jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
contrôle se fait directement sur E; on calcule N pour avoir l'épaisseur e' ou e" quand on observe deux zéros successifs du signal; est alors ramené dans le visible si E est prévu pour le proche infrarouge. Nous avons obtenu, par ces diverses méthodes, des résultats satisfaisants pour la préparation de miroirs à haut pouvoir réflecteur; elles conviennent également pour des filtres à bande étroite, mais il faut alors avoir des valeurs très exactes pour les indices. Nous étudions, d'autre part, la validité de méthodes simplifiées qui utiliseraient, à partir des calculs sur ordinateur, un nombre limité de longueurs d'onde de contrôle. Séance du 14 février 1972. M. CANDILLE, Thèse de 3e cycle, Montpellier, 1971. GIAGOMO, Thèse, Paris, 1956; Rev. Opt., 35, 1956, p. 317-354 et 442-467. J. ROIG, J. GLAUZEL et J. M. SAUREL, Comptes rendus, 263 Série B, 1966, p. 528. J. M. SAUREL, Thèse de 3e cycle, Montpellier, 1970. J. M. SAUREL, Comptes rendus, 270, série B, 1970, p. 1325. SCHROEDER, J. Opt. Soc. Amer., 52, 1962, p. 1380. ABELES, J. Physique, 19, 1958, p. 327. PELLETIER, Thèse, Paris, 1970; A. O. du C. N. R. S. 6051. Laboratoire d'Optique physique, Université des Sciences et Techniques du Languedoc, 4, place Eugène-Bataillon, 34-Montpellier, Hérault. G. R. Acad. Sc. Paris, t. 274(6 mars 1972) . Série B — 699 SPECTROSCOPIE ATOMIQUE. — Excitation d'un faisceau d'ions K+ de 0,5 MeV par diffusion à travers une cible solide mince. Note de Mlle MARIE-CLAUDE POULIZAC et M. JEAN-PAUL BUCHET, présentée par M. André Lallemand. Le spectre du potassium une et deux fois ionisé, obtenu par la technique de « faisceau-lame » appliquée à un faisceau d'ions K+ de 0,3 ou 0,5 MeV, a été étudié dans le domaine spectral 1000-5 000 Å. L'identification de 15 raies est proposée. Les durées de vie radiative des niveaux supérieurs de transitions les plus intenses de K II et K III ont été mesurées. 1. En reprenant les techniques décrites dans des Notes antérieures [(1), (2)], nous avons obtenu un faisceau d'ions accéléré K+ qui est excité par diffusion à travers une cible mince de
Languedoc, 4, place Eugène-Bataillon, 34-Montpellier, Hérault. G. R. Acad. Sc. Paris, t. 274(6 mars 1972) . Série B — 699 SPECTROSCOPIE ATOMIQUE. — Excitation d'un faisceau d'ions K+ de 0,5 MeV par diffusion à travers une cible solide mince. Note de Mlle MARIE-CLAUDE POULIZAC et M. JEAN-PAUL BUCHET, présentée par M. André Lallemand. Le spectre du potassium une et deux fois ionisé, obtenu par la technique de « faisceau-lame » appliquée à un faisceau d'ions K+ de 0,3 ou 0,5 MeV, a été étudié dans le domaine spectral 1000-5 000 Å. L'identification de 15 raies est proposée. Les durées de vie radiative des niveaux supérieurs de transitions les plus intenses de K II et K III ont été mesurées. 