux

_{phases (0}

_{Mv, Ma}

1 : nous suppo-sons ici _que les deux orientations sont

_{longitudinales}

et nous

_n6gligeons

leur valeur a

1’equilibre thermique).

11 vient :

ou

_Ta

est le temps de relaxation

_{longitudinale}

des atomes en

_phase

adsorbee

_(effets

des

_gradients

magn6-tiques

localises sur les

_parois).

Dans nos

_experiences,

les temps intervenant dans ces

_equations

sont tres

différents,

puisque :

(il

ne

_s’agit

IA _que d’ordres de

_grandeurs

tres

_grossiers;

en

_particulier,

_{T. augmente} tres

_{rapidement quand}

la

temperature diminue ;

dans nos

_experiences,

il reste

cependant toujours

court devant

_Ta

et

_{T v).}

Dans ces

conditions,

les deux constantes de _{temps d’evolution} du

_systeme

_{couple (6)}

sont tres diff6rentes

_(’).

En

un _temps de 1’ordre de _Tr 1’orientation

_Ma

de la

_phase

adsorbee

_s’ajuste

sur celle

_M,

de la

_phase

_gazeuse, sans _que cette dernière ait le

_temps

de

_changer

de

faqon

appreciable.

Ensuite,

les deux orientations

coupl6es

relaxent ensemble avec une constante de

temps

7B

donn6e _{par :}

qui

est le

_temps

de relaxation mesur6 dans nos

exp6-riences ;

l’égalité (8)

montre _que la

_probabilite

de relaxation est

_simplement

le

_produit

de la

_probabilite

pour

qu’un

atome donne soit en

phase

adsorbee

(8),

par le taux de relaxation

_I/Ta

dans cette

_phase.

Comme nous 1’avons

_d6jA

vu, la relaxation en

phase

adsorbee

_provient

des

_{inhomog6n6it6s}

locales

ses de ces constantes de _{temps valent :}

(8)

Cette

_probabilité

est

_NJ(Na

_{+ Nv) z NJNv}

si

_(ptJTv)

in6vitables du

_champ

_magn6tique

au

_voisinage

de la

paroi;

ces

inhomog6n6it6s

ont _pour

_origine

des

impuret6s

paramagn6tiques

se _trouvant, soit dans

ou sur le film

_cryog6nique

_{d’hydrogene}

_(atomes

H par

exemple [29,

30]),

soit dans la

_paroi

de verre.

Dans ce dernier cas, il peut

s’agir d7impuret6s ioniques

isol6es,

mais a’ussi et

_plus

_{probablement [31],}

de micro-domaines

_magn6tiques

dont la taille et le nombre _peuvent varier suivant le verre utilise.

_Quoi

qu’il

en

_soit,

la

_{perturbation magn6tique qui}

en

d6coule

_{pour chaque}

atome est une

perturbation

fluctuante,

ne fut-ce _que sous l’effet du

_d6placement

de cet atome dans les directions

_parallele

ou

per-pendiculaire

a la

_paroi;

nous

_d6signons

_{par T,} le

temps

de correlation de cette

_perturbation

et _par

ðB2

_>1/2

son

_amplitude.

Si Tc est suffisamment

court _{pour que :}

nous _pouvons

_appliquer

la th6orie de la « relaxation

r6tr6cie par le mouvement »

_[32]

et 6crire

_Ta

sous la

forme :

ou _y est le

_rapport

_{gyromagn6tique}

d’un noyau de

3He :

la notation

_{Bo d6signant}

le

_{champ magnetique}

_statique

homogene.

Dans nos

experiences,

la condition de

r6tr6cisse-ment extreme :

est

_satisfaite,

de sorte _que l’on

_obtient,

en _regroupant

les r6sultats

_{precedents :}

avec, pour une cellule

sph6rique

de

rayon R :

La formule

₍₁₀₎

sert de base à toute la discussion

_qui

suit

Remarque

Dans la

_formule

_(10),

la

_probabilité

de relaxation

I/Tl

est

_indjpendante

de la densité du gaz

de 3He

dans

la cellule ou, de

façon gquivalente,

du nombre total N d’atomes de

3He :

le _processus

_physique

étudié est l’interaction d’un atome

_unique

avec la

_paroi.

