STRUCTURE HYPERFINE DES NIVEAUX 6 3D1, 6 1D2 ET 6 3D2 DE 199Hg ET 201Hg

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STRUCTURE HYPERFINE DES NIVEAUX 6 3D1, 6 1D2 ET 6 3D2 DE 199Hg ET 201Hg

J. Wautier, M. Chantepie

To cite this version:

J. Wautier, M. Chantepie. STRUCTURE HYPERFINE DES NIVEAUX 6 3D1, 6 1D2 ET 6 3D2 DE 199Hg ET 201Hg. Journal de Physique Colloques, 1969, 30 (C1), pp.C1-75-C1-78.

�10.1051/jphyscol:1969126�. �jpa-00213657�

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C 1, supplément au no 1, Tome 30, Janvier 1969, page C 1

-

75

STRUCTURE HYPERFINE DES NIVEAUX 6 3 D 1 , 6 ID2 ET 6 3 D 2 DE lg9Hg ET ,''Hg

J. WAUTIER, M. CHANTEPIE Faculté des Sciences de Caen,

Laboratoire de Spectroscopie Atomique (associé au C . N. R. S.)

Résume. - Nous avons mesuré et interprété les structures hyperfines des transitions des isotopes impairs du mercure.

Absîract. - We have measured and interpreted the hyperfine structures of the transitions

6 'P: - 6 ' ~ 1 . 2 and ⁶

'PP

^{- 6 ' ~ 2}

of the odd isotopes of mercury.

Nous avons mesuré par spectroscopie interféren- d'onde au voisinage de 3 131

A

ou de 3 125

A.

Un tielle les structures hyperfines des transitions de étalon interférentiel de Perot-Fabry sépare les lon- 199Hg et "'Hg : gueurs d'onde A, et Â,. Son épaisseur est el = 0,84 mm.

6 3 P , - 6 3 D 1 ( Â 1 = 3 1 3 1 , 5 5 A ) , 6 ,Pz

-

6 ID2 (?.2 = 3 131.84

A).

6 ,P3

-

6 ,D2 (3., = 3 125

A ) .

Les niveaux 6 ,D, et 6 '0, de la configuration 6 s 6 d du mercure sont extrêmement voisins. 11 en résulte une perturbation importante de leurs struc- tures hyperfines [Il.

Les interactions magnétiques entre le noyau et l'électron d ainsi que le couplage quadrupolaire électrique [2] peuvent être estimés inférieurs à 1 mK et ne sont pas détectables avec la précision de notre appareillage.

Nous avons négligé toute autre interaction hyperfinr que celle de l'électron s avec le noyau et calculé uni- quement l'effet d'une interaction hyperfine réduite à a, 1.s ( s étant le moment cinétique de l'électron s).

Tous nos résultats expérimentaux sont interpré- tables théoriquement par l'introduction de cette seule constante a . dont nous avons pu déterminer

Le rayonnement ainsi filtré traverse un second étalon, résolvant, d'épaisseur e, ⁼ 11,02 mm.

Les miroirs sont constitués par onze couches mul- tidiélectriques A - (F2Pb ; F,AI, 3 FNa). La finesse in-

4

trinsèque des étalons est de l'ordre de 15. La finesse globale de l'étalon résolvant est de 7 en tenant compte de la largeur des raies d'émission de la source.

Pour analyser le spectre de structure hyperfine de l'une des raies, on fait varier linéairement dans le temps la pression de l'air dans les deux interféromètres en maintenant constante la différence de pression entre les deux [IO].

On détermine directement l'écart énergétique entre les diverses composantes en enregistrant, en même temps, le signal donné par un interféromètre à deux ondes 161 qui a été étalonnk préalablement et qui mesure à chaque instant la pression dans l'enceinte de l'un des étalons de Pérot-Fabry.

la valeur numérique expérimentale de façon plus

précise que G. Berube et M:C. Bigeon [3]. 11. Analyse spectrale.

-

En réglant la différence de pression entre les deux étalons de Perot-Fabry, 1. Montage. - Le montage utilisé est analogue à on réalise leur concordance de phase pour un ordre ceux de G. Bérubé [4] et de M. C . Bigeon 151. donné de l'étalon résolvant.