1. En reprenant les techniques décrites dans des Notes antérieures [(1), (2)], nous avons obtenu un faisceau d'ions accéléré K+ qui est excité par diffusion à travers une cible mince de carbone. Pour des tensions d'accélération comprises entre 300 et 500 kV, le faisceau, après traversée de la cible, contient principalement des ions une ou deux fois chargés. TABLEAU. I Nouvelles identifications dans K III Longueur d'onde Intensité (Å) Transition proposée 1656 14 p 2D3/2 — 3 d" 2 D3/2 1669. 24 p 3 1699.... 42 1960 13 d 2D5/2 — 4 2136 12 783 22 800(*) 12 836... 14 s 4P3/2 — 4 p 2P3/2 903 (*) 24 s 4P3/2 — 4 p 2D5/2 3086... 12 3356 3580 14 4 p 4033 14 s P3/2 — 4 p 4127 14 s — 4 p (a) Les intensités sont notées de 1 à 4. (b) Transitions précédemment données par de Bruin (4). 2. Toutes les raies classifiées ou non classifiées tabulées par de Bruin, [(3), (4)] et par Edlen (5) dans la région 2 000-5 000 Å sont observées. Mais, mis à part quelques raies de C I, C II et H émises par la cible, de nombreuses raies parfois très intenses apparaissent également; D'après leurs variations d'intensité avec l'énergie du faisceau d'ions elles peuvent être attribuées à K II ou K III. Pour 15 d'entre elles, correspondant à des transitions
24 p 3 1699.... 42 1960 13 d 2D5/2 — 4 2136 12 783 22 800(*) 12 836... 14 s 4P3/2 — 4 p 2P3/2 903 (*) 24 s 4P3/2 — 4 p 2D5/2 3086... 12 3356 3580 14 4 p 4033 14 s P3/2 — 4 p 4127 14 s — 4 p (a) Les intensités sont notées de 1 à 4. (b) Transitions précédemment données par de Bruin (4). 2. Toutes les raies classifiées ou non classifiées tabulées par de Bruin, [(3), (4)] et par Edlen (5) dans la région 2 000-5 000 Å sont observées. Mais, mis à part quelques raies de C I, C II et H émises par la cible, de nombreuses raies parfois très intenses apparaissent également; D'après leurs variations d'intensité avec l'énergie du faisceau d'ions elles peuvent être attribuées à K II ou K III. Pour 15 d'entre elles, correspondant à des transitions dans K III, une classification est proposée (tableau I). Dans la région 1000-2 000 Å+, seuls deux groupes de raies vers 1400 et 1700 Å sont assez intenses. La résolution des spectres est trop faible pour permettre une identification précise des raies. Elles peuvent s'expliquer par des transitions 4s — 5 p, 3 d — 5 p et 3 d — 4 d dans K I. 3. Les durées de vie radiative des niveaux supérieurs des transitions les plus intenses ont été mesurées. La connaissance imparfaite du spectre et la possibilité de nombreuses superpositions rendent parfois difficile l'interprétation des résultats. Ceux-ci sont rassemblés dans les tableaux II et III et comparés à ceux, obtenus par la même technique, de T. Andersen et coll. (6) et H. G. Berry et coll. (7). Les incertitudes sur les mesures peuvent être estimées à 20%. TABLEAU II Durées de vie dans K II Longueur Niveau d'onde Niveau supérieur (Å) inférieur Durées de vie (ns) Nos résultats Cascade Autres résultats ref (6) ref (7) Transitions 4 p— 4 d 4d3/2 (2744 4p (5/2), 1,5 5,5 4d (2809 4p (3/2), 2,3 9,5 3d (220) 4p (3/2), 2,2 6 3,4 4p (1/2) 2,3 11 3,1 4d (7/2)3...
