Etude théorique et expérimentale de quelques processus de transfert quasi-résonant de l'excitation par collisions en phase vapeur. Collisions en champ magnétique intense

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Jean-Claude Gay

To cite this version:

Jean-Claude Gay. Etude théorique et expérimentale de quelques processus de transfert quasi-résonant de l’excitation par collisions en phase vapeur. Collisions en champ magnétique intense. Physique Atomique [physics.atom-ph]. Université Paris-Diderot - Paris VII, 1976. Français. �tel-00011823�

LABORATOIRE

DE

_PHYSIQUE

DE

_L’ÉCOLE

_NORMALE

SUPÉRIEURE

THESE DE DOCTORAT D’ETAT ES SCIENCES PHYSIQUES

presentée

A l’UNIVERSITE DE PARIS VII par

Jean-Claude GAY

pour obtenir

le

_grade

de DOCTEUR ES SCIENCES

Sujet de la thèse : Etude

_théorique

et

_{expérimentale}

de

_quelques

_{processus de transfert}

quasi-résonnant

de l’excitation _par collisions en

_phase

_vapeur.

Collisions en

_champ

_magnétique

intense.

Soutenue le : Avril 1976 devant la Commission d’Examen :

MM. J. BROSSEL Président C. COHEN-TANNOUDJI J.L. COJAN Examinateurs J.P. DESCOUBES S. FENEUILLE A. OMONT

THESE DE DOCTORAT

D’ETAT

ès Sciences

_Physiques

présentée

à

l’Université

Pierre et Marie Curie

(Paris 7)

par M. Jean-Claude GAY

pour obtenir le

grade

de Docteur ès Sciences

Sujet

de la thèse :

"Etude

_théorique

et

_{expérimentale}

de

_quelques

_processus

de transfert

_{quasi-résonnant}

de l’excitation _par collisions en

_phase

_{vapeur. Collisions} en

champ magnétique

intense".

soutenue le 7 AVRIL 1976 devant le

Jury

composé

de :

MM. J. BROSSEL Président C.

COHEN-TANNOUDJI

J.L. COJAN J.P. DESCOUBES Examinateurs S. FENEUILLE A. OMONT

Je

voudiais

_exprimer

toute ma

_gratitude

à

Alain OMONT

_qui

a assumé

la direction

de

ce travail et

_qui

m’a

_toujours

_prodigué

son

aide

et ses

encoura-gements.

Sa

_{participation}

aux

_expériences

réalisées au Service National des

Champs

Intenses

_fut

en

_particulier

essentielle.

J.P. DESCOUBES a

_accepté

avec une très

_{grande gentillesse}

de

relire

et

de

_critiquer

le

_manuscript.

Je le remercie _{vivement pour les}

_nombreuses

sugges-tions et améliorations

_qu’il

m’a

_proposées

et _pour

l’intérét

_qu’il

a

_porté

à ce

travail.

Mes remerciements vont aussi tout

_{particulièrement}

à W. SCHNEIDER

de

l’Université de

_Marburg

_{pour l’aide}

amicale

_qu’il

m’a

_apportée

au cours

de

ses

séjours

au

Laboratoire,

_{pour le dynamisme}

et

l’habileté

_qu’il

a mis à

concevoir

et à réaliser le

_montage

et les

_expériences

sur le Sodium décrits dans la

troisième

partie.

Je remercie

_également

G.

MEUNIER,

V.M. ERMATCHENKO et

l’ensemble

de

mes camarades

chercheurs

et

techniciens

_{particulièrement}

G.

_GOUEDARD,

G.

FLORY,

J.

_QULBEUF

et L. ROBIN

_qui

à des tities divers ont contribué à la réalisation de ce travail.

Madame HEYVAERTS a eu la lourde

tâche

de

dactylographier

ce texte.

Je la remercie de la

_patience

et de l’art

_qu’elle

_y a mis. Je remercie

_également

Madame

AUDOIN

_qui

en a

effectué

le

tirage

dans des conditions

difficiles.

Mes remerciements iront aussi à Monsieur F. MEUNIER du

Laboratoire

R.

_BERNAS,

à la direction et au

_personnel

du Service National des

Champs

Intenses pour leur accueil et les conseils

qu’ils

nous ont

aimablement

_prodigués

lors

des

expériences

réalisées à

_Grenoble,

au

personnel

du Service des Basses

Températures,

à M. P. FEAUTRIER et aux

_personnels

de

l’Atelier

d’Informatique

et du Centre de Calcul

de

_Physique

Nucléaire

de

l’IN

2

P

3

.

I-A Introduction 1

I-B Collisions

_{quasi-résonnantes}

entre atomes

_identiques

en

_champ

fort. 3 Etude

_théorique

pour une transition J=1~J=0 de résonance

1 - Introduction 6

2 - Position du

_problème

et notations 7

3 -

_Symétries

de la relaxation 17

4 - Méthodes de calcul des coefficients de relaxation 25

5 - Résultats 29

6 -

_Quelques

ordres de

_grandeur

34

7 - Conclusions 38

Références -

_Légendes

des

_figures

et tableaux 42

Appendice 1 -

Relation entre les coefficients de relaxation dans les 43

deux bases de

_l’espace

de Liouville

Appendice

2 -

_Principe

du calcul

_asymptotique

des coefficients de 45 relaxation

Appendice

3 -

_{Approximation}

séculaire 48

Annexe 1 -

Comparaison

à

_{l’approximation}

d’Omont 51 Annexe 2 - Tableaux des _taux de transfert

03A0

kk’

qq’

(i)

dans la base 53 tensorielle

I-C Etude

_{expérimentale}

du transfert d’excitation entre les sous-niveaux 54

m = 0 _{et m} = _{±1 en} fonction du

champ

magnétique.

