OS © , ‘ . GS

Si l’on pose égale à 1 l'intensité maximum de la raie, la loi de la répartition de l'intensité dans la raie est :

apart CLS )] Be [r b(ævp =:

tandis que le gaz en équilibre émet la raie dont l'énergie est représentée par : | Le e PT”,

Posons :

xVp = u FE k.

Les deux valeurs de I s’écrivent :

le [1 — dku)) L—e *.

Il est aisé de voir, d'après les variations de la fonction

œ(ku) que I; se réduira pratiquement à 1 — d(ku) pour les

valeurs de un peu grandes. Par exemple # — / (fentes de 2 mm. de largeur à 8 mm. l’un de l’autre).

0,1 1 — D(Au) — 0,572 e— À — 0,99 He 10,2 — 0,258 10,90 10,9 = 0,090 — 0,01

Pour un jet relativement délié, l'intensité peut donc se représenter simplement par la formule :

I; = 1 — (ku).

La valeur de # donnant à l’intensité la valeur 1/2 est:

DEEE

138 FÉLIX ESCLANGON

tandis que dans la raie émise par le gaz, cette valeur est de : U — 0,82.

La finesse de la raie est donc augmentée dans le rapport de :

COS ART NT A ce i k.

Il est intéressant de remarquer que la courbe e — #{1 — P(ku)] possède à l’origine une tangente inclinée sur l'axe. Pour

UE u — 0, la dérivée est égale à celle de : — D(ku)soit SR La

R courbe passe ensuite par un point d'inflexion très voisin de l’origine si Æ est de l’ordre de quelques unités. La présence de ce point anguleux au centre de la raie tient évidemment à la rapide diminution du nombre des atomes du jet quand l’angle « augmente en partant de o.

L’inclinaison de la tangente à l’origine peut permettre de distinguer deux raies voisines qui seraient entièrement confondues si elles possédaient une répartition d'énergie analogues à celles des raies émises par un gaz en équilibre. Si deux raies sont à une distance k£u — 0,6 ce qui correspond à

une largeur définie par une intensité ? — - de l'intensité 4 o

. . QC 04 I maximum, il y a encore une différences de — entre les

maxima et minima d'intensité dans l’ensemble des deux images, ce qui augmente encore la possibilité de séparation

des raies, dans un rapport voisin de 5(2%). Si l’on admet

que la largeur de la raie peut être considérée comme diminuée dans le rapport 24, on peut dire que la largeur de la raie est à peu près la même que si les atomes étaient répartis uniformément dans un jet dont l'ouverture serait au centre du premier diaphragme ets’appuvant sur la deuxième ouverture toute entière.

29 5% l'angle n'est pas tout petit (fentes longues), l'intro-

. I . # duction du facteur —— dans æ, va abaisser les ordonnées Le]

de la courbe d'intensité pour les points en dehors de l'origine; la raie sera encore plus fine. Cela tient évidemment à ce que le faisceau contient relativement moins d’atomes faisant un angle donné « avec le plan perpendiculaire à la direction d'observation, puisque l'angle x maximum pour

uu angle » donné est :

On peut d’ailleurs calculer encore la tangente à l’origine de la courbe pour les valeurs de & qui ne sont pas très grandes. On trouve que son inclinaison est :

La dérivée reste la même que dans le cas précédent

= 7e Jau troisième ordre près en » ; elle augmente ensuite F

en valeur absolue quand leterme en +* commence à intervenir.

30 St ® devient voisin de —- , b devient très grand, et l’in-

tégrale se réduit à :

d cos 9 [: — (a. |]dr

ce qui donne pour l'intensité, en développant ® en série.

3 2 hu SIN & — —— hu © —

sin © Il existe encore uue position limite de la tangente à l'ori-

. . . sent k . T gine ; l’inclusion limite, est mA x —; mais pour = sn I—=0 à & pour toutes les valeurs de x différentes de o, la raie est devenue rigoureusement monochromatique.