5 p, 3 d — 5 p et 3 d — 4 d dans K I. 3. Les durées de vie radiative des niveaux supérieurs des transitions les plus intenses ont été mesurées. La connaissance imparfaite du spectre et la possibilité de nombreuses superpositions rendent parfois difficile l'interprétation des résultats. Ceux-ci sont rassemblés dans les tableaux II et III et comparés à ceux, obtenus par la même technique, de T. Andersen et coll. (6) et H. G. Berry et coll. (7). Les incertitudes sur les mesures peuvent être estimées à 20%. TABLEAU II Durées de vie dans K II Longueur Niveau d'onde Niveau supérieur (Å) inférieur Durées de vie (ns) Nos résultats Cascade Autres résultats ref (6) ref (7) Transitions 4 p— 4 d 4d3/2 (2744 4p (5/2), 1,5 5,5 4d (2809 4p (3/2), 2,3 9,5 3d (220) 4p (3/2), 2,2 6 3,4 4p (1/2) 2,3 11 3,1 4d (7/2)3... 3190 4p (5/2)3 3,7 16,5 3,4 3 289 4p(5/2), 4,2 3,0 3384 (") 4p (3/2), 3,4 23 3609 4p (3/2)2 3,6 10,3 ta (3 816) (b) 4p (3/2)2 4 50 4d (1/2),... 3105 4p (1/2)1 2,5 20 2,9 Transitions 4 p — 5 s 5s. (3/2)5... 3 404 4p (1/2)1 3/6 54 3 817 (b) 4p (5/2)3 4 50 3,9 3,1 4 093 4p (3/2), 3,4 19,6 3 800 4p (5/2)2 0,7-3,5 31,7 Durées de vie (ns) Longueur Niveau d'onde Niveau supérieur (Å) inférieur Nos résultats Cascade Autres résultats ref (6) ref (7) Transitions 4 s ou 3 d — 4p (a) Raie superposée avec une autre d'intensité beaucoup plus faible d'après de Bruin (3). (b) Raie superposée avec une autre d'intensité comparable d'où une incertitude plus grande sur la mesure de t. (C-') Valeur corrigée d'un effet de cascade. On a fait figurer également sur les tableaux II et III les constantes de déclin qui traduisent des effets de cascades provenant de niveaux supérieurs. Sur les niveaux 4 d de K II, ces constantes doivent correspondre aux durées de vie des transitions 4 d — 5 f. La plupart des courbes de déclin correspondant aux transitions 4 s —
3/6 54 3 817 (b) 4p (5/2)3 4 50 3,9 3,1 4 093 4p (3/2), 3,4 19,6 3 800 4p (5/2)2 0,7-3,5 31,7 Durées de vie (ns) Longueur Niveau d'onde Niveau supérieur (Å) inférieur Nos résultats Cascade Autres résultats ref (6) ref (7) Transitions 4 s ou 3 d — 4p (a) Raie superposée avec une autre d'intensité beaucoup plus faible d'après de Bruin (3). (b) Raie superposée avec une autre d'intensité comparable d'où une incertitude plus grande sur la mesure de t. (C-') Valeur corrigée d'un effet de cascade. On a fait figurer également sur les tableaux II et III les constantes de déclin qui traduisent des effets de cascades provenant de niveaux supérieurs. Sur les niveaux 4 d de K II, ces constantes doivent correspondre aux durées de vie des transitions 4 d — 5 f. La plupart des courbes de déclin correspondant aux transitions 4 s — 4 p et 3 d — 4 p se décomposent en trois exponentielles. La constante la plus courte correspond à la durée de vie radiative des niveaux id ou 5 s, tandis que la plus longue correspond à la cascade en chaîne. Les courbes de déclin des transitions étudiées dans K III se décomposent en deux exponentielles. G. R., 1972, 1er Semestre. (T. 274, N° 10.) Série B — 47 TABLEAU III Durées de vie dans K III Durées de vie (ns) Autres résultats Nos résultats cascade Longueur Niveau d'onde Niveau supérieur (Å) inférieur (a) Raie superposée avec une autre d'intensité comparable. (*) Séance du 21 février 1972. (1) J. P. BUCHET, A. DENIS, J. DÉSESQUÈLLES et M. DUFAY, Comptes rendus, 260, 1965, p. 1123. (2) A. DENIS, J. DÉSESQUÈLLES, M. DUFAY et M. C. POULIZAC, Comptes rendus, 266, série B, 1968, p. 64. (3) T. L. DE BRUIN, Z. Physik, 38, 1926, p. 94. (4) T. L. DE BRUIN, Z. Physik, 53, 1929, p. 658; (5) B. EDLEN, Z. Physik, 104, 1937, p. 410. (6) T. ANDERSEN, J. DÉSESQUÈLLES, K. A. JESSEN et G. SØRENSEN, J. Opt. Soc. Amer., 60, 1970, p. 1199. (7) H. G. BERRY, J. BROMANDER
