Mesure de la structure hyperfine de niveaux 6p, 7p, 4f et 5f du 129Xe et 131Xe

HAL Id: jpa-00209138

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Submitted on 1 Jan 1979

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Mesure de la structure hyperfine de niveaux 6p, 7p, 4f et 5f du 129Xe et 131Xe

X. Husson, J.P. Grandin, H. Kucal

To cite this version:

X. Husson, J.P. Grandin, H. Kucal. Mesure de la structure hyperfine de niveaux 6p, 7p, 4f et 5f du 129Xe et 131Xe. Journal de Physique, 1979, 40 (6), pp.551-555. �10.1051/jphys:01979004006055100�.

�jpa-00209138�

Mesure de la structure hyperfine de niveaux 6p, 7p, ^{4f et 5f}

du 129Xe et 131Xe

X. Husson, J. P. Grandin et H. Kucal (*)

Laboratoire de Spectroscopie Atomique (**), Université de Caen, 14032 Caen Cedex, ^France

(Reçu ^{le 8} février 1979, accepté ^{le 27} février 1979)

Résumé.

Les auteurs ont mesuré les constantes de structure hyperfine de 5 niveaux des configurations 5p5(6p ⁺ 7p), de 1 niveau de la configuration 5p5 ^{4f et} de 1 niveau de la configuration 5p5 ^5f des xénon 129 et 131 par ^une méthode de croisement de niveaux.

Abstract.

The authors have measured the h.f.s. of 5 levels of the 5p5(6p ⁺ 7p) configurations, ¹ level of the

5p5 4f and 1 level of the 5p5 ^5f configuration ^{of 129Xe and 131Xe} by ^{a level} crossing technique.

Classification

Physics ^Abstracts

32.80B - 35.10F

Introduction.

Des mesures de constantes de struc- ture hyperfine des niveaux des configurations ^basses

du xénon ont déjà ^{été réalisées au} moyen de techniques

interférentielles _par S. Liberman [1, 2] ^et par D. A. Jackson et M. Coulombe [3]. ^{Il est} intéressant de reprendre ^{ces mesures} par ^{une autre} technique qui

est celle des croisements de niveaux en champ ^fort

afin d’une part d’améliorer la précision ^{des mesures}

existantes et d’autre part de déterminer des constantes

non encore mesurées. L’utilisation d’un laser accor-

dable permet par ^une excitation sélective des niveaux

atomiques l’obtention de signaux ^{avec un bon} rap- port signal ^sur bruit. Cette méthode a déjà permis

à E. Giacobino [4, 5] ^{d’étudier avec} précision ^la

structure hyperfine des niveaux de la configuration 2p’ 3p ^{du néon et à} nous-mêmes de déterminer les constantes de structure hyperfine ^{de 1 niveau du}

néon [6] ^{et de 3} niveaux du krypton (à paraître).

En utilisant un laser à colorant à Nile blue et Oxazine 750 nous avons pu ^mesurer des constantes de structure hyperfine de 7 niveaux dans chacun des

isotopes ^{129Xe et 13’Xe.}

Dans une première partie ^{nous décrivons le dis-} positif expérimental ^{utilisé et dans une seconde} partie ^nous exposons ^et discutons les résultats obtenus.

l. Dispositif expérimental (Fig. 1). - Une ^cel-

lule C est remplie ^{sous une} pression ^{de 0,3 torr de}

xénon enrichi à 60 % ^{soit en} isotope ¹²⁹ (1

1/2)

Fig. ^1,

Montage expérimental.

[Experimental set-up.]

soit en isotope ¹³¹ (1 ⁼ 3/2). ^Une décharge continue, douce, permet ^de peupler ^les niveaux de la configu-

ration 5p5 ^{6s à} partir desquels ^{nous excitons à l’aide}

du laser accordable (L) les niveaux _que noùs voulons étudier (seul ^le niveau 5f(3/2) 1 1 ^{est excité à} partir

du niveau Sd(1/2) ⁰ l. ^{La cellule est} placée ^au

centre de l’entrefer d’un électroaimant (Drusch

E. A. F. 16 H). L’homogénéité relative du champ magnétique Ho ^{dans le volume} occupé par la cellule est de 5 ^x 10- 5 environ. Le faisceau laser est issu d’un laser à colorant (CR 490) pompé par ^un laser à krypton ^ionisé (CR ⁷⁵⁰ K) dont l’alimentation est modulée à une fréquence ^{v --- 300 Hz à} l’aide d’un

générateur ^{B.F. Le laser à colorant est accordé sur}

la transition atomique ^{voulue. La} lumière de fluo-

rescence du niveau étudié est détectée perpendiculai-

rement à Ho ^en polarisation J ^{et à} l’aide de deux (*) Adresse actuelle : Institut Fisyki U.J., ^Ul Reymonta 4,

30059 Cracovie, Pologne.

(**) ^{Associé au C.N.R.S.}

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01979004006055100

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photomultiplicateurs PM, ^et PM2 (Hamamatsu ^R.