Cela

ne reste évidemment valable _que tant _que les interactions

entre atomes adsorbés ont des

_{effets négligeables,}

ce

qui

implique

que

Na

est

_suffisamment

_faible

devant le nombre d’atomes _{ngcessaires pour} la

_formation

d’une monocouche

_(les

interactions en

_phase

bidimension-nelle _peuvent etre

_dipolaires

_magngtiques

et conduire

d un raccourcissement de

_{Ta ;}

elles _peuvent

_également

affecter

le mouvement des atomes _par

_empechement

stirique

et

_modifier

_{Tr .).}

De

même,

nous avons

négligé

les

_effets

de

_{dégénérescence}

de la

phase

adsorbée en

lui

_appliquant

la

_statistique

de

_Boltzmann,

ce

_qui

est

justifié

si

_{Na A2 .,}

S

_{[cf. Appendice}

_{A ].}

1.2 TEMPS DE coRRtLATioN EN PHASE ADSORBÉE.

-Dans la formule

_{(10) qui}

donne la

_probabilité

de

relaxation,

la seule

_{grandeur physique}

que nous

n’ayons

pas encore discutée est le _temps de corréla-tion _1’c de la

_{perturbation magnétique}

subie _par les atomes en

_phase

adsorbée. Ce _{temps 1’c}

d6pend

de

l’origine

des

_{perturbations qui}

contrôlent la relaxation des

_{spins ;}

_par

_exemple,

il est court si les

_impuret6s

magnétiques responsables

de la relaxation fluctuent

rapidement

dans le

_temps,

_{plus long}

si elles sont

statiques.

Dans tous les cas, il ne _peut 8tre

_sup6rieur

au _temps de

séjour

_zs d’un atome sur la

_paroi

_(les

perturbations

ressenties _par un atome lors de deux

adsorptions

successives sont

_suppos6es

_{incorr6l6es).}

Nous allons donc

_{envisager plusieurs}

situations

possibles.

1.2.1 Forte corrglation. -

Commengons

par sup-poser que :

Cette situation se rencontre si la relaxation est pro-duite par des

impuret6s magn6tiques statiques,

et si

les atomes restent immobiles durant le _temps ou ils sont adsorb6s sur la

paroi (adsorption

localis6e).

De

_facon

_{plus g6n6rale,}

elle se

_{produit chaque}

fois

que le mouvement lateral des atomes adsorb6s

pendant

le _{temps ts} se fait sur une distance inferieure

a la

_longueur

de correlation du

_champ

local,

c’est-a-dire soit a la taille des

_{impuret6s magn6tiques}

dans le verre, soit a

l’épaisseur

de 1’enduit

_{d’hydrogene}

(suppose intrins6quement

non

_magn6tique).

Si les atomes adsorb6s sont assimilables a un _gaz

parfait

bidimensionnel,

1’excursion du mouvement lateral des atomes est

_simplement

de l’ordre _{de VT.}

(nous n6gligeons

les eflets de modification de la masse

effective en

_phase

_adsorb6e),

ce

_{qui correspond}

en

ordre de

_grandeur

a une distance

_comprise

entre

approximativement

100 èt 10 000

A

dans les

condi-tions de nos

_experiences.

Mais bien des

_ph6nom6nes

physiques

tendent a limiter ce mouvement lateral : taille finie des facettes cristallines de

_H2

solide

(incon-nue mais

_probablement

_gu6re

_sup6rieure

a 100

_A)

_[33],

collisions entre atomes de

’He

en

_phase

_adsorb6e,

etc...

_Aussi,

_chaque

fois _que la taille des

_impuret6s

cr6ant le

_{champ magn6tique}

local n’est pas

micros-copique,

est-il

_probable

_que la condition

(11)

est r6alis6e.

Combinant

₍₅₎

et

_(10),

on obtient alors :

où

_T’

est _{donn6 par}

_(5b)

et n’a _pas de variation expo-nentielle avec la

_temp6rature

_(le

coefficient de

_collage

_p

6tant

_suppos6

varier lentement avec

_{T ;}

en

_fait,

il est

vraisemblable

_qu’il

reste

_proche

de _{1 pour}

_{I’adsorption}

d’un atome sur une surface solide

[34]).

