Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par bombardement électronique

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Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par

bombardement électronique

Jean Claude Pebay-Peyroula

To cite this version:

Jean Claude Pebay-Peyroula. Résonance magnétique de niveaux atomiques excités par bombardement

électronique. Physique Atomique [physics.atom-ph]. Université Paris, 1959. Français. �tel-00011794�

THÈSES

présentées

A LA

FACULTÉ

DES SCIENCES

DE

L’UNIVERSITÉ

DE PARIS

Pour obtenir le

_grade

de Docteur

ès

Sciences

_Physiques

par

Jean-Claude

PEBAY-PEYROULA

PREMIÈRE THÈSE

RÉSONANCE

_MAGNÉTIQUE

DE NIVEAUX

_ATOMIQUES

EXCITÉS

PAR BOMBARDEMENT

ÉLECTRONIQUE

DEUXIÈME

THÈSE

PROPOSITIONS

DONNÉES

PAR LA

FACULTÉ

SOUTENUS LE 1959 DEVANT LA COMMISSION D’EXAMEN

M. Y. ROCARD,

Président MM. A.

_KASTLER,

Examinateurs

J. BROSSEL

T H È S E S

présentées

à la

FACULTÉ

DES SCIENCES de l’

UNIVERSITE

DE PARIS

pour obtenir

le Grade de Docteur ès Sciences

_Physiques

par

Jean-Claude PEBAY-PEYROULA

1

ère

Thèse - Résonance

_magnétique

de niveaux

_atomiques

excités _par bombardement

électronique.

2

ème

Thèse -

_Propositions

données par la Faculté.

Soutenues le

₁₉₅₉

devant la Commission d’Examen

MM. Y. ROCARD :

Président

A. KASTLER : Examinateur J. BROSSEL :

-Physique

Normale

_Supérieure

au cours des années

1955-1958.

Je suis heureux

_d’exprimer

toute ma reconnaissance à Monsieur

A. KASTLER et à Monsieur

_J,

BROSSEL

_qui

ont

_dirigé

mes recherches et m’ont

constamment

_apporté

une aide

_{indispensable.}

La

_{participation}

à ce travail de J.P. DESCOUBES

_qui

a

réalisé

une

partie

des

_{appareillages}

et _{fait de nombreuses mesures, m’a} été très

pré-cieuse.Je l’en remercie

_vivement,

ainsi _{que les} différents chercheurs du Laboratoire pour les discussions fructueuses que

j’ai

eues avec eux.

Je remercie

_également

les techniciens du _{Laboratoire pour} leur

collaboration dévouée et Messieurs

HA

et PATRIARCHE de la

_Compagnie

Industrielle

_Française

des Tubes

_{Electroniques}

dont le concours m’a été

très

_précieux

_pour la fabrication des différents tubes

_{électroniques.}

Monsieur

_ROCARD,

Directeur du

_Laboratoire,

m’a donné toute faci-lité de travail.

Qu

il recoive ici toute ma

_gratitude.

TABLE DES MATIERES

Page

CHAPITRE I

- Introduction ... 1

- Polarisation des raies excitées par bombardement

électronique

- Résultats

expérimentaux ...

5 -

Origine

de la

_{polarisation -}

Différentes théories ... 6

- Application

aux

méthodes

de résonance hertzienne ... 8

CHAPITRE II -

_Montage

_{expérimental :}

- Tube

électronique ...

10

-

Champ

magnétique

... 13

-

Champ

de haute

_fréquence

...

13

-

Montage

optique

_... 15

CHAPITRE III - Etude

_{expérimentale}

du

_{montage :}

-

Expériences

préliminaires :

influence du

_champ

_magnétique

et du

champ

de haute

_{fréquence ...}

16

- Résonances

cyclotrons ...

18

- Identification

des résonances magnétiques ...

20 - Niveau

6

3

P

1

... 21 - Niveau

6

3

F

4

... 22 - Niveau

5d

9

6s

2

6p

1

D

2

... 23 - Niveau

3

P

2

... 24 -

Problèmes posés

par la détermination

précise

de facteur de Landé

et de durée de vie ...

25

CHAPITRE IV - Résultats

expérimentaux

et

_{interprétation}

:

-

Isotopes

pairs :

- Etude de la forme de raie

... 29 - Résultats

expérimentaux

... 33 -

Isotopes impairs :

-

Isotope 199,

niveau

6

3

F

4

...

36

Résultats

_{expérimentaux}

...

36

Etude du niveau F =

9/2

... 38 -

Isotope

201,

niveau

₆

₃

_F

₄

... 41 Etude

_{expérimentale ...}

42 Etude du niveau

11/2

... 42 - Autres _niveaux ...

45

CHAPITRE V

-

Expériences

_sur le sodium _...

46

- La méthode d’excitation

électronique

et _ses

possibilités

... 47

- Conclusions

... 48

CHAPITRE I

INTRODUCTION

Depuis

une

_vingtaine

d’années,

les méthodes

expérimentales

d’étude des atomes ont fait de

_{nombreux progrès.}

En

_{spectroscopie}

_classique,

_l’emploi

des étalons interférentiels a été

porté

à un

_grand

degré

de

_{perfectionnement,}

et il a été

_possible

_par l’étude de la structure de

différentes

raies

_optiques

de

déterminer

la structure

_hyperfine

de nombreux niveaux

excités.

Malheureuse-ment la

_précision

de ces

_résultats,

_malgré

le

_{perfectionnement}

des sources

lumineuses

_employées,

est limitée par l’effet DOPPLER-FIZEAU.

Dans les

_expériences

de résonance

hertzienne,

on observe des tran-sitions dont la

_fréquence

est

_beaucoup

_plus

faible _{que celle} des transitions

optiques. L’élargissement

créé _par l’effet DOPPLER est

_négligeable

et

généra-lement c’est la

_largeur

naturelle des niveaux excités

_qui

limite la

_précision

des mesures. Ces

méthodes

se sont revélées très fécondes et en

particulier

la

résonance

_magnétique

_qui

consiste à détruire par un

_champ

magnétique

oscillant de

_fréquence

convenable une

_inégalité

de

_population

créée

au

préalable

entre

les sous-niveaux

_magnétiques

d’un état

_atomique

(1)

.

En

_1949,

J. BROSSEL et A. KASTLER ont

_proposé

d’obtenir cette

iné-galité

de

population

dans les états excités

grâce

à une excitation en

lumière

polarisée

(2)

. Ce

principe

peut s’appliquer

au niveau _{fondamental par} un pro-cessus de pompage

optique

(3)

.