928) placés derrière deux monochromateurs à réseaux

Mi ^et M2. ^Les signaux d’anode des photomultipli-

cateurs sont opposés ^{à l’entrée d’une détection} syn- chrone (D.S.), ^{dont le} signal ^{de référence est fourni}

par le générateur ^basse fréquence. ^Le champ magné- tique ^est balayé ^de façon répétitive ^{autour de la} position ^de croisement et, pour améliorer le rapport signal ^sur bruit, ^le signal ^à la sortie de la détection

synchrone ^est accumulé dans les mémoires d’un

analyseur multicanal (A.M.). ^En fin d’accumulation le contenu des mémoires est transcrit sur une table X. Y La mesure du champ magnétique ^{se fait à l’aide}

d’un magnétomètre ^à protons ^{avant et} après chaque

série d’expériences. ^La stabilité du champ magnétique

s’est révélée bonne et la précision ^{sur la mesure du} champ magnétique ^{est évaluée à} 0,03 ^G. (Pour ^obtenir

une bonne stabilité du champ magnétique, ^en dépit

de l’hystérésis, ^{il était} nécessaire, ^à chaque change-

ment de croisement étudié, ^{d’amener le} champ magné- tique ^{à sa} nouvelle valeur _moyenne et de la faire

balayer répétitivement, dans les conditions de l’expé-

rience proprement dite, pendant plusieurs ^heures

avant de commencer les mesures.)

2. Résultats expérimentaux.

^2.1 POSITION DES

CROISEMENTS.

Le dispositif expérimental ^{décrit ci-}

dessus permet ^la détection de signaux de croisement de niveaux hyperfins AMF

^{2. Dans le cas du}

xénon 129 (1

1/2) ^on prévoit ^un croisement _pour les niveaux de J

1 et trois _pour les croisements de J

2, ^{dans le cas} du xénon 131 (1

3/2), ^deux

croisements _pour les niveaux de J

1 et 7 pour les niveaux de J ⁼ 2.

Nous avons déterminé la position d’un certain nombre d’entre eux (Tableau I) ^{en faisant un} ajuste-

ment par ordinateur, ^{sur les} enregistrements expé- rimentaux, d’une courbe symétrique de Lorentz

superposée ^{à un} fond ^{linéaire. La} figure ^{2 montre}

le résultat d’un tel ajustement pour le croisement le

Tableau I.

Position des croisements de niveaux en

gauss.

Fig. 2. - Exemple de courbe obtenu _pour le niveau 7p(3/2) 1.

[Typical experimental ^{curve for the} 7p(3/2) ¹ level.]

plus intense du niveau 7P(3/2) 1 ] ^{du 131Xe. Une}

telle courbe est obtenue au bout de 10 à 15 accumu-

lations environ de 52 s chacune. Les croix ( + ) repré-

sentant les points théoriques ajustés. ^La pente ^sur

laquelle apparaissent ^les courbes de croisement peut être due à l’influence du champ magnétique ^{sur la} décharge ^{ou à un effet de} balayage magnétique ^des

niveaux étudiés. Elle est représentée ^{sur la} figure ²

par des tirets.

Dans la plupart ^des cas nous avons enregistré

pour chaque croisement un nombre égal ^{de courbes,}

10 en champ ^{croissant et 10 en} champ décroissant, afin d’éliminer les effets dus ^aux constantes de temps instrumentales. L’incertitude L1l que ^{nous avons}

pris ^{sur la} dispersion ^{des mesures a} été déterminée de la façon suivante. La valeur _moyenne des mesures en champ croissant donne une valeur Ac, ^en champ

décroissant Ad. ^{Nous avons} ajouté ^la quantité Ad - Ac

Ad - Ac /2 ^à chacune des valeurs obtenues en champ

croissant et retranché cette quantité ^{aux valeurs}

obtenues en champ décroissant. Puis nous avons

calculé l’écart quadratique ô ^{dû à la} dispersion ^de

ces dernières valeurs. Et nous avons pris ^comme

incertitude A, ^{= b.}

Lorsque pour des raisons des temps d’accumula- tions longs ^{nous avons} enregistré ^{un nombre} plus

faible de courbes (3 ^{à 4 dans} chaque ^{sens du} champ magnétique), nous avons pris pour incertitude L1l l’écart entre les valeurs extrêmes obtenues.