Remarque

Un cas

légèrement

différent

de

forte

corrglation de la

perturbation

_magnétique

se

produit,

si la relaxation est due à des sites

localisis

_{(irrggularitis}

de la

_surface,

etc...)

où,

avant d’gtre

_désorbés,

les atomes restent

piégés

tout en gtant soumis à un

_{champ magnétique}

local constant.

_Disignons

par ns la densite

superficielle

de ces sites et _{par -}

_{AWl’ énergie}

d’un atome de

3He

qui

y est adsorbe.

_{L’ égalité}

₍₁₎

entre

_potentiels

chimi-ques est alors à

_remplacer

par :

ce

_qui

donne :

(nous

avons

_supposé

_que

_Na

_ns

_S,

c’est-d-dire une

non-saturation des

_sites).

Supposons

maintenant que, lors de

_chaque

choc sur

la

_paroi,

un atome donng ait une

probabilité pns

a’

de s’adsorber sur l’un des sites en

_question

(9).

1, vient

alors :

formule qu’il suffit

de _{reporter dans}

₍₁₀₎

_pour obtenir le taux de relaxation de l’echantillon du d la

_présence

de ces sites

_relaxants,

ce

_qui

donne une variation de

1/T1

en

exp(2 åW/kT),

comme dans

_(12).

1.2.2 Faible corrilation. - A

roppos6,

si la taille des

_{perturbations magnétiques}

est faible et si la

m6moire des

_{perturbations qu’elles}

cr6ent _pour un

atome est

_perdue

lors du mouvement latéral de ce

dernier en

_phase

adsorbée,

alors :

(9)

Cette

_probabilit6

6tant 6videmment

_{proportionnelle}

a ns, il est commode d’introduire ici le carr6 d’une dimen-sion

_atomique

ao ;

ainsi, P

est un nombre sans dimension

qui

peut etre de 1’ordre de 1.

condition d’autant

_plus

facilement r6alis6e _que la

temperature

est basse

_puisque

_ig varie comme

exp(AW/kT).

D6signons

par

Lc

la «

_longueur

de correlation »

de la

_{perturbation magn6tique}

_(taille

des

_impuret6s

magn6tiques

ou

_6paisseur

de fenduit

_cryog6nique

d7hydrog6ne

si celui-ci est non

_magn6tique).

_Alors,

on _peut écrire :

en assimilant la

phase

adsorbee a un _gaz

_parfait

bidimensionnel,

ce

_qui

conduit a la formule :

of m* est la masse effective des atomes adsorb6s.

Remarque

Pour obtenir

_(15b),

contrairement à ce

_qui

a gte

_fait

au

paragraphe

1. 2

_1,

nous n’avons pas

supposé

de variation

exponentielle

du _temps de corrglation _Tc. On _peut

cependant prendre

un

_point

de vue en

_quelque

sorte

intermgdiaire en supposant que le mouvement latéral

des atomes

_{S’ effectue}

entre sites relaxants localisés

(énergie

de liaison

_{A W)}

et

_{qu’il requiert}

une

_gnergie

d’activation

_thermique

4W’

_(hauteur

de la barriere

qu’un

atome doit

franchir

pour passer d’un site au site

voisin).

Si les

_champs

locaux des sites sont

_{incorrélés,}

on a :

et, en

_{consgquence :}

Lorsque

A W’ croit

_{progressivement}

de 0 à

A W,

on

passe du modele du gaz

parfait

bidimensionnel a celui

des sites localisés associg aux

formules (13).

1.3 DISCUSSION : DÉPENDANCE EN TEMPTRATURE DU

TEMPS DE RELAXATION. - Les

exp6riences

que nous

présenterons

ont été effectuées à

_quelques

_degres

Kelvin,

de sorte _{que l’on} a

_{toujours :}

Dans ces

_conditions,

1’exponentielle :

[avec q

= 2 si l’on

prend

les formules

(12)

ou

_{(13) :}

q = 1 si l’on

prend

(15)]

presente

des variations tres

autres

_{grandeurs physiques importantes}

pour la

relaxation,

dont les variations s’effectuent suivant des

puissances

de T.

L’essentiel des variations en fonction de la

tempe-rature est donc contenue dans

1’exponentielle (17b).