1 -

_Principe

de

_{l’expérience}

55

2 -

_{Dispositif expérimental}

62

3 - Tests du montage 69 4 -

_Description

et

_analyse

des effets

_parasites

observés 84 5 - Résultat des

_{expériences -}

Variations avec le _champ

magné-tique

du taux de transfert par collisions résonnantes

6 -

_Comparaison

aux

prévisions théoriques

106

I-D Conclusions et extensions 115

11-B Collisions

non résonnantes en

_{champ intense}

5 Modèle

_{théorique pour}

une interaction de Van der Waals

1 - Introduction

et

_hypothèses

du modèle 7

2 -

_Symétries

de la relaxation 8

3 - Méthodes de calcul des coefficients de relaxation 13

4 - Résultats 14

5 - Discussion des

_hypothèses

du modèle 16

6 -

_Anisotropie

de la relaxation 17

7 -

_Applications

19

8 - Conclusions 22

Légendes

des

_figures

et des tableaux

Appendice 1 -

Relations entre les coefficients de relaxation dans les 23 deux bases de

_l’espace

de Liouville

Appendice

2 - Formes

_{asymptotiquesdes}

coefficients de relaxation 24 Annexe 1 - Calcul

asymptotique

de la différence entre les taux 29 de transfert m=0 m=±1

Annexe 2 - Etude

numérique

des

_{probabilités}

de transfert m=0 m=±1 30 Annexe 3 - Démonstration

quantique

des relations de

_symétrie

35 Annexe 4 - Bilan détaillé

en

_présence

d’un

_champ

magnétique

37

Annexe 5 -

Symétrisation

des résultats de la théorie

_{semi-classique}

42

II-C Collisions non-résonnantes

Hg*(6

3

P

1

)-gaz

rares - Etude

expérimentale

45

1 -

Conditions de l’étude

_{expérimentale}

46 2 -

_Expérience

réalisées entre 0 et80 kG sur _He,Kr,Xe 47

3 -

_Expériences

réalisées entre 0 et 200 kG au service 53

national des _champs intenses

4 -

_Comparaison

des résultats des deux séries

_{d’expériences}

63

Quelques

ordres de

_grandeur

_théorique

5 -

_Analyse

des résultats à basse

_température

66 6 - Résultats des mesures à

température

ambiante 76

II-D

Conclusions et extensions

_possibles

78

expériences

description

montage

III-C

_Etude

expérimentale

_{des collisions}

Na-Na*

en

_champ

fort 10 III-D Etude des collisions

sodium-gaz

rares 18

III-E Extensions 22

Annexe 23

Légendes

des

_figures

28

QUATRIEME PARTIE -

_{Diffusion multiple}

en

champ

intense

IV-A

Traitement

_analytique

_approché

de la diffusion

_multiple

IV/3

en

_champ

fort

IV-B

_Principe

de l’étude _{par la} méthode de MONTE CARLO 8 IV-C

_Comparaison

aux résultats

_{expérimentaux}

10

Légendes

des

_figures

17

CINQUIEME PARTIE - Collisions

_{quasi-résonnantes}

entre deux

_isotopes

APPENDICES GENERAUX

Appendice 1 - Expression

de l’intensité des

_signaux

de fluorescence

Appendice

2 - Structure

_{fine de}

la

_{configuration (6s,6p)}

du Mercure

-Découplage

de L

et S

et modification de la durée de vie des niveaux en

_champ

intense

(isotope pair).

Ce travail est consacré à l’étude

_théorique

et

expérimen-tale de

_quelques

_{processus de} transfert

_{quasi-résonnant}

de l’excita-tion dans les collisions entre atomes aux

énergies

_thermiques.

Ces études ont été

_{plus particulièrement développées}

dans le cas des

collisions en

_champs

_magnétiques

intenses.

I - LES COLLISIONS AUX ENERGIES

THERMIQUES

Les collisions entre _atomes, aux

_énergies

_thermiques

constituent l’une des

_plus

anciennes voies de recherche en

physique

(

1

)-(

7

),

l’une des

_plus

_{importantes également}

_puisque

ces

phénomènes

interviennent dans des situations aussi différentes que la formation des raies

_spectrales

en

astrophysique ,

le fonctionnement des lasers

à gaz, les

plasmas

et leurs

_diagnostics

ou

_plus

_simplement

dans les

perturbations apportées

aux mesures effectuées sur les atomes

_supposés

sans interactions.

L’effet des collisions sur les états

atomiques

excités se traduit en

particulier

_{par des}

perturbations

de la forme des raies

optiques

de fluorescence

_qui

sont

_élargies

et

_déplacées

(

1

) (

2

)

et

par une

_{dépolarisation}

des raies

(

8

)

(

9

).

Ces

_phénomènes

_ont, très

tôt,

été mis en évidence par des méthodes de

spectroscopie

tradition-nelles. Puis la méthode de

_{dépolarisation}

_magnétique

(

10

)

a constitué un outil de choix _pour l’étude de la

perturbation

par collision de

l’état excité de l’atome en _{permettant d’obtenir} des informations

com-plémentaires

de _{celles fournies par} l’étude de la

_perturbation

des raies

_{optiques. Enfin,}

_{l’apparition}

des

_techniques

de double

de niveaux

(

12

)

ont

_permis

de renouveler le

_sujet

en suscitant de

nombreuses études de relaxation _par collision dans les états

fonda-mentaux

(

13

)

ou excités

(

14

).

_{Parallèlement,}

le

_{développement}

de

méthodes

_{théoriques particulièrement}

bien

_adaptées

à la

_symétrie

sphé-rique

de la relaxation en

_phase

_vapeur

)(

)

17

)(

16

15

(

a conduit à une

description sophistiquée

des processus de collisions

_thermiques.

Les deux _aspects

_{complémentaires}

de l’étude des collisions

en

_phase

_vapeur sont d’une part la mesure des sections efficaces

ou des taux de transfert caractérisant le _{processus, d’autre part} la déduction d’informations sur le mécanisme

physique

de la collision. Mais

les résultats

_{expérimentaux}

obtenus en

_phase

_vapeur sont des résultats

moyennés

et il n’est pas

possible

en

général

d’en déduire

_beaucoup

d’informations sur la forme des

potentiels

d’interaction.

_Cependant,

on _peut tester à l’aide de modèles la validité des

_hypothèses

théori-ques en _comparant les

prévisions

aux valeurs

_{expérimentales.}

Cette méthode a

_permis

depuis

1960

l’interprétation

d’un

_grand

nombre de

résultats

_{expérimentaux}

pour diverses

catégories

de collisions en

_phase

vapeur à l’aide

d’hypothèses

raisonnables concernant le mécanisme

phy-sique

de la collision

(

18

).