L’incertitude _{L1 que} nous avons portée ^{en face de} chaque position de croisement tient compte ^{en outre} d’un certain nombre d’erreurs systématiques pos- sibles qui ^ont été étudiées en détail _{par E.} Giaco- bino [5] ^et que ^nous rappelons ci-dessous :

- Effets liés à la courbure graphique représentant

la variation en fonction ^de Ho ^de l’énergie ^{des sous-}

niveaux.

Cette courbure entraîne un déplacement

et une asymétrie ^{de la} courbe de croisement. Pas

plus que dans le cas du néon 21 le déplacement ^lié

à cet effet n’est appréciable ^{à notre} précision. ^Par

contre nous avons tenu compte ^de l’asymétrie ^{de la}

courbe de croisement dû à cet effet qui ^{entraîne une}

erreur L12 ^{dans le} dépouillement des courbes expéri-

mentales.

-

Effet ^{lié aux} directions de détections.

Si la direction de détection _{n’est pas} rigoureusement per-

pendiculaire ^{à la} polarisation excitatrice, ^il apparaît

une partie antisymétrique ^{dans les} courbes de croi- sements ; ^un calcul d’ordre de grandeur ^{nous a}

montré que dans notre cas, compte ^{tenu de la} pré-

cision avec laquelle ^nous pointons ^{le centre des}

courbes de croisement, ^{cet effet} pouvait ^être négligé.

-

Déplacement ^{dû aux} transitions virtuelles [7]. - Lorsque ^{la raie de} pompage n’est pas centrée sur la raie d’absorption ^il risque ^{de se} produire, par pom- page optique, ^un déplacement des niveaux. Nous

avons vérifié qu’il n’y ^a pas de variations détectables de la position de croisement avec la puissance ^laser.

Nous pouvons donc négliger ^{cet effet.}

-

Effet ^{dû à la} superposition accidentelle de courbes de résonance de saturation.

Dans un champ magné- tique Ho, ^{un même atome} peut interagir à la fois

avec la composante ^{r+ d’un mode et avec} la compo- sante J- d’un autre mode, si l’écart en fréquence

entre ces modes est égal ^à 2 gj pHo ^{et si le laser}

fonctionne en modes bloqués, ^il apparaît ^{alors en} champ ^{fort une résonance de} saturation. Il arrive dans notre cas que, ^sans qu’on ^en connaisse la raison,

les modes de notre laser se synchronisent ^{et nous}

avons observé des résonances de saturation dans des

champs ^allant jusqu’à 1 000 G. Nous avons évité ce

genre d’erreur entraînée _par la superposition ^d’une

courbe de croisement de niveau et de résonance de saturation en mesurant, lorsqu’il y avait un doute, la position du croisement étudié _pour différentes

longueurs de la cavité laser ce qui ^a pour effet de modifier l’intervalle entre modes et donc la position

des résonances de saturation.

D’autre part, ^{à titre de} précaution, nous avons

vérifié qu’il n’y ^avait pas de corrélation, ^{entre l’in-} tensité du courant de décharge ^{dans la cellule et la} position du croisement de niveaux observé.

-

Nous avons pris ^{enfin une} incertitude d3 ^liée

à un léger défaut de linéarité de balayage ^du champ magnétique. ^{Nous avons évalué cette} incertitude en

calculant le déplacement b’ d’une courbe Lorentzienne

théorique ^{dû à ce} défaut de linéarité. Nous avons

corrigé chaque position de croisement de la valeur b’

et pris ^comme incertitude sur cette correction Li 3

ô’/2.

-

Une dernière _remarque concerne les niveaux de J ⁼ 1 du xénon 131. Nous détectons le croise- ment Cl ^des sous-niveaux F ⁼ 5/2, MF

± 5/2 >

et F’

3/2, ml ^{= ±} 1/2 ) (signe ^{+ ou - suivant}

que le signe ^{de la constante de structure} hyperfine dipolaire magnétique ^{A est} négatif ^ou positif). ^Or

on prévoit ^{un autre} croisement C2 qui ^est beaucoup plus ^{faible et} plus large que le croisement Cl ^et qui

est plus ^ou moins voisin de celui-ci suivant ^{la valeur} de B, ^{constante de structure} hyperfine quadrupolaire électrique. ^{Pour B =} 0, Cl ^et C2 ^{sont confondus.}

Nous n’avons réussi à observer C2 pour ^aucun des niveaux de J

1. Un calcul d’ordre de grandeur ^du

déplacement ^de Cl entraîné par la présence ^de C2

nous montre qu’il ^{est tout à fait} négligeable ^{à notre} précision.