De nombreux résultats ont été obtenus _par cet-te méthode. Dans

le

cas de l’état fondamental : étude du niveau

3

2

S

1/2

du

Sodium,

du niveau

6

2

S

1/2

du

_Cesium,

découverte des transitions à

_plusieurs

quanta,

orientation

_atomique

_{de la vapeur de Sodium} et de Césium

(4)

,

orien-tation nucléaire de 1

_isotope

201 du

Mercure

(5)

.

Dans le cas des niveaux

excités,

J. BROSSEL a fait une

étude

_{systématique}

de cette méthode _pour

2

mesurer le facteur de LANDÉ et la durée de vie de l’état

excité.

D’autres

physiciens

ont,

par cette

technique,

mesuré des structures

_hyperfines

et déterminé les moments

_{quadrupolaires}

_électriques

nucléaires dans le cas du Mercure

(8)

,

du Zinc

(9)

et

des métaux alcalins

(10)(11)(12)(13)

.

Rappelons

brièvement les

_expériences

de résonance

_magnétique

ap-pliquées

au niveau

6

3

P

1

des

isotopes pairs

du Mercure. La raie d’intercombi-naison

2537

Å

correspond

à la transition entre l’état fondamental

6

1

S

0

et l’état

6

3

P

1

_{(fig. 1).}

La

_figure

2 montre la structure ZEEMAN de cette raie.

Considérons le trièdre

_trirectangle

0x

_0y

0z

(fig. 3).

Le

_champ

magnétique

directeur est

_dirigé

suivant 0z. Une cellule contenant de la

va-peur de mercure est

_placée

en 0 et est illuminée par la radiation

2537 Å

polarisée

rectilignement

avec son vecteur

_électrique

_dirigé

suivant 0z. Par résonance

_optique,

les atomes sont

_portés

dans l’état

6

3

P

1

,

mais l’état de

polarisation

de la lumière ne

_permet

_{que la}

transition 0394m

= 0. Seul le

sous-niveau m = 0 de

6

3

P

1

sera

peuplé.

Lorsque

les atomes redescendent à l’état de

_base,

_{seule la}

compo-sante ZEEMAN 03C0

_peut

être

_émise,

et un observateur

_placé

suivant 0x ou

_0y

verra une lumière totalement

_polarisée

suivant

_0z,

si l’on

_néglige

dans une

première

approximation

les

_phénomènes

de

_{dépolarisation magnétique}

et de

diffusion

_multiple

(14)

.

Un

_champ

_magnétique

H

1

oscillant

de

_fréquence

03C9

convenable,

_H

₁

_étant

situé dans le

_{plan x0y,}

_peut

induire des transitions

dipolaires

magnétiques

entre les sous-niveaux m = 0 et _m = _± 1. Des

com-posantes

03C3 vont alors

_apparaître

dans la lumière de résonance

_optique

et

le taux de

_polarisation

de cette lumière va être modifié.

Si l’on trace la courbe

_{représentant}

le taux de

_polarisation

en

fonction du

_champ

_magnétique

H

z

,

il

_apparaît

une résonance

_lorsque

la fré-quence des transitions 0394 m _{= ±} 1 se trouve

égale

à la

_fréquence

du

_champ

oscillant.

J. BROSSEL a montré _que la forme des raies de résonance ne

dépen-dait que de deux

_{paramètres :}

l’intensité du

_champ

de

_{radiofréquence}

et une

durée de

cohérence

_{Te qu’il}

avait identifiée tout d’abord avec la durée de

fig. 1

NIVEAUX

_{ENERGETIQUES DU}

_MERCURE

- En traits

_renforcés,

les

différentes

transitions

étudiées.

Les niveaux

entou-rés

sont ceux

dont

nous avons

déterminé

les

_{caractéristiques.}

-

Après

la

longueur

d’onde de

chaque

transition,

nous avons

_indiqué

_le

_degré

de

_polarisation

_d’après

les

résultats

SKINNER et

APPLEYARD.

Fig

2

3

Ce

_phénomène

est lié à la diffusion

_multiple

(14)

.

Le

_paramètre

_{Te tend}

vers la durée _{de vie pour} les faibles densités de vapeur. Pour les raies autres que la raie de

résonance,

le

_phénomène

de diffusion

_multiple

de la lumière est

_{négligeable,}

et l’étude de la forme des

raies

_permet

d’obtenir directement la durée de vie.

Dans le cas

_d’isotope

à

_spin

nucléaire,

outre les transitions

0394 F = 0 du même

_type

_{que les transitions}

précédentes,

il est

_possible

d’in-duire des

transitions 0394 F

= 1

(15)

.

_{Si le}

champ

magnétique

est

_nul,

la fré-quence de transition

_correspond

à la structure

_hyperfine

du niveau.

Cette méthode ne

_peut

malheureusement

_{s’appliquer qu’aux}

niveaux de résonance

_qui

peuvent

être _{atteints par excitation}

_optique

à

_partir

du niveau fondamental. En

_outre,

_pour

_beaucoup

d’éléments - en

_particulier

les

gaz rares - les raies de résonance sont situées dans l’ultra-violet lointain et les difficultés

_{expérimentales}

rendent

_{l’expérience}

_impossible.

L’excita-tion par échelon ne s’est revélée

_possible

_que dans des cas

_particuliers

(16)

.

Vers 1930,

quelques

expérimentateurs

ont montré que de nombreuses

raies émises

_lorsque

1 on _{bombarde des atomes par} des électrons de faible

énergie

sont

_{partiellement}

_polarisées.

Le bombardement

_{électronique}

_(comme

l’excitation

_optique)

_permet

donc d’obtenir une différence de

_population

en-tre les sous-niveaux ZEEMAN des différents états excités et en

_principe

on se trouve dans les conditions où la résonance

_magnétique

_peut

être observée. Il devient ainsi

_possible

d’étudier des états

_excités,

_{inaccessibles par} d’autres

_méthodes,

de déterminer leur durée de

_vie,

leur facteur de

LANDE

et leur structure

_hyperfine

(2)(17)

.