Cependant,

une

interprétation

complète

et satisfaisante de la

_plupart

_{des processus} de collision reste actuel-lement au-delà des

_{possibilités théoriques}

et

_{expérimentales.}

Il faut donc

_développer

de nouvelles études

_théoriques

₍

₁₉

₎

₍

₂₀

₎

_permettant

l’estimation des courbes de

_potentiel

pour les divers

systèmes

et de nouvelles

_techniques

_{expérimentales}

(

21

)(

22

)

pour progresser dans

la

_{compréhension}

de ces collisions et de leurs mécanismes. L’étude des collisions en _champ

magnétique

intense _que nous avons réalisé dans diverses situations nous semble

_répondre

à ces critères et nous a

permis

d’obtenir un

_grand

nombre d’informations

qualitatives

et

II - PRINCIPE DES ETUDES

_THEORIQUES

ET EXPERIMENTALES

Nous nous sommes attachés à effectuer l’étude

_théorique

et

_{expérimentale}

de

_quelques

_{processus de transfert}

_{quasi-résonnants}

de l’excitation dans le cas des collisions résonnantes entre atomes

identiques

et dans le cas des collisions non résonnantes entre un

ato-me excité dans un niveau de résonance et un

_perturbateur

sans

structu-re.

La

_{qualification}

de "collisions résonnantes" est réservée

aux _processus

(

23

)-(

28

)

_qui

se

_produisent

lors de l’interaction entre

deux atomes

_identiques

dont l’un est excité dans un niveau de résonan-ce à l’état initial. La collision avec le second atome à l’état fonda-mental conduit à

_l’échange

de l’excitation entre les deux atomes. En

première

approximation,

le

_potentiel

d’interaction lors de la colli-sion est le

_potentiel

_{dipôle-dipôle}

au

_premier

ordre en

R

-3

.

Les

sections efficaces associées à ces _processus sont très

_grandes

(10

-12

à

10

-13

cm

2

).

Le _temps de collision est

_long

(10

-11

à

10

-12

s).

Le terme "collisions non résonnantes" recouvre en

_général

tous _{les processus} de collision où il n’existe _{pas de}

_{possibilités}

de transfert résonnant de l’excitation entre les atomes. Il

_s’agit

en

général

des processus où l’état excité de moment

_cinétique

J de

l’élément considéré est

_perturbé

_{par les} collisions avec des atomes

d’espèces

différentes

₍

₁₈

₎

₍

₂₉

_).

La forme

_explicite

du

_potentiel

n’est

généralement

pas connue.

_Lorsque

les collisions se

produisent

à

_longue

distance on _peut admettre que le

potentiel

_peut être

approché

_par

l’interaction

_{dipôle-dipôle}

au second ordre

qui

varie en

R

-6

avec la

distance. _Lorsque les collisions se

produisent

à courte distance la

situation est

_plus

_{compliquée puisque}

les effets de

_l’échange

sont

essentiels _pour l’évaluation de la forme du

_potentiel.

On doit donc

se contenter en

_général

de formes

phénoménologiques

diverses.

Le

_principe

des _{études que} nous avons effectuées

(

26

)(

30

)

(

31

pertur-bation _par collision de l’état des atomes selon _que sont ou non

véri-fiées les conditions de validité de

_{l’approximation}

soudaine vis à vis de certaines

_grandeurs

_{caractéristiques}

de l’évolution des états

atomiques

considérés. L’un des

_paramètres

essentiels de nos

_études,

quelles

qu’en

soient les conditions est donc la

_grandeur

x définie par

x = _03C9.T

c

où

T

c

caractérise la durée de la collision et 03C9 est une

_fréquence

ca-ractéristique

de l’évolution des

_grandeurs

du

_système

_{atomique, qui}

peut être la

_fréquence

de Larmor du niveau de l’atome soumis à un

champ

intense,

l’écart dû à la structure

_isotopique

entre les niveaux de deux atomes en interaction ou encore la constante de structure fine

ou

_hyperfine

du niveau considéré.

Selon la valeur du

_paramètre

x, les effets de la collision

sur l’état excité des atomes seront

_{profondément}

différents. On _peut

distinguer

a

_priori

et de manière très

_{schématique,}

deux cas limites

essentiels

_{correspondant}

au domaine de validité des

_{approximations}

soudaine et

_adiabatique.

2022 x « 1 -

L’approximation

soudaine est valable. L’évolution de la

grandeur

atomique

caractérisée par la

fréquence

03C9 est

négligeable

pendant

la durée de la collision.

2022 x » 1 -

L’approximation

adiabatique

est valable. La durée de

collision est suffisamment

longue

à l’échelle de la

_période

de

l’évolution

_atomique

pour que le

système

perturbé

par le

potentiel

d’interaction évolue de manière

_{quasi-adiabatique.}

L’état _du sys-tème

_après

la collision ne sera donc pas modifié de

_façon

notable

encore _que cette

_façon

de décrire les

_phénomènes

_suppose que les

collisions se

_produisent

à

_longue

distance en l’absence de

croise-ments ou d’anticroisements des courbes de

potentiel.

2022 _Lorsque le

_paramètre

x vaut de l’ordre de

_{quelques unités,}

l’ato-me évolue

_pendant

la collision sous les effets combinés du poten-tiel d’interaction et du hamiltonien

_atomique

non

perturbé

(carac-térisé _par

_l’énergie

hw). La situation

_théorique

est donc beaucoup

contrepartie,

elle offre de riches

_{possibilités}

de

_comparaison

avec les résultats d’une étude

_{expérimentale}

du moins

_lorsque

la valeur de x peut être modifiée

_{de façon}

continue de

_quelques

ordres de

_grandeur.

En

_particulier,

_l’emploi

de

_champs

_magnétiques

inten-ses

apparaît

comme un _moyen

_{particulièrement}

commode pour réaliser

cette condition.

Nous avons

envisagé

_plus

particulièrement

les _aspects suivants de l’idée

_{générale précédente :}

- Les collisions

thermiques

entre deux

_isotopes

d’une même

es-pèce

chimique(

26

).

Le

_{paramètre 03C9}

est alors la différence

d’éner-gies

entre l’état initial du

_système

des deux atomes dont l’un

est

_excité,

et leur état final

après

transfert d’excitation. C’est

donc la valeur du

_déplacement

_isotopique

_pour les niveaux considé-rés.

-

Une autre

_possibilité

est de faire varier non _{pas la} valeur de

w mais la valeur T

c

de la durée de

_{l’interaction,}

_par

_exemple,

pour un élément donné A en

_changeant

la nature de _l’atome pertur-bateur X. Dans le cas où 03C9 est la constante de structure fine de A dans son état

excité,L

et

S

auront

_plus

ou moins le _temps de se

coupler

pendant

la durée

T

c

de la collision A-X. La

_perturbation

de l’état excité de A

_présentera

donc des

_{caractéristiques}

profon-dément différentes suivant la nature du

_{perturbateur.}

-

Les collisions

_thermiques

en

_{champ magnétique}

intense

(

30

) ;

le

_paramètre

03C9 est alors la

_fréquence

de Larmor de l’état excité

de l’atome. Selon la valeur de x et donc de w

comparé

à

(T

c

)

-1

le transfert par collisions entre les sous-niveaux Zeeman de

l’ato-me sera

_plus

ou moins

_important.