K III se décomposent en deux exponentielles. G. R., 1972, 1er Semestre. (T. 274, N° 10.) Série B — 47 TABLEAU III Durées de vie dans K III Durées de vie (ns) Autres résultats Nos résultats cascade Longueur Niveau d'onde Niveau supérieur (Å) inférieur (a) Raie superposée avec une autre d'intensité comparable. (*) Séance du 21 février 1972. (1) J. P. BUCHET, A. DENIS, J. DÉSESQUÈLLES et M. DUFAY, Comptes rendus, 260, 1965, p. 1123. (2) A. DENIS, J. DÉSESQUÈLLES, M. DUFAY et M. C. POULIZAC, Comptes rendus, 266, série B, 1968, p. 64. (3) T. L. DE BRUIN, Z. Physik, 38, 1926, p. 94. (4) T. L. DE BRUIN, Z. Physik, 53, 1929, p. 658; (5) B. EDLEN, Z. Physik, 104, 1937, p. 410. (6) T. ANDERSEN, J. DÉSESQUÈLLES, K. A. JESSEN et G. SØRENSEN, J. Opt. Soc. Amer., 60, 1970, p. 1199. (7) H. G. BERRY, J. BROMANDER et R. BUCHTA, Physica Scripta, 1, 1970, p. 179. Université Claude-Bernard, Lyon I, Laboratoire de Physique de l'Atmosphère, associé au C. N. R. S., 43, boulevard du 11-Novembre 1918, 69-Villeurbanne, Rhône. PHYSIQUE MOLECULAIRE. — Méthode pour l'évaluation des populations relatives des états et B²Δ* de l'azote créés par les dards de décharges prédisruptives. Note de M. GILDAS HARTMANN, présentée par M. André Blanc-Lapierre. La méthode est d'abord étudiée de façon théorique en précisant notamment le mode de détermination des termes correctifs à introduire, puis présentée ensuite sous son aspect expérimental. 1. INTRODUCTION. — La méthode qui va être présentée dans cette Note a été élaborée et mise au point pour la mesure des populations relatives des états excités C et de la molécule d'azote qui sont créés par le passage des dards de décharge prédisruptive dans l'air à la pression atmosphérique en vue de servir à l'étude de la distribution en énergie des électrons responsables de la formation et de la propagation des dards. Cette étude peut se faire à l'aide des valeurs connues des sections efficaces d'excitation de C₃Π et B par impact d'électrons et à condition de montrer que les états considérés ont été peuplés à partir de
de décharges prédisruptives. Note de M. GILDAS HARTMANN, présentée par M. André Blanc-Lapierre. La méthode est d'abord étudiée de façon théorique en précisant notamment le mode de détermination des termes correctifs à introduire, puis présentée ensuite sous son aspect expérimental. 1. INTRODUCTION. — La méthode qui va être présentée dans cette Note a été élaborée et mise au point pour la mesure des populations relatives des états excités C et de la molécule d'azote qui sont créés par le passage des dards de décharge prédisruptive dans l'air à la pression atmosphérique en vue de servir à l'étude de la distribution en énergie des électrons responsables de la formation et de la propagation des dards. Cette étude peut se faire à l'aide des valeurs connues des sections efficaces d'excitation de C₃Π et B par impact d'électrons et à condition de montrer que les états considérés ont été peuplés à partir de l'état fondamental X et de tenir compte, le cas échéant, des mécanismes pouvant perturber leurs populations. Ceci fera l'objet d'une prochaine publication. 2. ASPECT THÉORIQUE DE LA MÉTHODE DE MESURE. — La dépopulation radiative des niveaux de vibration v' des états électroniques C et B²Δ* vers les niveaux de vibration v" des états inférieurs respectifs B et X fournit les spectres de bandes moléculaires appelés deuxième système positif et premier système négatif. Le nombre de photons émis lors d'une transition v' — v" est donné par la relation où K est un coefficient constant, Nv représente la population initiale du niveau le quantum d'énergie impliqué dans la transition, le moment de transition électronique moyen en fonction de la distance internucléaire r moyenne et gv" le facteur de Franck-Condon. Or, la somme des photons issus des transitions d'un niveau v' vers tous les autres niveaux v" est égale à la population initiale du niveau On est ainsi conduit à l'équation de normalisation suivante: Les résultats obtenus à l'aide des valeurs connues de hv, Re et q introduites dans la relation (1), une fois normalisée, permettront de vérifier les résultats fournis par la méthode proposée. L'évaluation des populations Nv, pourrait se faire