Inversement, si l’on fixe T et si l’ on cherche a

mini-miser le taux de relaxation dans une

_experience

don-n6e,

il est clair _que le

_parametre

essentiel a minimiser

est

_{1’energie d’adsorption}

AW;

c’est ainsi _que

s’expli-que le fait

qu’un

enduit

cryog6nique

de

H2

solide

permette

d’obtenir des temps de relaxation

_T,

de

plusieurs

dizaines d’heures a des

temperatures

ou des

_parois

de verre nu donneraient des fractions de

seconde,

voire des millisecondes

(ces

temps sont _trop courts _pour avoir ete

_mesures).

Une discussion

_importante

pour

rinterpr6tation

des

_experiences

est de trancher entre les deux

possi-bilit6s q

= 1 _ou 2

[ou

6ventuellement des valeurs

interm6diaires : cf.

_(16b)].

A haute

_temperature,

c’est-a-dire

_{lorsque :}

les _temps de

_s6jour

_2S sont si courts _que l’on a tres

probablement

Tr = Tg, ce

_qui

conduit a la formule

₍₁₂₎

[ou

aux formules

_(13)]

et a la

_{valeur q}

= 2. A

temp6-rature

_{plus basse,}

il _peut exister un

_regime

ou les _temps de

_s6jour

_T. sont si

_longs

_{que Tr} est vraisemblablement

limit6 _par un autre

_ph6nom6ne

_physique

_que

1’adsorp-tion

_elle-meme,

et donc

_plus

court. On a

_{alors q}

= 1.

11 faut

_{cependant garder}

a

_fesprit

_que, aussitot

que :

il se

_produit

divers

_{ph6nom6nes (saturation}

ou

dege-n6rescence de la

_{monocouche, etc...)}

_qui

font _que l’on sort du cadre ou nous avons

_raisonn6,

celui de l’étude

de la relaxation d’un atome

de 3He

isol6 en interaction avec une

paroi;

le

_temps

de relaxation

_{T 1}

n’a en fait aucune raison d’etre

_indépendant

du nombre d’atomes dans le _gaz des _que

_(18b)

est r6alis6e. Une

_analyse

plus

d6taill6e de ces effets est donn6e dans

_l’

Appen-dice A dont les

_figures

12 et 13

_indiquent

les differents

regimes

pouvant

apparaitre

dans la

_dependance

de

Log

T1

en fonction de

_1/T.

C’est donc un cas

d’espece,

dependant

des

varia-tions

spatiales

des

inhomog6n6it6s magn6tiques

loca-les,

et il

_n’y

a _pas de

regle g6n6rale

_pour savoir si les

deux

_{regimes (q}

=

2)

et

(q

=

1)

sont

observables,

le second

_apparaissant

d’autant

_plus

facilement _que les

_{longueurs caract6ristiques}

des

_{inhomog6n6it6s}

sont faibles. En

_pratique,

il faudra effectuer des

experiences sp6cifiques

pour

pouvoir

trancher cette

question;

en

_particulier,

on cherchera a voir les effets lies a la formation d’une monocouche aux

temp6ra-tures ou la condition

(18b)

est r6alis6e.

Pour dominante

_qu’elle

_soit,

la variation exponen-tielle en

_temperature

n’est _pas la seule

_qui

soit

physi-quement

int6ressante,

puisque

les

_pr6facteurs

en

puissance

de la

_temperature

donnent des informations

sur la

_phase

adsorbee

_(relaxation

sur des sites localises ou _{non, par}

exemple).

Pour le

regime

« haute

temp6-rature » ou

_1/T1

ne

_depend

_pas de

_N,

le tableau I

donne un resume des différentes

d6pendances

en

temperature

des

_pr6facteurs

de

_{I IT,,}

suivant les

hypo-th6ses _que l’on

_adopte

_pour la

_phase

d’atomes

adsor-b6s et le _temps de correlation _Tp du

_champ

_magn6tique

Tableau I. -

Dépendances

en

temperatures possibles

de 1

_{/T 1}

=

(Na/ Ny)

_x

y2

bB2 >

Tc dans le

régime

« haute

tempgrature

» OÙ

_{Tine d,6pendpas}

de N.