Pour les niveaux des configurations 5p’(6p ⁺ 7p)

les largeurs ^des croisements sont comprises ^{entre 5}

et 12 G. L’approximation qui ^{consiste à considérer}

que les courbes de croisements se présentent ^{sur un}

fond linéaire semble raisonnable et nous prenons

comme incertitude sur la position des croisements :

Pour les niveaux 4f(3/2) ^{1 et} 5f(3/2) ^{1 la} largeur

des croisements est de plusieurs ^dizaines de gauss.

L’approximation précédente ^{n’est plus} justifiée. ^{Il est}

dans ce cas difficile de donner a priori ^une incertitude

sur la position ^des croisements. Nous _verrons,

néanmoins, ^au paragraphe ^suivant qu’une ^incerti-

tude prise arbitrairement au dixième de la largeur

rend compatibles ^{nos mesures.}

La position des croisements et les incertitudes cor-

respondantes ^sont portées ^{dans le tableau 1.}

2.2 DÉTERMINATION DES CONSTANTES DE STRUCTURE HYPERFINE. - Dans le cas du xénon 129 la position

des croisements dépend principalement ^du rapport

AIgJ où gJ ^est le facteur de Landé du niveau étudié.

Dans le cas du xénon 131 la position des croisements

dépend principalement ^de Algj ^et B/gj. ^De façon plus précise, ^la position des croisements dépend également de gl facteur de Landé nucléaire. En outre, elle peut être modifiée _par les interactions

hyperfines ^{et Zeeman entre} le niveau étudié et les

autres niveaux voisins. A notre précision ^{ces interac-}

tions ne sont pas négligeables ^{et sont} prises ^en compte dans un calcul de perturbation ^au second ordre.

Pour faire ce calcul nous avons utilisé les fonctions d’onde de couplage intermédiaire calculées, ^suivant

une étude paramétrique des niveaux d’énergie, par S. Liberman [2], pour les configurations 5p5(6p+7p).

D’autre part nous avons calculé les fonctions d’onde de couplage intermédiaire des configurations 5p5 ^4f

et 5p5 ^5f par ^cette même technique. ^{Pour cela nous}

avons fait l’approximation simplificatrice que cha-

cune de ces configurations ^{est isolée. En} fait elles sont vraisemblablement perturbées par les voisines.

Néanmoins les résultats _que nous avons obtenus quant ^aux énergies des niveaux sont relativement satisfaisants. Nous avons utilisé ces fonctions d’onde pour calculer les corrections au second ordre.

Pour les niveaux de J

1 du xénon 131, ^la position

du croisement Cl ^dont nous avons déjà fait mention

dépend principalement des valeurs A/g J. ^{Pour déter-}

miner ce rapport ^{nous avons donné à B les valeurs}

théoriques ^calculées par Liberman [2] pour les niveaux de configurations 5p5(6p ⁺ 7p) ^et par ^nous- mêmes _pour les niveaux 4f (3/2) ^{1 et 5f(3/2) 1 1}

pour lesquels nous avons obtenu B = 0,84 ^mK.

Nous avons négligé l’incertitude sur B dans la déter-

554

mination de l’incertitude sur A car on calcule qu’une

erreur de 10 % ^{sur ces} valeurs de B n’entraîne _pas de variation notable sur la détermination de A.

Ainsi _pour les niveaux de J

1 et 2 du xénon 129 et les niveaux de J

1 du xénon 131 l’incertitude relative sur la valeur de Algj ^sera la même que celle

sur la position des croisements de niveaux.

Pour les niveaux de J ⁼ 2 du xénon 131, ^la position

des croisements dépend à la fois de A/g, ^et B/gj.