Pendant le cours de notre travail, nous nous sommes efforcés de mettre au

_point

cette méthode. L’élément choisi était le mercure. De

nombreu-ses raisons nous ont

_imposé

ce choix :

- La tension de

vapeur

importante

à la

_température

ambiante

sim-plifie

le

_montage

_{expérimental.}

- La

plupart

des raies du

_spectre

du Mercure se trouvent dans le

proche

ultra-violet et dans le visible. Elles

_peuvent

être aisément isolées

4

à l’aide de filtres

colorés

et de filtres

_{interférentiels,}

et leur

polarisa-tion,

lorsqu’elles

sont

excitées

_{par bombardement}

_{électronique,}

a été étudiée

complètement

par SKINNER et APPLEYARD.

-

Enfin,

et ceci est la raison

_essentielle,

le niveau

6

3

P

1

a

été

étudié en détail _par J. BROSSEL

(7)

.

Ce niveau a _pu nous servir de test des

possibilités

de la

méthode.

En l’excitant par

_{chocsélectroniques, nous}

avons

réussi

à obtenir des courbes de

résonance

semblables à _{celles obtenues par} BROSSLL et redonnant les

mêmes

valeurs pour le facteur de

LANDE

et la durée de vie.

En accroissant la vitesse des

_électrons,

nous avons pu observer

plusieurs

autres courbes de

résonance.

Nous sommes _parvenus à identifier la

plupart

d’entre

_elles,

c’est-à-dire à les attribuer à des niveaux connus

de l’atome de Mercure dont nous avons _pu

déterminer

les

_{caractéristiques.}

Ce sont les niveaux

6

3

F

4

,

2

D

1

6p

2

6S

9

5d

et un niveau

3

P

2

_{imparfaitement}

dé-terminé.

L’interprétation

des résultats

expérimentaux

a été le

_plus

souvent

rendu difficile _{par des} effets de cascade et _par la fait que la

_{configuration}

des états excités est souvent

_complexe.

Nous avons en outre été

_gênés

par la

présence

des

résonances

cyclo-trons dont nous avons réussi à diminuer

_l’ampleur

en donnant une forme

judi-cieuse au

_dispositif

des électrodes.

Dans le

_premier

_chapitre,

nous

_rappelerons

brièvement les travaux

antérieurs sur la

_polarisation

des raies excitées _{par bombardement}

électro-nique,

les

_{applications qui}

ont été faites en résonance hertzienne et nous

décrirons le

_principe

de notre

_montage.

L’étude des transitions de résonance

_magnétique

basse

_fréquence

(0394 F

=

0)

des

différents

_{niveaux a} été _la

_partie

essentielle de notre

tra-vail. Le

_montage

_{expérimental}

sera décrit dans le

_chapitre

II. Le

_chapitre

III sera

consacré

aux

_{expériences préliminaires,}

aux

phénomènes

_parasites

et

à

_{l’interprétation}

des résonances

_trouvées;

le

_{chapitre IV,}

à l’étude des transitions

observées :

dans le cas des

_isotopes

_pairs,

nous _pouvons

déduire

le facteur de

LANDE

et la durée de vie des niveaux

_excités;

dans le cas des

isotopes

199 et

_201,

il est

_possible

d’obtenir des valeurs

_approchées

de la structure

_hyperfine

de ces niveaux par des calculs du

découplage

IJ. Nous pourrons

donc,

à

_partir

de ces

_résultats,

_prévoir

_{l’appareillage}

nécessaire

pour

déceler

les résonances

_{correspondant}

aux transitions

_hyperfines

0394F

= 1.

Nous

décrirons

dans le

_chapitre

V les

_expériences

_qui

ont été faites sur

l’atome de

_Sodium,

et nous

préciserons

le domaine

_{d’application}

de cette mé-thode d’excitation

_{électronique.}

Certains de ces résultats ont été donnés dans différentes

publica-tions

(18)(19)(20)

.

POLARISATION DES RAIES EXCITÉES PAR BOMBARDEMENT _{ÉLECTRONIQUE}

Entre

₁₉₂₉

et

_1930,

_plusieurs

_{expérimentateurs}

ont étudié la

pola-risation de la lumière émise par des atomes excités par bombardement

élec-tronique.

Le

_Mercure,

le

_Sodium,

le

_Néon,

l’Hélium ont

_{principalement}

été étudié

(21 à

27)

.

Les

_{appareillages}

et les résultats ont été décrits en

par-ticulier par

KÓSSEL

et GERTHSEN

(21)

,

_{ELLETT FOOTE}

et MOHLER

(22)

,

et

sur-tout par SKINNER et

APPLEYARD

(26)

.

Les mesures de taux de

_polarisation

ont été _{faites par} ces

_auteurs,

soit à l’oeil au _{moyen d’un}

_compensateur

de

_BABINET,

les raies étant isolées

au _moyen de filtres

_appropriés,

soit à l’ide d’un

_{spectrographe}

très

disper-sif,

les raies étant

dédoublées

à l’aide d’un

_prisme

de

_WOLLASTON,

le

cliché

obtenu étant

_dépouillé

_par

_{microphotométrie.}

Résultats

_{expérimentaux}

Les travaux des différents

expérimentateurs

ont

_porté

sur

l’influ-ence de

_l’énergie

des électrons sur la

degré

de

_{polarisation P}

des radiations

émises.

I//

et

_I

_désignant

_{respectivement}

les intensités des

_composantes

_polarisées

6

direction du

_jet

_{électronique}

_(et

du

_champ

_magnétique

_H

_o

₎

et

_I

_composante

dont le vecteur

_électrique

est

_{perpendiculaire}

à cette direction.

Les courbes donnant P en fonction de

_l’énergie

des

électrons

ont

toujours

le

même

_aspect

_{(fig. 4) :}

P est nul _pour

_l’énergie

_{correspondant}

au

seuil d’excitation

V

e

,

présente

un maximum _pour

V

m

, V

m

- V

e

étant de l’or-dre de

_quelques

_volts,

_puis

décroît.

Pour certaines

_raies,

P s’annule pour la valeur

_V

₁

et

_change

de

_signe

_{pour les}

_énergies

_{supérieures.}

SKINNER et APPLEYARD ont ainsi

étudié

en détail les

différentes

raies du mercure. La

précision

absolue sur P est environ

_0,01

au maximum de

_polarisation

et est

beaucoup

moins bonne au niveau du seuil

_{d’excitation,}

l’intensité

de la raie devenant alors très faible.

Les

_principaux

résultats concernant le mercure sont donnés dans

l’ap-pendice

I et

_rappelés

dans la

_fig.1.Les

raies de résonances du Sodium

(3P

3/2

-

3S

1/2

,

3P

1/2

-

)

1/2

3S

ont été

étudiées

(21)

.