[Various

possible

temperature

dependences

of

_{I/T 1}

=

(Na/Ny)

y2 bB2 >

T, in the«

high

temperature

regime »

where

_{T 1}

does not

_depend

on

N.]

local au

_voisinage

de la

_{paroi (que}

l’on _suppose

indépendant

de la

_{temp6rature).}

En

_conclusion,

une étude

_{exp6rimentale}

d6taill6e doit

_permettre

de trancher entre ces différentes

possi-bilit6s _pour d6terminer

_1’energie

_{d7adsorption AW}

des atomes de

3He.

Remarque :

Cas OÙ deux

_inergies

_{d’adsorption}

inter-viennent.

Il est

_facile

de

_{généraliser}

les consid6rations

du §

1

au cas où la

_paroi

n’est _pas

homogene

et

_comprend

des

régions

où

_l’energie

_{d’adsorption}

est

_différente.

Une

telle situation peut

se produire

par

exemple

si

_{l’epaisseur}

de 1’enduit

_{d’hydrogene}

n’est _pas

_uniforme,

ce

_qui

permet aux atomes de

3He

d’etre

_plus

sensibles à

l’attraction de Van der Waals de la

paroi

de verre dans

les

_régions

OÙ l’enduit est mince. On peut

également

penser à des variations de ð W en

_fonction

de

l’orien-tation des

_faces

d’un monocristal de

_H2,

etc...

_Quoi

qu’il

en

_soit,

il

suffit

_{pour tenir compte} de tels

effets

d’ajouter

les contributions des diverses

régions

rela-xantes, à condition

toutefois

que les conditions de

vali-dite du calcul

_{du §}

1 soient

_remplies.

Pour deux

rigions

distinctes où les atomes

_{adsorbés forment}

un _gaz

parfait

bidimensionnel,

on

_écrira,

avec des notations evidentes :

Si _par

_{exemple LBW1}

>

_{LBW2 (et sauf}

si

_Sl

_S2)’

c’est la

_rggion

1

_qui

tendra d dominer la relaxation

aux

_tempgratures

telles _que kT

_{LB W 1,2.}

De la

meme

_façon,

on _peut

_ajouter

des

formules

du _type

(10)

et

₍₁₃₎

_{pour tenir compte} simultangment de l’existence de

phases

adsorbies libre et localisee.

De

_{façon ginerale,}

aux basses

tempgratures,

ce sont les _processus

_{d’adsorption d’energie}

AW la

_plus

grande

qui

dominent la relaxation

_nucléaire,

_sauf

S’ils

_{correspondent}

à un nombre de sites extrêmement

faible.

Si

_toutefois

OW > 10

_kT,

la théorie _que nous avons

utilisie ne

_?applique

_plus.

Nous avons

d6jd

mentionné

plus

haut _que la situation devient alors

_{plus compliquée}

(T 1

d6pend

du nombre d’atomes

_{3 He,}

_etc...).

Elle _peut

toutefois

redevenir

_simple

à la limite où

AW >

10 kT et où les sites concernes ne sont _{pas trop} nombreux. Du

_fait

des variations extremement

_rapides

de la

fonc-tion

_exp(AW/kT),

ces sites sont totalement saturgs et les _temps de

_séjour

_{correspondants}

_{peuvent devenir}

extremement

_grands.

Les atomes en

_question

sont alors «

perdhs

»

_mais,

dans la mesure où leur

aimanta-tion n’est _pas

_couplie

à celle de

la

_phase

_vapeur, ils ne

jouent

aucun rôle dans sa relaxation.

En

_resume,

nos

_expgriences

sont

_{principalement}

sensibles aux sites

d’adsorption

dont

l’ énergie

d’ad

sorption

est

_comprise

entre

_quelques

kT et kT

_multiplig

par 25 ou 30.

2.

_Montage

_{experimental.}

2.1 LES CELLULES. - Les cellules

que nous avons

utilis6es sont des bulbes

_sphériques

de 3 cm de

dia-metre,

souffles,

en

_general,

dans du

_Pyrex.