_Lorsque

03C9 »

T

c

-1

,

les

_amplitudes

des _composantes de Fourier du _spectre du

_{potentiel (dépendant}

du

temps dans

_{l’approximation d’impact)}

seront _{trop faibles pour}

induire des transitions entre les sous-niveaux Zeeman. Les taux

III - LES CHAMPS INTENSES EN

_{PHYSIQUE ATOMIQUE}

La

_production

de

_champs

_magnétiques

très intenses a suscité

depuis

le début du siècle de nombreux travaux. Les

_plus

_marquants sont ceux

de DESLANDRES et PEROT

_qui

obtenaient avant

_{1914 ,}

60 kG dans une

bobine sans fer et ceux de COTTON

_qui

aboutissaient à l’installation

en 1928 de l’électroaimant de BELLEVUE ₍₅₀

_kG).

Puis KAPITZA

(

32

)

et BITTER

₍

₃₃

₎

_proposaient

et utilisaient les deux

_techniques

essen-tiellement utilisées de nos

_jours.

Les

_grandes

_catégories

d’installa-tions sont actuellement les suivantes :

-

Les

_champs

_statiques

sont

_produits

_{par des} bobines

supraconduc-trices

(H

250

_kG),

_{par des} bobines de BITTER dans la forme améliorée

par MONTGOMERY

(

34

)

(H

250

_kG)

ou _par des bobines de WOOD

(

35

).

-

Les

_champs

transitoires dont la

_technique

a été

proposée

et

utilisée _{par KAPITZA}

₍

₃₂

₎

dès 1927 sont utilisés dans deux _types

d’ins-tallation :

. Les

champs pulsés

où

l’énergie

est stockée dans un banc

de _{condensateurs que} l’on

_décharge

à travers un solénoide. Les champs

obtenus sont de l’ordre de

_0,5

_{MG pour} une durée utile de la

décharge

variant de

_quelques

03BCs à

quelques

ms.

. Les

champs

implosés

obtenus par

compression

mécanique

ou

électrodynamique

d’un

_cylindre

ont

_permis

d’atteindre des

champs

de 25 MG

(

36

)

_{pendant quelques}

_03BCs.

Si _{l’on excepte} la

_production

de

_champs

intenses à l’aide de bobines

supraconductrices,

les diverses

_techniques

utilisées nécessitent donc des

_{équipements spéciaux}

_{(M.I.T. -}

S.N.C.I.

Grenoble).

L’effet Zeeman est à

_l’origine

de nombreuses études effec-tuées sur l’atome et a motivé les

premiers

travaux des

_pionners

du

développement

des _champs

_magnétiques

intenses. Un

_premier

aspect de leur utilisation en

_{physique atomique}

_{peut être} la détermination des

caractéristiques

des niveaux

_{d’énergie,}

des fonctions

d’onde,

durées

de vie de l’atome ou de la molécule

(

37

).

Les

champs

continus

l’ordre de

_grandeur

de l’écart

_d’énergie

entre les niveaux consécutifs

de l’atome _pour n ~ _{25. Ils offrent donc la}

possibilité

de modifier de manière

_importante

la

_disposition

des niveaux

_d’énergie

et les fonc-tions d’ondes des états très excités

(

38

).

Pour n =

_100,

la

perturba-tion

_magnétique

est de l’ordre de

_grandeur

de

_l’énergie

de liaison

de l’électron dans le

_champ

coulombien du _proton. Des

_phénomènes

ana-logues

à ceux observés en

_physique

du solide comme la condensation

en niveaux de Landau

(

39

)

apparaissent

alors

(

40

).

Toutefois l’utilisation

_{systématique}

des

_champs

_magnétiques

intenses en

physique

atomique

est _{actuellement peu}

_développée

en rai-son

_probablement

des difficultés de la

production

dans le cadre des

laboratoires. Mais _surtout, les contraintes

_{géométriques}

_propres à

l’optique

ou à la

physique atomique

traditionnelles

(expériences

réa-lisées dans des milieux

dilués)

imposent

des volumes d’utilisation im-portants et des accès relativement aisés souvent _peu

_compatibles

avec

les contraintes propres à la réalisation de bobines

supraconductrices

ou même de bobines de Bitter. Il est

_{cependant probable}

_que la

géné-ralisation de l’utilisation des lasers accordables fera tomber les limitations _provenant des conditions

_{géométriques}

ou de la faible

puissance

des sources utilisées

jusqu’alors

en

physique

atomique.

L’utilisation

_{des champs}

intenses _peut

_également

être très fructueuse _pour l’étude de l’atome en interaction avec d’autres

atomes en

_phase

_vapeur. C’est essentiellement à cet _{aspect que} sont

consacrées les études

_{expérimentales}

que nous avons réalisées. Pour

pallier

en

_partie

certains des inconvénients des études en

_phase

_vapeur on _peut en effet

imaginer

de soumettre le milieu à un

_champ

magnéti-que

(

30

)

intense dont le double rôle est le suivant :

a)

Il

_apparait

comme un _moyen

extrémement

commode

de

faire

varier de manière continue la

_différence

_d’énergie

entre les sous-niveaux

Zeeman

de

l’état excité de l’atome.

Comme nous l’avons vu

précédemment,

en faisant varier la

entre les sous-niveaux Zeeman et l’on pourra dans une certaine mesure

déterminer l’extension

(T

c

)

-

1 du _spectre de Fourier du

_potentiel

₍

₃₁

_),

et effectuer la

_comparaison

des résultats

_{expérimentaux}

et

_théoriques

dans une très

large

gamme de

fréquences.

L’ordre de

_grandeur

des _champs nécessaires est fourni en unités de

_fréquences

_par

(T

c

)

-

1

.

Selon le type de collision

étudié,

la nature et les

_{caractéristiques}

des niveaux

des atomes en

_présence,

des valeurs du

_champ

de 2 à

_plusieurs

cen-taines de kG seront nécessaires.

b)

En

_présence

d’un

_champ

_magnétique

_intense,

la relaxation en

phase

vapeur devient

anisotrope.

Elle ne

_{possède plus}

en effet que l’invariance de rotation

autour de la direction du

_champ

_magnétique

et l’invariance dans le

produit

du renversement du _temps et de la

_symétrie

dans un

_plan

con-tenant le

_champ.