Aucune

polarisation

appréciable

n’a

été

_trouvée,

mais dans les

_expériences

que nous avons faites sur le Sodium - voir

_chapitre

V - nous avons

étudié

les résonances

magné-tiques

des niveaux

4D

3/2

4D

5/2

et

_5D

_3/2

5D

5/2

en étudiant les raies 4D

-3P

(5683 Å -

5688

Å)

et 5D - 3P

(4979 Å

et

4983

Å).

Ces radiations sont

po-larisées,

le taux de

_polarisation

est

_{approximativement}

de

15%.

Nous

n’a-vons _{pas fait de} mesures

_plus

_précises

de taux de

_{polarisation,}

notre

appa-reillage

ne

_s’y

_prêtant

_pas.

Origine de la

polarisation -

Différentes théories

La discussion d’un modèle

idéal

formé par un atome à un

électron,

sans

_spin,

montre

l’origine

des effets de

_{polarisation.}

Considérons

le cas

où l’électron

possède

une

_{énergie cinétique}

_juste

_{suffisante pour exciter}

l’atome,

un

_champ

magnétique

étant

_parallèle

à la direction des

_électrons;

le moment

_angulaire

de

_{l’électron,}

avant le

_choc,

est dans un

_plan

normal à la vitesse.

_Après

le

_choc,

la vitesse de l’électron est nulle : ce dernier

ne

_peut

_emporter

aucun moment

_angulaire.

En faisant le bilan du moment

an-gulaire,

le choc a transféré à l’atome un moment

_angulaire

_{perpendiculaire}

au

_champ

magnétique.

Le _passage de l’état fondamental à l’état excité ne

_peut

Fig

5

Degré

de

_polarisation

_pour une transition

1

D

_~

1

P

en fonction de

V/V

o

_(V

_énergie

de

l’électron

_incident,

V

o

énergie

correspondant

au

seuil d’excitation).

La courbe en

pointillé

est la courbe

déduite

de

_{l’approximation}

de BORN pour la transition

3

1

D

~

3

1

P

de

l’hélium.

La courbe en trait

plein

donne les

résultats

expérimentaux

de SKINNER et

APPLEYARD

pour la transition

7

1

D

_~

6

1

P

du mercure.

donc _{pas être}

_accompagné

d’un

_changement

de la

_composante

du moment

angu-laire

_parallèle

au

_champ

et la transition se fait

_{avec 0394 m}

= 0.

Lorsque

l’a-tome retombera à l’état

_fondamental,

_d’après

les

_règles

de sélection de l’effet

_ZEEMAN,

la lumière sera

polarisée parallèlement

à la direction du

jet

électronique. D’après

le

_principe

de

stabilité

_{spectroscopique,}

nous ob-tiendrons le même

état

de

_polarisation

en l’absence de

_champ

magnétique.

Si l’on

_applique

à ce

même

_atome,

dans le cas d’électrons

_ayant

une

énergie

_plus

élevée -

une centaine d’électrons-volt -

_{l’approximation}

de

_BORN,

on

_{s’aperçoit qu’au}

contraire les transitions

_0394m

=

_±

1 sont

_plus

favorisées.

Ces résultats sont

évidemment

très

_approchés,

et de nombreux

au-teurs se sont efforcés d’obtenir des résultats en accord avec

l’expérience.

Le

_problème

est très

_complexe,

et il faut tenir

_compte

des différents fac-teurs

_suivants,

_négligés

_{précédemment :}

- le

_spin

_{électronique}

- les effets

_d’échange

- l’interaction

spin-orbite

- le

_spin

nucléaire.

Une des

_{premières interprétations théoriques}

est celle de

BETHE

(28)

appliquées

à _{des atomes tels que}

_Hg

et He en tenant

_compte

du

_spin

électro-nique.

BETHE

_emploie

la méthode

_{d’approximation}

de BORN-OPPENHEIMER

_qui

per-met

_{l’explication}

de l’excitation des états de

_triplets

_{par effet}

_d’échange

électronique.

La courbe

_{(fig. 5)}

donne

_l’aspect

des résultats obtenus. Le

taux de

_polarisation

est maximum au seuil

_{d’excitation,}

ce

_qui

_{n’est pas} en

accord avec

l’expérience.

Le maximum de

_polarisation

et sa valeur nulle au seuil n’ont

ja-mais été

_expliqué,

de

_façon

_parfaite.

Les travaux d’OPPENHEIMER

(29)(30)(31)

et de PENNEY

(32)(33)

en

_particulier,

cherchant l’influence du

_couplage

spin-orbite

et du

_spin

_nucléaire,

donnent des résultats souvent décevants.

Durant ces dernières

_années,

l’étude des sections efficaces de collision atomes-électrons de basse

_énergie

a été

développée,

en

_particulier

8

a étudié d’une

_{façon analogue}

la

_polarisation

de la lumière émise

_après

la

collision,

mais des différences subsistent avec les résultats

expérimentaux,

notamment

_auprès

du seuil d’excitation. Dans l’état actuel de la

_théorie,

on ne

_peut

donc donner encore aucune

règle

générale

_permettant

de

_prévoir

les états de

_polarisation

des raies observées. Ceci ne nous

empêche

pas de tirer

parti

de cette

_polarisation

et

_{d’interpréter}

nos

résultats,

et nous _verrons,

dans le

_chapitre

consacré à l’étude des raies de

_résonance,

_{que les} résultats essentiels : durée de

_vie,

facteur de

LANDÈ,

structure

_hyperfine,

_peuvent

être mesurés sans connaître les

_populations

_respectives

des

différents

sous-niveaux. Seule une différence de

_population

est nécessaire.

APPLICATION AUX

MÉTHODES

DE

RÉSONANCE

HERTZIENNE

Reprenons

le schéma de

_{l’expérience}

de BROSSEL

_{(fig. 3),}

et

rempla-çons l’excitation

optique

de la _{vapeur de} mercure _par une excitation

électro-nique

réalisée suivant les conditions décrites

_{précédemment}

_par un

_jet

d’élec-trons lents

_dirigés

suivant Oz, L’état de

_polarisation

de la lumière émise observée suivant Ox ou

_Oy

sera

_comparable

à celui observé dans le cas de l’ex-citation

_optique,

le taux de

_polarisation

étant

_{généralement}

_plus

faible. Un

champ

tournant d’axe

_0z,

ou

_{plus simplement}

un

_champ

oscillant

H

1

que nous

pouvons

prendre

dirigé

suivant

_Oy,

_pourra donc induire des transitions de résonance

_magnétique.