Nous utilisons des sources renfermant du mercure Une fois ce réglage réalisé, une variation nouvelle enrichi en l'un de ses isotopes. Pour isoler les radia- de pression, donc d'indice, provoque une translation tions 3.,, i,, A,, nous utilisons un monochromateur à de la fonction représentant le coefficient de transmis- réseau qui sélectionne un domaine étroit de longueurs sion global de l'ensemble.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1969126

C l - 7 6 J. WAUTIER, M. CHANTEPIE Les deux étalons de Perot-Fabry étant d'épaisseur

très différente, lorsqu'on utilise une lampe à isotope pair ( l g 8 ~ & , on enregistre, en faisant varier la pres- sion, une fonction symétrique du type d'Airy d'ordre p de l'interféromètre résolvant accompagnée de part et d'autre de deux fonctions semblables à la première mais d'intensité plus faible d'ordre p

+

1 et p - 1 et situées à une même distance de la précédente, égale à l'intervalle spectral libre

(Les fonctions d'Airy d'ordre p

+

2, p

+

3,

...

^et

p

-

2, p

-

3,

...

sont d'intensité négligeable et nous n'en avons pas tenu compte dans l'analyse des résul- tats.)

Dans notre exploitation des interférogrammes, nous prenons comme fonction d'appareil, l'enregis- trement obtenu au moyen du seul interféromètre résolvant analysant une source à 19'Hg. L'avantage de cette méthode est de simplifier la fonction d'appa- reil mais cela fait, par contre, apparaître dans le résul- tat trois fois plus de raies, données par les radiations d'ordre p

-

1, p, p

+

1. Les relations d'intervalle et les rapports d'intensité entre ces raies permettent une interprétation plus facile et donnent une vérifica- tion utile du procédé d'analyse.

III. Programme d'analyse des interférogrammes.

-

Il s'agit de décomposer en une somme de Z compo- santes (1 donné), le « signal » donné par les ordon- nées S 1 ,

...,

S j ,

...

Sm

...,

de points d'abscisses Z,

...,

j

...,

m. (En unité arbitraire. Cette unité sera la même pour profil et le signal. On l'appelle le pas.)

où g: est un profil donné (fonction d'appareil) conve- nablement positionné en abscisse :

Les inconnues ai et ji sont ajustées, par itérations successives, de façon à minimiser

Le programme dénommé SAD1 (analyse spectrale par décomposition itérative) a été réalisé en collabo- ration avec B. Braillon, en s'inspirant de l'article de

H. Stone [Il]. Si les paramètres ji et ai subissent les variations 6ji et d a , S; subit la variation 6s;

as; as;

8 s ; = i = i a ~ i

C

^dji

⁺

i = l

^{C -}

aui ^Sai avec

- - as;

^{' i}

aji

-

- a i g j ,

as;

- = aui g j . En posant

On construit les équations normales :

2 1

as; as; as;

C

OprC

- -

=

2

^{- ( s j}

^-

^{S i )}

q= 1 j aPq a ~ r j apq

Ces équations donnent 6ji et da,. Ces incréments sont ajoutés à ji et à aj. Puis on recommence jusqu'à ce que l'écart quadratique moyen v soit inférieur à une valeur fixée à l'avance, ou jusqu'à ce que deux jeux successifs de pi soient identiques.

IV. Résultats.

-

Les structures hyperfines des niveaux étudiés sont représentées par les schémas de la figure 1.

6 '

~m:

~ ~

^{d b ~ y}

^{6 ' 6 ~ :}

A B C D A' B C' A' B C'

s3p,

STRUCTURE HYPERFINE DES NIVEAUX 6 3 0 1 , 6 1 0 2 ET 6 3 D 2 DE 199Hg ET 2 0 1 H g C l - 7 7

A. STRUCTURE HYPERFINE DE lQ9Hg.

-

Pour '''Hg, nous avons déterminé la structure hyperfine du niveau 6 3 ~ en mesurant la distance 1 B

-

A et la distance D

-

C , celle du niveau 6 'D, résulte de la mesure de la distance C'

-

A', celle du niveau 6 3D2 résulte de la mesure de la distance B

-

A".

En adoptant comme limite de l'erreur, l'écart maximum entre le résultat d'une mesure et la valeur moyenne de la dizaine de mesures que nous avons effectuées, nous obtenons les écarts énergétiques hyper- fins suivants :

Ces résultats nous permettent de déterminer

a , :

les niveaux réels 6 3 ~et 26 ID2 sont des mélanges de niveaux de couplage L

-

S pur.

On déduit des résultats de Y. Lecluse [12]

d'où :

D'autre part, les niveaux 6 'D, et 6 3D1 sont, pour les isotopes pairs du mercure, distants de

En évaluant l'effet de la perturbation a, 1.J sur le niveau 6 3 ~ et sur l'ensemble des niveaux 6 IDz, ,

6 301, on trouve :

avec

Ces trois résultats numériques sont surabondants

pour déterminer a, et y. Compte tenu de la précision des mesures, ils sont compatibles entre eux en prenant a, = 1 326 mK $- 6 et y = 0,335 1 f 1,5 x l o a 4 .