Il _{peut ainsi}

_apparaître

des effets nouveaux

qui

fournissent des informations sur la forme du

_potentiel

d’interaction.

Par

_exemple,

_pour un niveau de moment

_cinétique

_J,

le taux de

trans-fert par collision entre les sous-niveaux Zeeman _m1 et _m2

_repérés

_par

rapport à la direction du

_champ

_{peut être différent} du taux de

trans-fert entre les sous-niveaux

_(-m

₁

₎

et

_(-m

₂

_).

_{L’élargissement}

et le

déplacement

des _composantes de la raie

_optique

issues des sous-niveaux

Zeeman du niveau J _pourront

_également

_prendre

des valeurs différentes

en

_champ

_magnétique

intense.

Ces deux _aspects

_{complémentaires}

de l’action d’un

_champ

magnétique

intense

_apparaissent

dans les études

_théoriques

et

expé-rimentales _que nous avons effectuées sur

_{quelques systèmes particuliers.}

IV - CARACTERES GENERAUX DES ETUDES

THEORIQUES

ET EXPERIMENTALES

*

_Principe

_{des études}

_théoriques

On résoud

_{l’équation}

de

_Schrödinger

_pendant

la collision

magné-tique

ou de l’écart

_isotopique.

La résolution a été effectuée pour

des transitions de résonance J=1 ~ J=0 en traitant la collision dans

l’approximation

semi-classique

à

_{trajectoire rectiligne.}

Le

_potentiel

d’interaction utilisé est selon les cas le

_potentiel

_{dipôle-dipôle}

en

R

3

ou le

_potentiel

de Van Der Waals en

R

-6

.

Dans le cas des collisions en

_champ

_magnétique

_intense,

il est nécessaire

_puisque

la relaxation est

_anisotrope

de résoudre

l’équation

de

_Schrödinger

_pour toutes les orientations des

_plans

de

collision _{par rapport} au

_champ

_magnétique.

Cette démarche est

consi-dérablement

_simplifiée

_par l’utilisation des

_propriétés

de

_symétrie

du

_{problème qui}

_permettent de

_prévoir

certaines des

_{caractéristiques}

de la relaxation résultant de l’invariance du

_système

dans les

rota-tions autour de la direction du

_champ,

et de l’invariance dans le

produit

du renversement du _temps et de la

_symétrie

dans des

_plans

contenant le

_champ.

Ces méthodes ont été

_employées

de

_façon

systéma-tique

lors de l’étude des différents

_problèmes

_que nous avons abordés.

*

_Principe

des

études

expérimentales

Les études

_{expérimentales}

en

_champ

magnétique

intense ont

été effectuées sur le Mercure

_puis

étendues _par W. SCHNEIDER au Sodium.

On excite

_optiquement

un sous-niveau Zeeman de l’état excité de l’atome. L’excitation est transférée par collisions dans les autres sous-niveaux

Zeeman de l’état excité. La mesure des intensités de fluorescence ré-émises par les différents sous-niveaux permet de déterminer les taux

de transfert et leurs variations en fonction du

_champ

magnétique.

Les

champs

magnétiques

utilisés sont

_produits

_par une bobine

supraconduc-trice

(80

kG) ou les bobines de Bitter du Service National des

Champs

Intenses de Grenoble

₍₁₅₀

et 200 _kG)

Le

_plan

de ce travail est le suivant :

PREMIERE PARTIE : Collisions

_{quasi-résonnantes}

Hg*(6

3

P

1

)-Hg(6

1

S

0

)

en

Cette

_partie

est consacrée à

_l’exposé

des résultats de

l’étude

_théorique

et

_{expérimentale}

des variations en fonction du

_champ

magnétique

des taux de transfert _par collisions entre les sous-niveaux

Zeeman d’un

_{isotope pair}

du Mercure.

2022 La

_{partie théorique}

est constituée d’un article soumis au

Jour-nal de

_{Physique, complété}

_par

_quelques

annexes et

_appendices.

La si-tuation

_envisagée

est celle des collisions entre atomes

_identiques

(

24

)(

27

)(

28

).

L’interaction

_responsable

du transfert de l’excitation

entre les deux atomes

_pendant

la collision est le

_potentiel

dipôle-dipôle

en

R

-3

.

_{On suppose} le

_champ

magnétique

assez élevé _{pour que} la

fréquence

de Larmor 03C9 soit

comparable

à l’inverse T

c

-1

de la durée moyenne de la collision mais

qu’il

est assez

_petit

_pour ne _pas

décou-pler

L et

S.

_{L’originalité}

du traitement réside dans le fait que l’on

ne

_néglige

_pas la

_précession

de Larmor de l’état excité

_pendant

la durée de la collision. On démontre _que, en

_présence

du

_champ

magnéti-que, la matrice de relaxation

possède

certaines

propriétés

de

symétries

et en

_particulier

_que les taux de transfert du sous-niveau m = ₀

vers

les sous-niveaux m = 1 et m = _{-1 sont}

égaux

dans ce cas. On met en

évidence la décroissance en fonction du

_champ

des taux de transfert

entre les sous-niveaux Zeeman. On donne pour divers éléments

_chimiques

les ordres de

_grandeur

des

_champs

nécessaires

(entre

2 et 50

_kG)

_pour observer effectivement cette décroissance.

2022 L’étude

_{expérimentale}

dans des

_champs

de 80 kG

₍

₄₁

₎

a été faite

sur le niveau

6

3

P

1

d’un

isotope

pair

du Mercure. Ce choix est

_imposé

par l’existence d’une transition de résonance J=1 ~

J=0 ,

l’absence de

_{découplage important}

de L et S à 80 kG et la facilité de l’utilisa-tion de cet élément. L’essentiel des

_hypothèses

du modèle

_théorique

est vérifié dans ce cas où

l’interprétation

des résultats

expérimentaux

est

_simple

de surcroît.

Le

_principe

de l’étude

_{expérimentale}

est d’exciter le

sous-niveau Zeeman m=0 de

_l’isotope

198 à l’aide d’une

_lampe

à

_décharge

placée

en

_champ

nul. On

_enregistre

en fonction du

champ

la lumière

de fluorescence de

_polarisation

03C3 réémise par les sous-niveaux m = ±1

de

_{l’expérience}

a

_exigé

l’élimination de différents

_phénomènes

para-sites dûs par

exemple

à des _gaz résiduels dans les cellules et aux

effets de

_{l’inhomogénéité}

du

_champ

sur

l’emprisonnement

dans la _vapeur.