Du calcul ci-dessus, on peut conclure que la largeur

140 FÉLIX ESCLANGON

limite de la raie est 2 fois la largeur de la raie émise par le 7e

gaz en équilibre, si l'on emploie des ouvertures circulaires ou carrées, et un peu plus petite si on emploie deux fentes longues par rapport à leur largeur. On peut donner à k des valeurs comprises entre 4 et 10, l'élargissement de la raie par effet Doppler est donc réduit dans un rapport de 7 à 15 environ.

Validité des résultats donnés par le calcul précédent. — Le calcul que nous venons de faire donne une limite de la finesse de la raie, en supposant que les atomes émettent une raie rigoureusement monochromatique, s'ils sont soustraits à l'influence de tout champ magnétique ou électrique. Même au point de vue cinétique, cette limite ne peut être atteinte à cause des chocs entre les atomes du jet, chocs qui ont pour effet de diffuser le jet en projetant des atomes hors des limites géométriques du jet. Il n’en reste pas moins que l’utilisation d’un jet permet de diminuer l’élargissement des raies par effet Doppler, et par conséquent de pouvoir étudier les autres élargissements, en particulier, la largeur naturelle des raies.

Expériences sur l'excitation des jets atomiques par les courants de baute fréquence (Travail fait en collaboration avec M. A. Bogros). — Malgré l’intérêtque présente ce mode d’observation des raies spectrales, il a été peu utilisé jusqu’à présent. Une des raisons me paraît être que l'élargissement des raies par effet Doppler-Fizeau gêne généralement peu l'étude des structures des raies spectrales, et qu’il n’est intéressant de l'éliminer que dans des applications particulières, où l’on cherche surtout la finesse de la raie.

Le seul procédé d’excitation de jets atomiques qui ait pratiquement été utilisé jusqu'ici est la résonance optique, procédé utilisé déjà par Dunoyer dans ses premières expériences sur les jets. Le défaut du procédé est de fournir peu de

lumière, d’une part, et d'autre part de ne donner pratiquement que l’émission des raies dont le niveau le plus bas est le niveau fondamental de l’électron optique ; dans le cas des alcalins, on n'obtient guère que les raies de la série principale.

Il nous a semblé à M. Bogros et à moi que les courants de haute fréquence devaient pouvoir permettre une excitation plus complète des jets atomiques. Nous savions que les sources de lumière de haute fréquence émettent des raies fines et que la décharge en ondes très courtes est encore susceptible de passer même pour des pressions très basses,

Montage de l'expérience. — Nous avons utilisé l'appareil à jets construit par M. Bogros (1), qu’il a décrit dans sa thèse de doctorat. II comporte essentiellement un four constituant l'enceinte E, décrite ci-dessus et deux diaphragmes O, et O, délimitant le jet, le tout placé dans un tube de verre vidé,

Nous avons utilisé comme source de haute fréquence un oscillateur analogue à celui que j'ai construit pour la réalisation de sources de lumière monochromatique et dont j'ai parlé plus haut.

La self du circuit oscillant (de 5 spires de 60 mm. de diamètre environ) dont le potentiel moyen est celui du sol a été placée au-dessus de la deuxième ouverture O,, la dernière spire étant à 1: em. environ de l’ouverture(fig. 61). Dans une première expérience, nous avons placé le circuit entièrement dans le vide avec trois sorties de courant soudées au couvercle en pyrex du tube enveloppant l'appareil à jets. Au centre du couvercle, dans l'axe de la self, un tube plonge jusqu'à 15 mm. environ de O,; ce tube dans lequel on peut mettre de l’air liquide est destiné à condenser les atomes du

jet.

(1) A. Bocros, hése (Paris), 1932. et Ann. de Phys., 47 (1952), P: 199:

142 FÉLIX ESCLANGON

Dans une deuxième expérience, la self a été placée dans l'air, le couvercle ayant reçu la forme indiquée sur la figure 62. Une petite lame L de métal a été collée sur la double soudure inférieure du couvercle pour recevoir une partie du métal transporté par le jet afin d'éviter la formation d’un anneau sur les parois du tube intérieur; cet anneau fermé absorberait une puissance notable. Le métal était également condensé par de l'air liquide versé dans le tube inté-

FRS il

Fig. 61. — Excitation d’un jet atomique en haute fréquence. Self excitatrice dans Île vide.

rieur. Le cireuit oscillant plongeait ainsi dans l'air liquide, ce qui ne présente pas d’inconvénient.