v" des états inférieurs respectifs B et X fournit les spectres de bandes moléculaires appelés deuxième système positif et premier système négatif. Le nombre de photons émis lors d'une transition v' — v" est donné par la relation où K est un coefficient constant, Nv représente la population initiale du niveau le quantum d'énergie impliqué dans la transition, le moment de transition électronique moyen en fonction de la distance internucléaire r moyenne et gv" le facteur de Franck-Condon. Or, la somme des photons issus des transitions d'un niveau v' vers tous les autres niveaux v" est égale à la population initiale du niveau On est ainsi conduit à l'équation de normalisation suivante: Les résultats obtenus à l'aide des valeurs connues de hv, Re et q introduites dans la relation (1), une fois normalisée, permettront de vérifier les résultats fournis par la méthode proposée. L'évaluation des populations Nv, pourrait se faire par application directe de la relation (2), si les mesures du nombre total de photons émis dans chacune des bandes moléculaires étaient réalisables. Mais ces mesures sont rendues difficiles par le recouvrement partiel des bandes entre elles. Seules, les têtes de bandes bien séparées les unes des autres sont accessibles aux mesures. La méthode consiste à évaluer les par la mesure du nombre de photons émis dans une bande étroite de longueur d'onde AX centrée sur l'intensité maximale des têtes de bandes moléculaires. Cette méthode de mesure partielle et le dispositif de détection impliquent l'introduction de termes correctifs précisés ci-après. a. (AJ): fonction de fente de sortie du monochromateur. — La dispersion du monochromateur étant linéaire, la fente de sortie, de largeur constante, délimite ainsi une bande de longueur d'onde d'exploration de largeur AX. Lorsque cette fente est centrée sur une tête de bande moléculaire, c'est-à-dire au maximum d'émission de photons seule, est prélevée une fraction du rayonnement émis dans la bande (v' — v") qui est proportionnelle au nombre AJ de composantes rotationnelles constituant sa structure fine. Ce nombre AJ est une fonction des constantes de rotation B propres aux niveaux de vibration v' et v". Un calcul effectué
aux mesures. La méthode consiste à évaluer les par la mesure du nombre de photons émis dans une bande étroite de longueur d'onde AX centrée sur l'intensité maximale des têtes de bandes moléculaires. Cette méthode de mesure partielle et le dispositif de détection impliquent l'introduction de termes correctifs précisés ci-après. a. (AJ): fonction de fente de sortie du monochromateur. — La dispersion du monochromateur étant linéaire, la fente de sortie, de largeur constante, délimite ainsi une bande de longueur d'onde d'exploration de largeur AX. Lorsque cette fente est centrée sur une tête de bande moléculaire, c'est-à-dire au maximum d'émission de photons seule, est prélevée une fraction du rayonnement émis dans la bande (v' — v") qui est proportionnelle au nombre AJ de composantes rotationnelles constituant sa structure fine. Ce nombre AJ est une fonction des constantes de rotation B propres aux niveaux de vibration v' et v". Un calcul effectué par J. Janca (3) donne mais cette relation ne tient pas compte de la répartition en intensité des raies de rotation qui est régie par la loi de distribution de Boltzmann. La population Nj de la composante de rotation J est donc donnée par: Nj = (2 J + 1) exp {−BJ (J + 1) hc / k T }. En appelant JM la composante d'intensité maximale et en supposant la somme des Nj de J = 0 à J = ∞ égale à 4, la relation (4) devient alors b. (C): coefficient d'efficacité chromatique du système de mesure. — Ce coefficient doit tenir compte des éléments tels que les facteurs de réflexion des divers miroirs, le rendement optique du réseau et le rendement quantique du photomultiplicateur (P.M.). Les coefficients Cx sont déterminés expérimentalement en valeurs relatives à l'aide d'une lampe étalon à filament de tungstène (2 800 K) remplaçant la décharge. Pour une longueur d'onde X, on a alors : où est le courant fourni par le P. M. recevant les photons de longueur d'onde X, I0 est le courant d'obscurité, ax le coefficient de transmission de la fenêtre en quartz de la lampe et Lx la luminance du