L’étude

_{expérimentale}

a

_permis

de vérifier

_pleinement

les

_prévisions

de notre modèle

_théorique

_{(décroissance}

d’un facteur 3 des taux de transfert entre 0 et 80

_kG).

On _peut en définitive conclure à la

validité du

_{potentiel dipôle-dipôle}

en

R

-3

_pour décrire l’effet des collisions

_résonnantes

sur le niveau

₆

₃

_P

₁

du Mercure dans une _gamme

de

_fréquences

_supérieure

à 160 GHz.

DEUXIEME PARTIE : Collisions non-résonnantes

Hg*(6

3

P

1

)-gaz

rares en

champ

magnétique

intense.

L’étude des collisions

Hg*

₍₆

₃

_P

₁

_)-gaz

rares en

_champ

magné-tique

intense pose un

_grand

nombre de

_problèmes

_théoriques

en ce

qui

concerne la forme du

_potentiel

à

_adopter,

et les

_hypothèses

à

admet-tre _pour traiter la collision. Nous avons choisi d’effectuer l’étude

théorique

dans le cas où

l’anisotropie

du

potentiel

varie en

R

-6

avec

la

_distance,

avec un modèle

_{semi-classique}

à

trajectoires rectilignes ;

ce choix est déterminé _{par le fait que} ce modèle semble

_acceptable

_pour

décrire les collisions du Mercure avec les gaz rares lourds et

pola-risables en

_{champ magnétique}

nul.

2022 _L’étude

_théorique

_{est dans le}

_principe

_{très voisine} de celle

effectuée dans la

_{première partie.}

En

_champ

non

_nul,

on montre _{que la}

relaxation est

_anisotrope.

L’une des différences essentielles _par rapport aux résultats

_théoriques

obtenus dans la

_première

_partie

est

l’existence de taux de transfert différents entre les sous-niveaux

Zeeman m=0 et m = _{±1. Le}

signe

de la différence entre ces taux de transfert

_dépend

du

_signe

de

_{l’anisotropie}

du

_potentiel

et de la

valeur du

_champ

₍

₄₂

_).

Ceci offre donc une

_possibilité

de détermination

directe de l’un des

_paramètres

du

_potentiel.

Les résultats de l’étude

théorique

sont

_exposés

sous la forme d’un article soumis au Journal de

Physique, complété

par

quelques

appendices

et annexes.

2022 L’étude

_{expérimentale}

a été effectuée au cours de deux séries

d’expériences

dont l’une a été réalisée au SNCI à Grenoble

(

41

)(

43

).

Bien _que les résultats

_{expérimentaux}

soient _peu

_précis

en raison en

particulier

du mauvais _rapport

_signal

sur bruit dans les

expériences

réalisées à basse

_température

ils _permettent de mettre en évidence

l’essentiel des effets

_prévus

_{théoriquement.}

Conformément à nos

pré-visions,

on a montré _{que pour} tous _{les gaz rares,} les taux de

trans-fert du sous-niveau Zeeman m = 0 _vers les sous-niveaux _m = _{1 et m} = _-1

sont différents et _{que les} variations de leur _rapport avec le

_champ

diffèrent

_{profondément}

selon la nature _{du gaz} rare. On a ainsi _pu

conclure _{que pour} les _gaz rares lourds et

_{polarisables, l’anisotropie}

du

_potentiel

dans la

_région

intervenant dans ces collisions aux

éner-gies

thermiques

est _{telle que}

_l’énergie

du niveau 03A3 soit

_supérieure

à celle des niveaux II ce

qui

_correspond

_pour le niveau

6

3

P

1

du Mercure

à la

_région

du

_potentiel

attractif à

_longue

distance. Pour _{les gaz}

rares

légers

on trouve une

anisotropie

de

signe opposé

à la

précédente

ce

qui

indique

_{que la}

région

répulsive

des courbes de

potentiel joue

dans ce cas un rôle essentiel. De la

comparaison

théorie-expériences,

-6

on _peut conclure que les

hypothèses

de

potentiel

variant en R avec

la distance et de

_{trajectoires rectilignes}

ne sont _pas totalement

justifiées

dans le cas des collisions avec les gaz rares lourds

(Xe,Kr)

les variations des taux de transfert avec le

_champ

sont en effet

_plus

faibles _que celles

_prévues.

TROISIEME PARTIE : Collisions résonnantes et non résonnantes sur le

sodium en

champ magnétique

intense.

Le _montage

_{expérimental}

décrit dans cette

_partie

et la

plupart

des

_expériences

ont été réalisées par W.B. SCHNEIDER lors de ses

séjours

au Laboratoire.

Le sodium est excité dans un sous-niveau Zeeman des niveaux

3

2

P

à l’aide d’un laser accordable. On _{peut ainsi} mesurer tous les

Na(

2

S

½

) -

Na*(3

2

P

½

)

On a mis en évidence une décroissance de

_plus

d’un facteur 3 du taux de transfert du sous-niveau Zeeman m

= - ½

vers m =

½

lorsqu’on

augmente la valeur du

_champ

de 0 à 80 kG. Ceci est

_dû,

_pour

l’essentiel à

_{l’augmentation}

de la différence

_d’énergie

entre les

sous-niveaux Zeeman

(comme

dans le cas

Hg-Hg*).

_Cependant

nous montrons

que dans ce cas

_l’analyse

des

_expériences

est

_beaucoup

_{plus compliquée.}

2022 _Collisions non résonnantes

Na(3

2

P)-gaz

rares

-

En

_champ

_magnétique

faible l’étude

_{expérimentale}

des collisions du sodium avec les 5 _gaz rares a

permis

de mesurer

direc-tement _{pour la}

_{première fois,}

l’ensemble des sections efficaces de transfert entre les sous-niveaux Zeeman

(

44

).

Dans

_{l’hypothèse}

où l’interaction est de nature _purement

_orbitale,

la collision ne _peut

modifier l’état de

_{spin électronique}

_{que par} l’intermédiaire du

couplage

(L.S).

Lorsque la durée de la collision est courte L et S

n’ont _pas le _temps de se

_coupler

et le transfert entre les sous-niveaux Zeeman m

= -

et m

=

est

_impossible

_puisqu’il

nécessite le

renversement du

_spin

_{électronique.}

_Lorsqu’au

contraire la durée de collision est

_longue,

L et S ont le _temps de se

_coupler

et le

trans-fert m

= - ~ m =

est très

_probable.

C’est ce

qu’on

a observé

expérimentalement :

le taux de transfert entre m

= -

et m =

croît

_lorsqu’on

_passe de l’Hélium au Xénon.