Il y avait 4ooo volts efficaces environ entre les deux extrémités de la bobine, ce qui correspond approximativement à un courant de 8 ampères efficaces dans les spires pour 10 m. de longueur d'onde.

Si le vide est maintenu aussi bon qu'il est possible de le faire, le jet ne s’illumine pas ; il est nécessaire de produire des électrons dans l'espace où se propage le jet; pour cela, nous avons ajouté un gaz étranger sous faible pression susceptible d’être ionisé par le champ électrique. Nous avons introduit tantôt de l’argon. tantôt de l'azote au moyen d’un Jeu de capillaire formant fuite réglable. La pression optima

est de l'ordre de 1/500° de mm. de mercure. La décharge ne s'amorce que grâce à une ionisation préalable du gaz par une décharge entre électrodes à l’aide d'une bobine de Rumkhorff. Dans ces conditions, la luminescence du jet atomique est très intense et s’observe aisément sur le fond plus faiblement lumineux du gaz étranger. A la pression de 1/500° de mm., le jet est parfaitement défini sur une longueur d’un peu plus de 1 em.; si la pression du gaz

FTHSESA

Fig. 62, — Excitation d’un jet atomique en haute fréquence. Self excitatrice dans l’air.

étranger augmente, le jet augmente d'éclat en même temps qu'il devient plus diffus.

Examen spectroscopique de la lumière émise par le jet. — Nous avons opéré avec des jets de lithium, de sodium et de cadmium; dans les trois cas, le spectroscope a révélé l'émission du spectre d’arc du métal; en particulier, nous avons observé, pour le lithium, la raie 6708 A de la série principale du lithium, les raies Gro9, 4972 et 46o2 des séries secondaires, et pour le cadmium les raies 6438, 5 086, 4800, 4678 appartenant toutes à des séries secondaires,

144 FÉLIX ESCLANGON

Largeur des raies émises. — N'ayant pas d'interféromètre à différence de marche variable, nous n'avons pu observer les raies qu'avec la lame de Lummer en verre de 20 cm: de longueur décrite plus haut. Nous avons pu photographier les franges données par la raie 6708 du lithium avec un objectif de 427 mm. de foyer sur une plaque krypta en 5 minutes de pose. Nous avons photographié également les franges données par les troies raies vert-bleu du cadmium séparées par un monochromateur.

L'examen de la finesse des raies n’a d'intérêt que pour Île lithium, l'effet Doppler-Fizeau du cadmium étant insensible avec notre lame de Lummer. L'effet Doppler-Fizeau dans un gaz en équilibre cinétique doit donner une demi-largeur de

raie :

2 6 T NE SE Can WAP ») Ÿ M , si l’on prend T — 900? et M — 7 pour se placer dans les conditions de l'expérience sur le lithium, on trouve :

Aÿ=—= 0,043 cm:

en nombre d'ondes.

Le champ de la lame est 0,73 cm! et son pouvoir séparateur de 0,04 cm-!. La largeur totale de la raie émise par du lithium à la température ordinaire serait le double environ de l'intervalle de deux raies séparées par la lame.

Pour le cadmium, on trouve un Ay— 0,009 em! inaccessible à la lame.

Les enregistrements au microphotomètre des franges données par les raies d'émission du jet atomique excité en haute fréquence, et des raies absorbées par un jet analogue éclairé par une source donnant une raie large, ont une finesse comparable.

Cette expérience, bien qu'elle n’ait pu montrer la largeur de la raie obtenue, a montré toutefois l’intérêt de la méthode :

excitation relativement intense de tout le spectre d'arc des atomes du jet. Nous espérons pouvoir la reprendre un jour en utilisant un appareil interférentiel à grand pouvoir séparateur. L'étude de la structure hyperfine de raies très fines peut nous donner encore de précieux renseignements et sur la structure de l’atome, et sur le mécanisme de l’émission lumineuse.