_Cependant,

pour tester feffet du substrat sur

_lequel

fenduit de

H2

se

_depose,

nous avons

_{6galement essay6}

des cellules

en verre

_Coming

1720

_{(alumino-silicate}

_impermeable

a

_rh6lium),

en Pursil K

_(silice

fondue de

_grande

puret6)

et en

_B40,

verre a bas

_point

de fusion. Les

rai-sons

_qui

nous ont finalement

_port6

a choisir le

_Pyrex

sont discut6es

_{au §}

3. l. Le diametre de 3 cm de ces

cellules est determine _par le fait

_qu’il

devient tres difficile pour un diametre inferieur d’entretenir des

d6charges

suffisamment faibles _{pour que} le taux de

polarisation

nucl6aire des atomes de

3He

obtenu

par pompage

optique

soit satisfaisant

Les

_procedures

de

_soufflage,

de

_nettoyage

et de scellement des

cellules,

d6crites en detail dans

_[35],

font

_{l’ objet}

d’un soin tout

_{particulier puisque}

ces

operations

d6terminent les

_{caract6ristiques}

de la surface interne du verre sur

_lequel

se forment les

enduits de

_H2.

Les

_pressions

de

_remplissage

a 300 K

vont de

_0,5

a 10 torr

_(t)

_pour

3He

(pour lesquelles

la densite du gaz est telle _{que le pompage}

_optique

et fentretien d’une

_decharge

faible se fait sans

_diiYlcult6s)

et de

_0,1

a 200 t _pour

_H2

_(une

couche de

_{H2 requiert}

th6oriquement

un nombre de molecules

correspon-dant a environ

0,06

t de _gaz a 300

K).

11

_pourrait

sem-bler

_plus

commode de relier directement la cellule de mesure a un banc de pompage _pour

_changer

à

volont6 densite de

3He

et

_6paisseur

de 1’enduit 11 serait

_cependant

alors

_plus

difficile de savoir

exac-tement ou se condense

_{I’hydrog6ne}

solide et

_quelle

proportion

le fait dans la cellule de mesure. De

_plus,

les cellules scell6es

_pr6sentent

une

_{caract6ristique}

fort

utile : au cours de la descente en

_temperature,

les

impuret6s

résiduelles

_(N2,

_{O2, H20,}

...),

dont les

pressions partielles

a 300 K sont

_d6jA

tres

_faibles,

se

condensent sur le verre

bien

avant _{que 1’enduit} ne se

_forme,

ce

_qui

assure a l’enduit une

_grande

_propreté.

2.2 LE CRYOSTAT. - Le

cryostat

utilise a 6t6 _conçu

et realise au Laboratoire. 11

r6pond

a

plusieurs

exi-gences : la

temperature

peut

varier

_(en

6tant

_r6gul6e)

de 2 a 40

K,

ce

_qui

est

_{indispensable}

_pour 6tudier l’influence de la

_temperature

sur la relaxation _par des

enduits varies :

_H2,

_D2,

Ne,

gaz rares solides

_qui

sont

efficaces dans des zones de

_temperature

differentes.

Sa

_capacit6

en helium

liquide

assure une

_grande

autonomie

(reserve

de

_{22 l,}

_pertes

a

4,2

K :

_{0,25 1/h)}

qui

facilite la mesure de

_longs

_temps de relaxation.

Ce

_cryostat

tient

_compte

_6galement

des contraintes suivantes :

placer

la cellule au centre des bobines de Helmholtz

_qui

cr6ent le

_champ

_{statique Bo,}

faire du

pompage

optique (et

6ventuellement de la detection

optique

de la

_{polarisation),}

ce

_{qui impose}

la

_presence

de

_grandes

fenetres et, surtout,

preserver

rhomog6-n6it6 du

_champ

_magn6tique

au niveau de la cellule

la version initiale du _cryostat de

_faron

a n’utiliser

au

_voisinage

de la cellule que des mat6riaux tres peu

magn6tiques :

verre,

cuivre,

r6sines

epoxy

non

char-g6es

et visserie

Arcap

(alliage

non

_ferreux).

Le _cryostat est

_{represente sch6matiquement}

sur la

figure

la. La reserve d’azote

_liquide

_{(22 1)}

_permet

de réduire les

_pertes

par rayonnement

thermique,

en thermalisant un 6cran

_thermique

en cuivre. Les

ouvertures dans cet

_écran,

_pour le _passage des

fais-ceaux

_lumineux,

sont

munies-cle

fen8tres en verre au

_plomb

aussi bien thermalis6es _que

_possible

et

opaques au _rayonnement

thermique

a 300 K.