- Contrairement

au cas des collisions résonnantes

Na-Na*,

la variation des taux de transfert en fonction du

_champ

est faible

et de l’ordre de

_grandeur

de celle _provenant des effets de

_découplage

de

L et S

_{par le}

_champ

_magnétique.

QUATRIEME PARTIE :

_{Diffusion multiple en}

_champ

_fort.

La

_quatrième

_partie

discute

_quelques

effets de la diffusion

multiple

qui

interviennent dans

_{l’interprétation}

des résultats obtenus dans les trois

_{premières parties.}

_{Nous y}

_rappelons

les

_{caractéristiques}

du

_phénomène

_{d’emprisonnement}

de la lumière de résonance en

_champ

intense. Nous discutons l’effet de

_{l’inhomogénéité}

du

_champ

sur ce

phénomène

ainsi que l’effet de la

_dispersion

_{anormale de la vapeur.}

Enfin,

les résultats

_{expérimentaux}

sont

_comparés

aux

_prévisions

faites

par OMONT

(

45

)

à l’aide d’un calcul de MONTE CARLO.

CINQUIEME PARTIE : Collisions

_{quasi-résonnantes}

entre

deux

_isotopes.

Nous donnons les résultats de l’étude

_théorique

du

trans-fert de l’excitation _par collisions entre deux

_isotopes

d’une même

espèce chimique

pour une transition J=1 ~ J=0 de résonance. Cette

partie reprend

la matière de deux articles

_{précédemment}

_publiés

au Journal de

_Physique.

Le

_premier

article

₍

₄₆

₎

traite d’un _aspect

particulier

que nous avons

_développé

en raison de sa

simplicité

(sys-tème à 2 niveaux

_couplés

par un

_potentiel

en

R

-3

)

et de _rapports étroits avec divers

_problèmes

de la théorie des collisions.

Le second article

(

47

)

donne du

_problème

des collisions

quasi-résonnantes

un traitement exact. Nous avons montré

qu’il

conduit

à des

_prévisions

différentes de celles _{que donne} la méthode de TSAO

et CURNUTTE

(

48

)

couramment utilisée dans le domaine des collisions moléculaires

(transfert

par collision entre niveaux de rotation

(

3

)

LORENTZ H.A. : Kon. Acad. Wetesch. Amsterdam Proc.

_8,

591

₍₁₉₀₆₎

(

4

)

WOOD R.W. :

_Astrophys.

J.

_26,

41

(1907)

(

5

)

ROSSI R. :

_Astrophys.

J.

_34,

299

₍₁₉₁₁₎

(

6

)

VOIGT W. : Math.

_Phys.

Akad. Wiss. München 603

(1912)

(

7

)

HOLTSMARK : Ann.

_Phys.

_{Leipzig 58,}

577

₍₁₉₁₉₎

Physik.

Z.

_20,

162

(1919)

(

8

)

WOOD R.W. : Phil. _Mag.

_44,

1107

₍₁₉₂₂₎

(

9

)

VON KEUSSLER V. : Ann. der

_Phys.

_82,

793

(1927)

(

10

)

HANLE W. : Z. F.

_Phys.

_41,

164

₍₁₉₂₇₎

(

11

) BROSSEL

J. et KASTLER A. :

_{CRAS, 229,}

1213

₍₁₉₄₉₎

(

12

)

COLEGROVE _F.O., FRANKEN _P.A., LEWIS R.R. et SANDS R.A. :

_Phys.

Rev. Lett.

3,

420

₍₁₉₅₉₎

(

13

)

BOUCHIAT M.A. : Thèse - Paris

₍₁₉₆₅₎

(

14

)

OMONT A. : Thèse - Paris

₍₁₉₆₇₎

(

15

)

FANO U. : Rev. Mod.

_Phys.

_29,

74

₍₁₉₅₇₎

(

16

)

FANO U. :

_Phys.

Rev.

_{A 131,}

259

₍₁₉₆₃₎

(

17

)

BARANGER M. :

_Phys.

Rev. _111,

_481,

494

(1958)

(

18

) pour

une revue, voir par

exemple :

NIKITIN E.E. : The excited state in chemical

_physics

J.W. Mc Gowan NY

(1975)

OMONT A. : à

_{paraître -}

_{Prog. Quantum} Electronics

₍₁₉₇₆₎

(

19

)

BAYLIS W.E. : J. Chem. Phys.

_51,

2665

(1969)

(

20

)

PASCALE J. et VAN DE _{PLANQUE :} J. Chem.

_Phys.

_60,

2278

₍₁₉₇₄₎

(

21

)

HEDGES _R.E.M., DRUMMOND D.L. et GALLAGHER A. :

_Phys.

Rev.

_A6,

1519

₍₁₉₇₂₎

(

22

)

CARTER

_{G.M. ,}

PRITCHARD _D.E., KAPLAN M. and DUCAS T.W. :

_Phys.

Rev. Lett.

35,

1144

(1975)

(

23

)

FURSOV V.S. et VLASOV A.A. :

_Phys.

Z.

_Sowjtetunion

_10,

378

(1936)

(

24

)

DYAKONOV _{M.I. ,} PEREL V.I. : JETP

_21,

227

₍₁₉₆₅₎

(

25

)

OMONT A. : J. Phys.

26,

26

₍₁₉₆₅₎

(

26

)

OMONT A. : Thèse - Paris (1967)

(

27

(

32

)

KAPITZA P. : Proc.

_Roy.

Soc.

A 115,

658

₍₁₉₂₇₎

(

33

)

BITTER F. : Rev. Sci.

_{Instr. 7,}

482

₍₁₉₃₆₎

(

34

)

MONTGOMERY D.B. : _{Rep. progr.}

_phys.

_26,

69

₍₁₉₆₃₎

(

35

)

WOOD M.F. :

_Cryogenics

_2,

297

(1962)

(

36

)

SAKHAROV et LYNDREV : Dokl. Akad. Nank. SSSR

_165,

65

(1965)

(

37

)

JOST _{R. ,} DEROUARD J. et LOMBARDI M. : dans

_"Physique

sous

champs

magnétiques

intenses"

Colloque

CNRS N° 242

(Grenoble 1974)

(

38

)

PRADDAUDE H.C. : _Phys. Rev.

_{A 6,}

1321

₍₁₉₇₂₎

(

39

)

LANDAU L. : Z.

_Phys.

_64,

629

₍₁₉₃₀₎

(

40

)

GARTON W.R.S. et TOMKINS F.S. :

_Astrophys.

J.