L’observation de ces résonances se fera comme dans la

méthode de BROSSEL en étudiant le taux de

_polarisation

de la lumière émise suivant Ox.

Outre

_{l’interprétation}

difficile des résonances

_{observées,(à}

cause

de

_{l’impossibilité}

de résoudre totalement les différentes raies du

_spectre

en conservant un flux lumineux

_acceptable),

deux difficultés essentielles

apparaissent

du

_point

de vue

expérimental

:

Le

_champ

_magnétique

oscillant

_{s’accompagne}

d’un

_champ

_électrique

qui

peut

provoquer dans la vapeur de mercure un

régime

de

_décharge

favorisé par la

présence

d’électrons.

Cette

décharge

est

_instable,

et les effets de

polarisation

disparaissent.

En

_plus,

des

_phénomènes

de résonance

_cyclotron

des

électrons

du

_{jet peuvent}

être très

_importants

et _masquer ou

déformer

les

résonances

_{magnétiques.}

Nous nous sommes donc efforcés d’éliminer ces

phéno-mènes afin d’obtenir les courbes de résonance dans les moilleures conditions d’observation et de

_{reproductibilité}

(cf.

_chapitre

III).

Des travaux utilisant des

_techniques

_analogues

à celles décrites ci-dessus ont été effectués à la même

_époque

_{par d’autres auteurs} :

- DEHMELT

(40)

a

étudié le niveau métastable

6

3

P

2

du Mercure par

une

méthode

voirice : le

_{bombardement électronique}

très intense

_produit

une

grande

quantite d atones dans l’etat métastable

_o

₃

_P

₂

_,

les sous-niveaux ZEE-MAN étant

_inégalement

_peuples.

La resonance

magnérique

de cet

_état,

induite par un

_champ

_magnétique

oscillant est détectée en étudiant

_{l’absorption}

de la

radiation

5640 Å -

7

3

S

1

,

6

3

P

2

.

Cette

expérience

est actuellement

_développée

par AUBREY et BRAULEY

(41).

- LAMB et _ses collaborateurs ont

également

utilisé

l’effet de

polarisation

par bombardement

électronique

dans la

détermination

de la struc-ture fine des niveaux

3

3

P

et

2

3

P

de l’Hélium

(42)(43)

.

10

CHAPITRE II

MONTAGE

EXPÉRIMENTAL

Le

_montage

utilisé

_s’inspire

en

_beaucoup

de

_points

du

_montage

de BROSSEL dont une

_description

détaillée a été

donnée

(7)

.

La

_figure

6 donne

le schéma

_général

de notre

_montage.

I.- LE TUBE

ÉLECTRONIQUE

Les

_premiers

essais de

_montage

avec _{pompage continu ont} été

déce-vants. En

_effet,

_plusieurs

raisons

_{imposent l’emploi}

d’une cathode à

_{oxyde :}

- la surface émettrice doit être

_{équipotentielle;}

- la

_température

de fonctionnement doit être assez

_basse,

afin

de limiter au maximum les sources de lumière

_parasite;

- la

puissance

électrique

nécessaire au

_chauffage

doit être la

plus

faible

_possible

_pour réduire au maximum les

_champs

_magnétiques

_parasites;

- les diverses tensions accélératrices sont de l’ordre d’une

di-zaine de volts.

_Pour

avoir un

débit

électronique

_convenable,

la surface

émet-trice doit être assez

_grande.

Or,

dès _que la

_pression

d’air

_dépasse

10

-5

mm

de _mercure, la cathode

s’empoisonne partiellement

et le fonctionnement devient très

_irrégulier.

Ceci exclut donc un _{pompage continu. En}

_outre,

il ne serait pas

_possible

d’opérer

sur des

_isotopes

séparés

dont on ne

possède

_{que des} très faibles

quantités

(de

l’ordre du

_{milligramme).}

Nous avons donc

_opéré

dans des enceintes scellées construites sui-vant la

_technique

_{radioélectrique.}

Un vide excellent s’est

_toujours

maintenu dans les différents _{tubes que} nous avons

_construits,

et le fonctionnement de

11

Technique

de fabrication - Nous avons

employé

des

_pieds

de

_lampe

en verre

pressé

(verre

au

_molybdène,

_passages en

molybdène,

_qui

servent à la

construc-tion des tubes

d’émission

de

_petite

_puissance

_4Y100,

3T50

de la

C.I.F.T.E.).

Après

la construction et le

_montage

des différentes

_électrodes,

le

_pied

est

scellé

à

_l’ampoule

de verre sur la

même

_{machine que} les tubes

d’émission

cor-respondants.

Cette

_technique,

très

_sûre,

réduit

au maximum les

risques

de

fuite. Les

électrodes

sont réalisées en tantale. Ce métal a une surface très propre, il n’absorbe pas le mercure, n’est pas

magnétique

et se soude

par-faitement par

points;

les

_pièces

isolantes sont réalisées en mica

préalable-ment

_dégazé.

Après

fabrication,

l’enceinte est

_{vidée, dégazée}

_par

_étuvage

et par

chauffage

H.F. des électrodes. L’enceinte est ensuite

scellée

_jusqu’au

moment de

_remplissage.

La cathode ainsi conservée sous vide ne

_risque

_pas de

s’altérer.

Remplissage -

Le tube

_{électronique}

_auquel

a été

adjoint

le

queusot

est

mis en

_place

sur un banc de _{pompage. Il est de} nouveau étuvé

soigneusement.

On distille ensuite le mercure dans le

_queusot.

Avant le scellement

défini-tif,

on

forme

la cathode. Elle est chauffée à une

_température

supérieure

à sa

température

de fonctionnement normale et une tension alternative est

ap-pliquée

entre la cathode et les autres électrodes. Lors de l’activation de la surface

_émissive,

on observe à la

_jauge

à ionisation un

dégazage

impor-tant et

_{l’apparition}

du courant

_{électronique. L’opération}

est

_poursuivie

jusqu’à

stabilisation du débit

_{électronique}

et retour à un vide excellent.

Getters - Des

_getters

sont nécessaires pour maintenir un vide

_parfait

malgré

le fonctionnement de la cathode

_qui

_risque

de

_dégazer.

Les

_premiers

tubes ont été munis de

_getters

industriels au

_baryum.

Le

_dépôt

de

_baryum

formé est très avide de mercure et une

_grande

_quantité

de mercure est

néces-saire pour saturer la surface du

_baryum.