Le montage

experimental (cellule

+

_equipage

RMN +

_dispositif

de

_d6charge)

est

_suspendu

_par des colonnettes

_(tubes

d’inox ou, a

proximité

de la

cellule, baguettes

de

_plexiglas)

fixees au couvercle du

cryostat,

Le vase central est reli6 au reservoir d7h6lium

_liquide

par un tube

_capillaire

de cuivre

(diam.

int. 2

_mm)

dont le debit est command6 de 1’ext6rieur _par un

Fig. 1 a. - Schema

general du cryostat. A :

_flasque

_auquel

est _suspendu le montage

experimental

(cellule +

_equipage

RMN...). B : vase central (inox + manchon verre) a

tempe-rature variable. C : vase ext6rieur _{(verre dore).} D : 6cran en cuivre thermalis6 sur le reservoir d’azote

_liquide

_(LN2).

E : manchon de verre du vase central soude a l’inox de la

partie sup6rieure

du vase _central, a 30 cm de la cellule. F : fenetres de pompage

optique.

G : 6changeur en cuivre

r6gulable en _temperature. H :

capillaire

de cuivre reli6 a la

reserve d’helium

liquide (LHe).

[General

view of the cryostat. A : cryostat head to which the

_experimental

set-up is attached _(cell + NMR

appara-tus). B : variable temperature central chamber

_(stainless

steel + glass

flange).

C : external can

_{(gilt glass).}

D : copper

thermal shield at 77 K. E : glass section of the central

chamber, welded to the stainless steel section at 30 cm _away

from the cell. F : lead-glass windows. G : copper heat

exchanger thermally regulated. H : copper

capillary going

up to the

_liquid

helium

_reservoir.]

Fig. 1 b. - Schema du centre de

1’exp6rience

(vue suivant l’axe

_optique).

A a H : voir figure la. I : transformateur élévateur de tension utilise _pour amorcer et entretenir la

decharge.

J : bobines inductrices. K : bobines

_r6ceptrices.

L : cellule.

_{Rj, R2,}

_{R3, R4 :}

resistances Allen

_Bradley

de

mesure de la _temperature.

[Schematic

view _along the

_optical

axis of the

_experimental

cell and its environment. A to H : see _figure 1 a. I :

transfor-mer used to initiate the _discharge. J : r.f transmitter coils. K : receiver coils. L :

_experimental

cell.

_Ri,

_{R2, R3, R4 :}

Allen

_Bradley

resistors used to measure the

_{temperature.]}

robiftet A

pointeau.

Une fois le _cryostat amen6 a la

temperature

de fazote

_liquide,

la cellule

_peut

etre refroidie de deux

famous

différentes : soit en

_pompant

sur le reservoir d7h6lium

_liquide

a travers le

_capillaire,

ce

_qui

fait monter le niveau &h6lium

_liquide

dans le

vase

_central,

soit en transf6rant directement du

liquide

a travers une canne introduite dans le vase

central _par le « couvercle » du

_cryostat

Pour les mesures de

_temps

de relaxation a des

tem-p6ratures

differentes de

4,2 K,

la

_regulation

de

tem-p6rature

sur la cellule fonctionne suivant deux

regimes

diff6rents :

- En dessous de

4,2 K,

la

_pression

du bain &h6lium

pomp6

est

_asservie,

a rextcricur du cryostat, par un

dispositif

à membrane

_d’usage

couvrant Les variations relatives de

_temperature

au niveau de la cellule sont alors inferieures a 1

_%.

-

Au-dessus de

4,2 K,

la

_temperature

est maintenue

par une circulation d’helium gazeux

pr6lev6

dans le

reservoir d’helium a travers le

_{capillaire :}

la

temp6-rature de ce courant _gazeux est fixee par celle d’un

6changeur

en cuivre dont la

temperature

est

_r6gul6e

par une resistance chauffante

_(fil

de

cuivre).

Le contr6le de la

_temperature,

a rintcrieur du vase

central ou est situ6e la cellule

_{d’experience,}

est effectue

par des resistances au carbone

Allen-Bradley

lim6es,