Nous en conclurons qu'il n'y a pas lieu de modi- fier la valeur de y déjà introduite par Lecluse [12]

et que nous pouvons préciser a, mieux que n'avait pu le faire Berube [ 3 ] , [4] qui trouvait

a, = (1 324 f 20) mK

.

B. STRUCTURE HYPERFINE DE ' O ' H ~ .

-

Le coef- ficient a, étant ainsi déterminé pour 19'Hg, sa valeur pour 2 0 ' ~ g se déduit de la mesure par B. Cagnac [7]

du rapport des moments magnétiques de lg9Hg et de '''Hg. On trouve (a,),,, =

-

489,3 mK. ( A la précision de nos mesures, nous pouvons négliger l'anomalie de structure hyperfine.) Il est alors pos- sible de calculer théoriquement les structures hyper- fines des niveaux étudiés pour et de les compa- rer à celles que nous avons mesurées expérimentale- ment. Les résultats sont rassemblés dans le tableau

ci-dessous.

Position Mesure

calculée expérimentale

- -

On voit qu'à la précision de nos mesures, l'accord est très satisfaisant, ce qui confirme notre détermina- tion de a,.

Remarque.

-

Nos résultats expérimentaux four- nissent également plusieurs mesures des intervalles hyperfins dans le niveau 6 3 ~ , . Les valeurs trouvées (741 jI 12 mK pour "'Hg; 250 $. 1 mK et 465 f 2 mK pour '''Hg) sont en excellent accord avec les valeurs plus précises de Kohler [8] et Stager [9]

ce qui fournit un bon contrôle de notre appareillage et de nos procédés de mesure.

Conclusion.

-

Nos expériences donnent pour la configuration 6 s 6d de 19'Hg une valeur de a, plus précise que celle que l'on possédait préalablement.

C l - 7 8 J. WAUTIER, M. CHANTEPIE Une précision expérimentale encore meilleure per-

mettrait peut-être de mettre en évidence le couplage hyperfin des électrons d et le couplage quadrupolaire nucléaire. C'est pourquoi, nous avons entrepris des expériences de croisements de niveaux [14,15] sur les niveaux 6s 6d de lg9Hg et '''Hg excités optiquement par échelons. Nous avons déjà observé le croisement du niveau 6 ^{3 ~} de 19'Hg ¹ à (8 932,5

i

3) gauss et l'un des croisements d u niveau 6 3 ~ de '''Hg , à (11 275 f 3) gauss. Nous espérons compléter pro- chainement ces résultats par l'étude de croisements sur d'autres niveaux de la configuration 6 s 6 d des isotopes impairs ainsi que par la détermination des facteurs de Landé des niveaux de 6s 6d par interfé- rométrie optique sur l'isotope pair I 9 * ~ g .

Bibliographie

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STRUCTURE HYPERFINE DU NIVEAU FONDAMENTAL DE L'URANIUM 233

T. BEN MENA, J. M. GAGNE, J. M. HELBER Laboratoire Aimé Cotton, Orsay

Résumé.

-

L'étude de la structure hyperfine de la raie 5 915,38

A

(5 f3 6 d 7 sz 5L6 - 1 6907) du spectre d'arc de l'uranium 233, à l'aide du spectromètre Fabry-Perot photo-électrique (HYPEAC) nous a permis de déterminer la structure hyperfine du niveau fondamental SLg.

Les intervalles entre les sous-niveaux hyperfins pour les différentes valeurs du nombre quantique F sont représentés sur la figure ci-dessous. De cette structure nous déduisons les valeurs du facteur d'intervalle magnétique A = 4,4 mK et du facteur de couplage quadripolaire B = 97 mK.

A partir des fonctions d'ondes de ce niveau (établies par Y. Bordarier) et de nos mesures ( A et B), C. Bauche-Arnoult a donné une valeur préliminaire des moments magnétique et quadripolaire de l'isotope 233 de l'uranium (p = 0,73. Q = 7,9 b).

1712

oc"

CI

Abstract.

-

The study of the hyperfine structure of the 5 915.38

A

(5 ^{f 3} 6 d 7 sz, SLO, - 1 69%) line of the arc spectnun of uranium 233 with a photoelectric Fabry-Perot spectrometer (HYPEAC) enabled us to measure the hyperfine structure of the 5L6 ground level. The intervals between various F hyperfine sublevels are shown on the figure. From this structure, we get the values A = 4.4 mK and B = 97 mK. From the wavefunctions of this level (calculated by Y. Bordarier) and our measurements of A and B, C. Bauche-Arnoult has deduced a preliminary value of the magnetic dipole and ekctric quadrupole moments of the isotope 2 3 3 U (,u = 0.73 ; Q = 7.9 6).