exp {−BJ (J + 1) hc / k T }. En appelant JM la composante d'intensité maximale et en supposant la somme des Nj de J = 0 à J = ∞ égale à 4, la relation (4) devient alors b. (C): coefficient d'efficacité chromatique du système de mesure. — Ce coefficient doit tenir compte des éléments tels que les facteurs de réflexion des divers miroirs, le rendement optique du réseau et le rendement quantique du photomultiplicateur (P.M.). Les coefficients Cx sont déterminés expérimentalement en valeurs relatives à l'aide d'une lampe étalon à filament de tungstène (2 800 K) remplaçant la décharge. Pour une longueur d'onde X, on a alors : où est le courant fourni par le P. M. recevant les photons de longueur d'onde X, I0 est le courant d'obscurité, ax le coefficient de transmission de la fenêtre en quartz de la lampe et Lx la luminance du tungstène. c. P (n1) : facteur de correction du comptage de photons. — En agissant sur la largeur de la fente d'entrée du monochromateur, nous avons limité le flux de photons arrivant sur le P. M. de manière à travailler en comptage de photoélectrons uniques. Ceci est à peu près réalisé quand, pendant le même intervalle de temps, le nombre nt d'impulsions anodiques fourni par le P. M. est très inférieur au nombre D de décharges individuelles, la décharge étudiée étant, rappelons-le, de type impulsionnel (10^9 décharges/s), bien qu'alimentée sous tension continue. Cependant, la probabilité qu'une impulsion anodique soit issue de deux ou trois photoélectrons n'est pas nulle. En utilisant l'approximation de la loi de Poisson pour cette probabilité, on peut exprimer le facteur de correction P (nt) par la relation Compte tenu des termes correctifs qui viennent d'être définis, la relation (2), s'écrit alors : L'évaluation des populations Nk ne nécessite donc plus que la mesure de nt. 3. DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL POUR LA MESURE DE nt. — Les conditions d'obtention des décharges déjà décrites restent valables. Seules les conditions d'observation et de détection ont été modifiées. L'image des décharges est focalisée perpendiculairement à la fente d'entrée du monochromateur, ce
réalisé quand, pendant le même intervalle de temps, le nombre nt d'impulsions anodiques fourni par le P. M. est très inférieur au nombre D de décharges individuelles, la décharge étudiée étant, rappelons-le, de type impulsionnel (10^9 décharges/s), bien qu'alimentée sous tension continue. Cependant, la probabilité qu'une impulsion anodique soit issue de deux ou trois photoélectrons n'est pas nulle. En utilisant l'approximation de la loi de Poisson pour cette probabilité, on peut exprimer le facteur de correction P (nt) par la relation Compte tenu des termes correctifs qui viennent d'être définis, la relation (2), s'écrit alors : L'évaluation des populations Nk ne nécessite donc plus que la mesure de nt. 3. DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL POUR LA MESURE DE nt. — Les conditions d'obtention des décharges déjà décrites restent valables. Seules les conditions d'observation et de détection ont été modifiées. L'image des décharges est focalisée perpendiculairement à la fente d'entrée du monochromateur, ce qui évite les erreurs possibles dues aux fluctuations spatiales des décharges. Les photons sont détectés à l'aide d'un P. M. refroidi par effet Peltier à 250 K et placé derrière la fente de sortie (AX = 1 mm) du monochromateur. Les impulsions nt de courant fournies par le P. M. sont comptabilisées dans un analyseur multicanaux par l'intermédiaire d'un circuit-porte dont l'ouverture est commandée par les impulsions du courant de décharge, une ligne à retard assurant une bonne synchronisation avec les photons qui leur sont associés (fig.). La faible durée d'ouverture de la porte (2.10^-8 s) permet de s'affranchir des impulsions parasites dues au courant d'obscurité du P. M. dans les intervalles de temps séparant les sparks successifs (10^-8 s), ce qui donne une probabilité de ne compter qu'une impulsion parasite toutes les 20 min. Le monochromateur effectue un balayage lent (1 Å/min) tandis que toutes les D décharges (2.10^9), comptabilisées par l'échelle, l'analyseur multicanaux commandé par celles-ci, passe d'un canal au suivant. Nous obtenons ainsi la visualisation du profil de la tête de bande, ce qui permet d'évaluer nt avec une bonne précision par la lecture de son maximum. Séance du 28 février 1972. (1) G. HARTMANN, Comptes rendus,