Nous avons mesuré la position ^de quatre croisements pour le niveau ^6p’(3/2) 2 1 ^{et de trois} croisements pour le niveau 6p(3/2) ² 1. ^Par ajustement ^de A/gj

et B/gj ^{nous avons} dans les deux cas pu rendre compte de la position des croisements. Les incertitudes A.

et Ab ^sur les valeurs de AIgJ ^et Blgj ^sont prises ^telles

que, si on augmente AlgJ ^de Aa ^ou B/gJ ^de db, ^{on ne} puisse plus ^rendre compte simultanément des posi-

tions des divers croisements observés compte ^tenu des _marges d’incertitude sur ces positions.

Enfin, _pour déterminer les valeurs de A et B, ^nous

avons utilisé des valeurs de facteurs de Landé mesu-

rées _par interférométrie Fabry-Pérot (Huet et al., ^à

paraître) ^et par double résonance (X. ^{Husson et}

J. P. Grandin, ,à paraître) nous avons de plus pris g(4f(3/2) 1)

g(5f(3/2) 1) ,

ces deux niveaux étant homologues ^{dans les confi-}

,

gurations 5p5 ^{4f et} 5ps ^{5f. Le} signe ^{de A et B est}

déterminé _par comparaison ^{avec d’autres valeurs}

exnérimentales et théorioues-

Tous ces résultats sont portés ^{dans les tableaux II}

et III. Ils y ^sont comparés ^{à d’autres valeurs} expéri-

mentales obtenues _par interférométrie. L’incertitude relative _que nous avons prise ^{sur les valeurs des}

constantes de structure hyperfine ^{est la somme de}

l’incertitude d’ sur le facteur de Landé et de l’incer- titude A ou Aa ^ou Ab ^{définie au} paragraphe précédent.

On constate que, dans la plupart ^{des cas, A’ » A}

ou Aa. ^{Donc si on} peut, ^dans l’avenir, ^{obtenir une} amélioration sensible ^sur les valeurs de facteur de Landé, ^{nous aurons} plus ^de précision ^{sur A. En} dépit ^de cela, ^la précision ^sur les valeurs de constantes

hyperfines ^a été amélioré d’un facteur variant de 1,5

à 16. De plus ^{nous avons mesuré quatre constantes}

de structure hyperfine qui, ^{à notre} connaissance, ^ne

l’avaient _pas été antérieurement. Il s’agit ^de

pour le xénon 131.

Dans le tableau IV nous avons porté les valeurs

I129 ^x A129//13l X A131, rapports ^{connus avec une} bonne précision puisque l’incertitude sur gJ s’élimine.

Ces rapports ^{sont très} voisins du rapport ^{des moments}

magnétiques nucléaires Ù1l291/1l3l) qui ^vaut

A notre précision, ^{nous ne} détectons donc _pas d’ano- malie de structure hyperfine. ^{Par ailleurs, une mesure}

Tableau II.

Xénon 129.

Tableau III.

Xénon 131.

(*) Ce travail. A et B sont exprimés ^{en mk.}

(**) ^{Jackson et Coulombe} [3].

(***) ^Liberman [1].

(****) ^A. Bohr, ^J. Koch, E. Rasmussen [9].

Tableau IV.

Rapport 11129 X A 129 /I131 A 131 1 1.

Rapport ^{des moments} magnétiques ^nucléaires

très précise ^du rapport 129 x A 129l h 31 X A131 a déjà été faite _par Faust et McDermott [8] ^{sur le}

niveau métastable 6s(3j2) ^{2 1 et a} été trouvée égale

à - 1,125 09 ± 0,000 01 ^{soit une valeur très} légè-

rement différente du rapport /11291/1131. ^{Pour la}

configuration 5p5 ^{6s cette anomalie de structure} hyperfine ^est de l’ordre de grandeur ^{de la} précision

de nos meilleures mesures. Comme on peut ^s’at- tendre à une anomalie plus ^faible pour ^une confi-

guration 5p’ np, il _{n’est pas} étonnant _que nous n’en ayons pas décelée expérimentalement.

En conclusion l’utilisation d’un laser accordable excitant sélectivement des niveaux du xénon, ^{nous a} permis d’obtenir des signaux de croisement de niveaux,

avec un bon rapport signal ^sur bruit, ^aisément exploi-

tables pour déterminer des constantes de structure

hyperfine. ^La précision ^{sur ces valeurs a} pu être ainsi sensiblement améliorée. Nous pensons étendre ces mesures à d’autres niveaux du xénon et du krypton

en utilisant un laser accordable à Coumarine.

Remerciements.

Les auteurs tiennent à remercier Monsieur le Professeur J. Margerie pour les ^nom- breux conseils et l’aide efficace qu’il n’a cessé de leur

prodiguer.

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