Il est ensuite difficile de

_régler

la

_pression

_{de vapeur dans} l’enceinte en

_agissant

sur la

_température

de la

goutte

de mercure contenue dans le

_queusot.

En

_outre,

il est

_impossible

Quelques

essais nous ont conduits à un

_getter

formé _par un film de titane obtenu par la

_vaporisation

d’un fil de titane de

_0,1

mm enroulé sur un

fil de

_tungstène

_{que l’on}

_peut

chauffer _par effet

Joule.

Un tel

_getter

est

beaucoup

moins avide de mercure _{que le}

_getter

au

baryum.

_Cependant

nous avons

été

_conduits,

_{dans certains cas,} à sceller et à enlever

_l’ampoule

contenant le

_getter

_après

_{quelques jours}

de fonctionnement assurant un

dégazage

_parfait

de la cathode.

Description

des différents tubes

électroniques employés -

Deux

_types

dif-férents ont été

réalisés.

1)

Les électrons

émis

par la cathode

(fig. 7)

sont accélérés par

l’électrode

A au

_potentiel

V

1

qui

ne _{laisse passer}

_qu’un

_pinceau

de dimension 10x2 _mm, l’électrode B _{ainsi que l’anode P sont}

_portées

au

_potentiel

V

2

.

Dans

_l’espace

_compris

entre B et

_P,

les électrons

ont,

suivant

_Oz,

une vitesse

uniforme

_V

₂

_{- V}

_e

_,

_V

_e

étant

le

_potentiel

d’extraction de la cathode. Le courant

anodique

est

d’environ

_0,3

_{mA pour}

_V

₁

_{= V}

₂

₌

16 Volts. L’électrode B forme

en outre l’extrémité d’une

_ligne

haute

_fréquence

accordée

(cf. s

III,

page

13).

Le

_pinceau

_{électronique}

a une

_longueur

d’environ 20 mm. Deux fenêtres en

quartz,raccordées

à

_l’ampoule

en verre au

_molybdène

à l’aide d’anneaux de

verre

_{intermédiaire,}

_permettent

l’observation des raies ultra-violettes.

2)

Une

_grille

à maille

_{lache, placée}

à 2 mm de la cathode

(fig.8)

est

_portée

au même

_potentiel

_{que l’anode. Le}

_pinceau

d’électron,

dans

l’es-pace d’observation

compris

entre la

_grille

et

_l’anode,

a une section de

15x8

mm et une

_longueur

de 4 mm. Le circuit de haute

fréquence

est

placé

à

l’ex-térieur

du tube.

_Lorsque

l’anode et la

_grille

sont

_portées

au même

_potentiel,

le

débit

_anodique

est d’environ 2 mA _pour

V

1

=

V

2

= 16 Volts.

Nous utilisons comme cathodes celles

utilisées

habituellement sur

le tube d’émission 4Y100. Elles ont été toutefois raccourcies à une

_longueur

de 30 mm. Elles

nécessitent

alors une

_puissance

de 15 watts environ pour leur

chauffage

normal. Le filament

_d’origine,

_{formé par} un fil

_replié

en U

consom-mant environ

_{3,75 Ampères}

sous 4

_Volts,

provoque un

_champ

_magnétique

_parasite

Tube

_{électronique}

modèle 1 C Cathode A Electrode

accélératrice

B

_Ligne

H.F. F Anode K Goutte de tercure L

_Système

de

_compensation

Fig. 8

Tube

_{électronique}

_{modèle 2}

1 _Filaments

2 Cathode

3

_Ecran,

_support

de

_grille

4 Anode

Filamen

(six

fi

1 F

Fig. 10

a

apporte

des distorsions

_{inacceptables}

des courbes de

résonance.

Pour

réduire

cet

_effet,

nous avons

_employé

6 filaments de UL41

(40

Volts, 0,1

Ampère)

branchés en

parallèle

disposé

côte à côte

(fig. 9).

Le

_champ

_magnétique

para-site est alors

inférieur

à

10

-2

gauss.

II.- CHAMP

MAGNÉTIQUE

Le

_champ

_magnétique

est créé _{par deux bobines} en

_position

d’HELMHOLTZ

refroidies par eau,

développant

au maximum 500 _{gauss pour} un courant

magnéti-sant de 6

_Ampères.

L’alimentation se fait au _moyen de batteries au

plomb.

L’in-tensité du courant est mesurée à l’aide d’un

_{potentiomètre}

LEEDS et NORTHRUP

type

_K

₃

_.

Le shunt est maintenu à la

_température

de la

_glace

fondante.

L’homo-géité

du

_champ

est assez

médiocre,

de l’ordre de

5.10

-4

dans le volume d’ob-servation.

Pour les mesures

précises,

un autre ensemble de bobines d’HELMHOLTZ d’un diamètre _moyen de 70 cm a été

employé.

Elles

_permettaient

d’obtenir un

champ

de 200 _{gauss environ pour} un courant de 10

_Ampères.

Le

_réglage

de la

position

d’HELMHOLTZ avait été réalisé à l’aide d’un

appareillage

de

résonan-ce

_protonique.

L’homogénéité

est de l’ordre de

10

-4

sur une

sphère

de

₃

cm

de rayon.

III.- CHAMP DE HAUTE

_FRÉQUENCE

Le

_champ

_magnétique

_ayant

la direction Oz

(fig. 3),

les transitions

dipolaires

magnétiques

sont

_provoquées

_par un

_champ

oscillant circulaire dans

le

_plan

_xOy.

Nous _{pouvons donc}

_opérer

indifféremment avec un

_champ

oscillant

rectiligne

d’axe Ox ou

_Oy.

Les

_{premières expériences}

ont été effectuées avec le tube

électro-nique

du

_type

(1).

L’électrode B forme l’extrémité d’une

ligne

résonante en

03BB/2

formée _{par deux} conducteurs

_plans

_parallèles

d’une

_largeur

de 30 mm et dont la distance est 10 mm

(fig.

7).

Une boucle de

_couplage

_permet

l’excita-tion de cette

_ligne

à l’aide d’un émetteur à 140

_Me/s.

Ce

_montage

_permet

d’a-voir un

_champ

magnétique

oscillant

_{d’amplitude}

maximum au niveau du

pinceau

électronique

alors que le

_champ

_électrique

est faible. Un

_champ

oscillant de 3 gauss

peut

être ainsi obtenu avec une

_puissance

de 70 watts.