_158,

839

₍₁₉₆₉₎

(

41

)

GAY J.C. et SCHNEIDER W.B. : J.

_Phys.

Lett.

_36,

L185

₍₁₉₇₅₎

(

42

)

GAY J.C. : J.

_Phys.

Lett.

_36,

L239

₍₁₉₇₅₎

(

43

)

GAY J.C. et OMONT A. : J.

_Phys.

Lettres avril 1976

(

44

)

GAY J.C. et SCHNEIDER W.B. : soumis à Z.F.

_Physik

(

45

)

OMONT A. : non

_publié

(1976)

(

46

)

GAY J.C. et OMONT A. : J.

_Phys.

_{35 ,}

9

(1974)

(

47

) GAY

J.C. : J.

_Phys.

_35,

813

₍₁₉₇₄₎

(

48

)

TSAO C.J. et CURNUTTE B. :

_J.Q.S.R.T.,

_2,

41

₍₁₉₆₂₎

COLLISIONS

_{QUASI-RESONNANTES}

Hg*(6

3

P

1

)-Hg(6

1

S

0

)

-A-INTRODUCTION

Cette

_partie

est consacrée à

_l’exposé

des résultats de l’étude

théorique

et

_{expérimentale}

des variations en fonction du

_champ

_magnétique

des

taux de transfert _par collisions entre les sous-niveaux Zeeman d’un

_isotope

_pair

du Mercure.

La

_partie

_théorique

est constituée d’un article soumis au Journal de

_Physique,

_complété

_par

_quelques

annexes et

_appendices.

La situation

_envisagée

est celle des collisions entre atomes

_identiques.

L’un des atomes est, avant la

collision,

dans un niveau excité J=1 de résonance et l’atome

_perturbateur

est dans l’état fondamental (J=0). Il est bien connu, dans ce _{cas, cf. par}

_exemple

les

travaux de DYAKHONOV et PEREL

_(1964),

OMONT

_{(1965,1967, 1968)}

BERMAN et LAMB

_(1969),

que l’interaction

responsable

du transfert de l’excitation entre les deux atomes

pendant

la collision est le

_potentiel

_{dipôle-dipôle}

en

R

-

3

et

_que

l’hypothèse

de

_{trajectoires rectilignes}

est bien

_justifiée

en raison de la très forte valeur

des sections efficaces

(10

-

12

à

10

-13

cm

2

).

On _{suppose que} l’ordre de

_grandeur

du

_champ

_magnétique

est suffisant

pour provoquer la levée de la

dégénérescence

Zeeman du niveau excité J=1 des atomes

de sorte _{que la}

_fréquence

de _{Larmor 03C9} soit

_comparable

à l’inverse

_T

_C

-1 de la

durée

moyenne de la collision mais

qu’il

est

_cependant

suffisamment

_petit

pour que L et

S restent

_couplés.

_{L’originalité}

essentielle du traitement effectué dans

l’appro-ximation

_d’impact

à

_{trajectoires rectilignes}

réside dans le fait _que l’on ne

négli-ge pas la

précession

de Larmor de l’état excité

pendant

la durée de la collision.

Notre traitement met en évidence la décroissance en fonction du

_champ

des taux de transfert entre les sous-niveaux Zeeman et

_{l’anisotropie}

_{du processus}

de relaxation. On démontre

_cependant

_qu’il

existe un certain nombre de

symétries

et de relations entre les éléments de la matrice de relaxation et

_qu’en

_particulier

les taux de transfert du niveau m=0 vers les niveaux m=±1 sont

_égaux

dans ce cas.

caractériser les

_champs

nécessaires pour obtenir une décroissance

importante

des taux _{de transfert par} collisions résonnantes.

L’étude

_{expérimentale}

a été faite sur le niveau

₆

₃

_P

₁

_d’un

_isotope

pair

du

_Mercure,

dans des

_champs

de 80 kG au maximum. Le choix d’un

_isotope

_pair

du Mercure est _{dicté par des} considérations

_diverses,

telle l’existence d’une transition de résonance J=1 ~

J=0,

l’absence de

_découplage

_important

de L et S

à 80 kG et la facilité de l’utilisation de cet élément. L’essentiel des

hypothè-ses du modèle

théorique

est vérifié dans ce cas où

l’interprétation

des résultats

expérimentaux

est

_simple

de surcroît. Il n’en est _{pas de} même _par

_exemple

dans le cas des niveaux

3

2

P

J

de structure fine du Sodium

(cf. § III).

L’étude

_{expérimentale}

_que nous avons effectuée a

pleinement

permis

de vérifier les

_prévisions

de notre modèle

_théorique.

Le

_principe

est d’exciter

le sous-niveau Zeeman m=0 de

_l’isotope

_198,

non

déplacé

en

première approximation

par le

champ magnétique

(cf.

appendice

1) ,

à l’aide d’une

_lampe

à

_décharge

_placée

en

_champ

nul. On

_enregistre

en fonction du

_champ,

la lumière de fluorescence de

polarisation

03C3 réémise _{par les sous-niveaux} m = _{±1 et}

provenant du transfert de

l’excitation par collisions. Le

principe

de

l’expérience

est donc extrêmement

_simple

mais sa réalisation a

exigé

l’élimination de différents effets

parasites

provoqués

par

exemple

par la

présence

de gaz résiduels dans les cellules et _par l’existence

d’effets de

_{l’inhomogénéité}

du

_champ

sur

_{l’emprisonnement}

dans la vapeur.

Le

_plein

accord observé en

définitive,

entre les

_prévisions

théori-ques et les mesures _permet de conclure à la validité du

potentiel

dipôle-dipôle

en

R

-3

pour

décrire l’effet des collisions résonnantes sur le niveau

6

3

P

1

du

Mercure dans une _{gamme de}

_{fréquences supérieure}

à 160 GHz. L’étude n’a _pas

permis

de mettre en évidence d’écarts prouvant l’existence d’effets des termes

-1

d’ordre

_supérieur

en R de l’interaction entre les atomes. Ceux-ci sont donc

_petits

dans le cas du niveau

6

3

P

1

du

_{Mercure, pour les} collisions avec un atome

_identique

à l’état fondamental.

Le

_plan

de la

_première

_partie

est le suivant :

Le modèle

_théorique

est

_exposé

dans la

_partie

B sous la forme d’un

article,

complété

de

_plusieurs

_appendices

et annexes.

L’étude

_{expérimentale}

et la

_comparaison

aux

prévisions théoriques

sont

_{développées}

dans la

_partie

C. Dans la

_partie

D nous mentionnons les extensions

possibles

de