Pour les tubes

_{électroniques}

du

_type

(2),

le

_champ

oscillant est créé _par un

_{montage extérieur.}

Deux

_types

de circuits ont

_permis

_d’opérer

aux

fréquences

de

25

Mc/s,

50

Mc/s,

140

Mc/s,

238

Mc/s,

307

_Mc/s,

378

Mc/s

et

594

Mc/s.

1)

Le

_champ

oscillant est créé _{par des boucles L}

_(fig.

_9a)

en

tube de cuivre _{refroidies par} eau. La

_capacité

C

_permet

d’obtenir l’accord. Le

_couplage

à

l’émetteur

est fait à l’aide d’une boucle

_couplée

aux bobines L

(fig. 10a).

Un wattmètre directionnel

_permet

de vérifier

_l’adaption

du cir-cuit.

Ce circuit a l’inconvénient d’être à "haute

impédance",

il existe aux bornes du circuit

résonant

une tension très

élevée

et un

_champ

électrique

important

règne

entre les boucles.

2)

Le

_champ

oscillant est créé au centre d’une cavité

_cylindrique

réalisée

comme

_l’indique

la

_figure

10b. En modifiant les

_paramètres

a et

_h,

nous _{pouvons faire varier la} gamme d’accord de 100

Mc/s

à 600

Mc/s.

Un

régla-ge

précis

de l’accord est obtenu en

déplaçant

une lame

diélectrique

(téflon)

entre les deux

_plaques.

Le

_couplage

à l’émetteur est

_direct,

_l’adaption

opti-mum étant cherchée en

déplaçant

le contact C.

Ce circuit a

_l’avantage

d’être à basse

_impédance

et le

_champ

élec-trique

à

l’intérieur

du

_cylindre

est

_beaucoup

_plus

_{faible que celui}

créé

par le circuit

_précédent.

Les

_fréquences

de

_25,

50 et 140

Mc/s

ont été obtenues à l’aide d’un émetteur constitué d’un oscillateur à

_quartz,

d’une chaîne

_{multiplicatrice}

et d’un

_{amplificateur}

de

_{puissance permettant}

d’obtenir

_jusqu’à

70 watts.

Nous

_disposions

en outre d’un

_étage

doubleur ou

_{tripleur pouvant}

fournir 20 watts

_(entre

200 et 420

_Mc/s)

et d’un

_{générateur d’harmoniques}

formé

_par un

_{amplificateur}

coaxial à

_lampe-phare

2C39.

Cet

_appareil,

_attaqué

par 20 watts à 300

Mc/s,

donnait 15 watts à 600

Mc/s

et 10 watts à 900

Mc/s.

Le

_champ

oscillant

H

1

est

mesuré en valeur relative à l’aide d’un

voltmètre

de crête branché aux bornes d’un circuit oscillant

placé

à

IV.-Les différentes électrodes sont

alimentées

à l’aide de batteries

au

_{plomb. Lorsque}

l’on

_applique

le

_champ

de

_{radiofréquence,}

il existe au

niveau des différentes électrodes un

_champ

électrique

oscillant

parasite

qui

provoque une modulation de la vitesse des électrons. Cette modulation

dépolarise

partiellement,

et même

_totalement,

pour certaines

raies,

la lumi-ère

émise.

En

_{plaçant judicieusement}

dans le circuit

anodique

une boucle de

compensation

accordée

L,

nous _pouvons atténuer

considérablement

ce

phénomène

(fig.

7).

V.- MONTAGE

OPTIQUE

Dans chacune des directions

_{d’observation,}

le faisceau lumineux passe à travers un

_prisme

de GLAZEBROOK

(ou

un

_polaroïd

dans le cas des radi-ations

visibles),

une

_lentille,

un filtre - filtre coloré ou filtre

interfé-rentiel - et tombe sur l’anode du

_{photomultiplicateur.}

Différents

photomulti-plicateurs

ont été utilisés :

IP28 pour la bande

2500 Å - 3600 Å

IP21 ou

5189

_pour la bande

3600 Å -

5000 Å

6217

au-dessus de 5000

Å.

Le

_{photomultiplicateur}

6217

était

_placé

dans une enceinte

_pouvant

être

re-froidie à l’air

_liquide

_pour diminuer le courant d’obscurité et améliorer ainsi le

_rapport

_{signal-bruit.}

Les courants

_anodiques

des deux

_{photomultiplicateurs}

sont

_opposés

dans un

_pont

de résistance et leur différence est mesurée à l’aide d’un

gal-vanomètre dont la sensibilité est de

2.10

-11

_Amp/mm

à 1 mètre et la

_période

de 12 sec. La déviation est

_{alors, moyennant}

certaines

_précautions

d’équili-brage,

proportionnelle

à la variation du

_degré

de

_polarisation

de la lumière

émise.

Nous pouvons

enregistrer

les déviations du

_spot

du

_{galvanomètre}

à l’aide d’un suiveur de

_spot

SEFRAM. Un rhéostat

_{électronique}

constitué

par

15

triodes

6AS7

_peut

être inclus dans le circuit d’alimentation des bobines d’HELMHOLTZ. Le

_champ

_magnétique

est alors fonction linéaire du

_potentiel

de

grille

des triodes.

Ce

_potentiel

est

_pris

aux bornes d’un

_{potentiomètre}

en-traîné à l’aide d’un moteur

_synchrone.

Les différents

enregistrements

des

figures

15, 32, 35,

36

ont été ainsi obtenus.

16

CHAPITRE III

ETUDE

EXPÉRIMENTALE DU MONTAGE I.-

EXPÉRIENCES PRÉLIMINAIRES

Avant la recherche

_{systématique}

des résonances

_{magnétiques,}

nous avons fait sur les

_premiers

tubes

_construits,

du modèle

n°1,

les

_expériences

suivantes :

- Etude

spectroscopique

de la lumière émise - Nous avons

employé

un

_{spectrographe}

HILGER à

_optique

de

_quartz

et à

_{grande dispersion.}

Les dif-férents clichés obtenus nous montrent _que nous obtenons exclusivement les raies de

_HgI

et nous fournissent d’autre

_part

des

_{renseignements qualitatifs}

sur les intensités relatives des différentes raies

(cf.

_page

22).

- Influence

du

_{champs magnétique}

sur le

degré

de _polarisation

-D’après

SKINNER et

APPLEYARD

(26)

,

un

_champ

de 40 gauss

parallèle

au

_jet

d’électrons

modifie peu le

degré

de

_{polarisation.}

Nous avons

précisé

ce

_point

très

_important

en étudiant l’influence du

_champ

_magnétique

sur le

_degré

de

polarisation

pour différentes raies du

_spectre.

La

_figure

4 donne un

_exemple

des

résultats

obtenus. L’influence du

_champ

_magnétique

est donc faible. Les différentes résonances sont étudiées à

_fréquence

fixe en

ba-layant

en

_champ

_magnétique.

Cet effet s’est revélé

_{gênant :}

une

légère

va-riation continue du taux de

_{polarisation s’ajoute}

aux courbes de résonance et il est nécessaire de faire une correction

(cf.

_page

28).

Les mesures de

_dégré

de

_polarisation

sont effectuées en mesurant successivement

_I

et

I

//

à l’aide d’un

_{photomultiplicateur}

et d’un

_polariseur

que l’on

peut

tourner de

_03C0/2.

_{L’expérience}

montre que la sensibilité de la

cathode varie avec l’état de

_polarisation

de la lumière et avec la

_région

adjoint

au

_polariseur

une lame

quart-d’onde.

Le

photomultiplicateur

_reçoit

alors,

quel

que soit la

position

du

_polariseur,

une lumière circulaire. Nous

avons

_vérifié,

en substituant au tube

électronique

une source de lumière

na-turelle,

l’identité des

_signaux

_{pour les} différentes

_positions

du

_polariseur

(cf.

(44)

).

- Influence du

champ

de

radiofréquence -

Pour faire la résonance

magnétique,

nous devons

_appliquer

aux atomes soumis au bombardement

électro-nique,

un

_champ

_magnétique

oscillant

H

1

.

Il est

_{expérimentalement}

_impossible

d’appliquer

à un certain

_volume,

un

_champ

_magnétique

de haute

_fréquence

sans

également

lui

_appliquer

un

_champ

électrique

oscillant. Nous

_pouvions

attendre

différents

effets :

a)

Décharges -

Dans ce _cas, le processus d’émission de lumière

est

_complexe,

et l’on n’observe

_plus

de

_{polarisation.}

La

_région

d’observation est

_placée

dans un

_système

résonant où le

_champ

_magnétique

est

_maximum,

et par

suite,

le

_champ

_électrique

_minimum,

il est donc facile d’éviter les

dé-charges.

Il a été

_possible,

en

_appliquant

₅₀ watts _environ, d’obtenir des

champs

oscillants de l’ordre du gauss, la

pression

de _{vapeur de} mercure étant

de

0,5.10

-3

mm

_Hg

(t

#

10°C)

sans aucun

phénomène

de

décharge.

b)

Dépolarisation -

La

_figure

14 montre une courbe donnant le

degré

de

_polarisation

en fonction de la

_puissance

fournie au circuit

oscil-lant. La

_fréquence

est choisie de

_façon

_qu’il

ne se

_produise

aucune

résonance.

Pour une

_puissance

_élevée,

il subsiste encore un

degré

de

_polarisation

appré-ciable. Nous attribuons cette

_{dépolarisation}

à la modulation de vitesse in-troduite par le

champ

électrique

de

_{radiofréquence.}

Ces différentes

expériences

nous montrent _{que les} conditions néces-saires à l’observation de la résonance

_magnétique

des niveaux excités

_peuvent

être

réalisées.

_Cependant,

le taux de

_polarisation

variant avec le niveau du

champ oscillant,

l’étude des

_amplitudes

des résonances telle

_qu’elle

a _pu être

F

_{ig 11}

Degré

de

_polarisation

en _{fonction de la}

_puissance

de

haute

Fig 12

Résonances

_cyclotrons

18

II.-

PHÉNOMENES

PARASITES :

"Résonance cyclotron"

Avec le tube

_{électronique}

n°1,

nous avons

constaté,

_qu’en

faisant

varier le

_champ

_magnétique

en

présence

du

_champ

oscillant

_H

₁

_à

la

_fréquence

constante de

142

Mc/s,

il

_apparaissait

des résonances

_parasites

_importantes

pour les

champs

magnétiques

correspondant

au facteur de LANDE g = 1 et

g = 2

(fig. 12).

Leur

_aspect

est

indépendant

des raies

observées,

et elles se

_traduisent,

non seulement par une variation du

_degré

de

_{polarisation,}

mais aussi de l’intensité lumineuse. La forme et

_{l’amplitude}

de ces résonances

dé-pendent

en

_particulier

de la vitesse des

_électrons,

de la

_fréquence

et de la

répartition

du

_champ

oscillant. Elles sont donc liées aux

propriétés

dynami-ques des

électrons.

Résonance g

= 2 - Elle s’observe

pour des

champs

oscillants très faibles.

-

puissance

fournie 0,01

watt - sa

_largeur

est alors d’environ 1 gauss,

Lorsque

la

_puissance

_augmente,

elle

_s’élargit

_{considérablement,}

se

déplace

et

devient

_{dissymétrique.}

Sa structure devient

_complexe

(fig.

12).

Ce

_phénomène

est lié à la résonance

_cyclotron

des

électrons.

Une étude du

_phénomène

_peut

être faite en

_prenant

des conditions

idéales :

le

pinceau

électronique

n’est pas absolument

parallèle

au

_champ

_magnétique

H

z

et les électrons

_possèdent

une

légère

vitesse radiale

v

y

.

Leurs

trajectoires

sont alors des hélices d’axe Oz

(fig. 13).

Ils sont soumis à un

_champ

élec-trique perpendiculaire

à Oz. Dans ces

_conditions,

_l’energie

d’un

électron

donné

est en

général

une fonction

_périodique

du

_temps

_{et la valeur moyenne}

au cours du

_temps

de

_l’énergie

d’un

_grand

nombre d’électrons ne

dépend

_que

faiblement de

la fulsation

w du

_champ

oscillant. Pour la valeur

_{particulière}

03C9 =

03C9

c

= e H m,

l’énergie cinétique

est au contraire une fonction

_parabolique

du

_temps

()

.

Cette valeur

03C9

c

correspond

au facteur de LANDE _g = 2. Dans

notre

_expérience,

cette

_augmentation

_d’énergie

_{électronique}

se _{traduit par} une modification de

l’intensité

lumineuse

_totale,

et

également,

d’après

les

courbes de

_polarisation

_(fig.

_4),

_par une modification du

degré

de

_{polarisation.}

()

Un

calcul

_analogue

est fait dans le cas

_particulier

vy

=

0 ,

v

z

= 0

par

BUCHSBAUM

(45)