Soutenance mémoire
Globalement, environ 99% de la matière visible dans l’univers est sous forme de plasmas froids (électrons plus énergétiques que les espèces neutres et les ions) et chauds (électrons et ions très énergétiques) en interaction avec le rayonnement électromagnétique constitué de photons. La connaissance des processus d’interaction ion-photon revêt ainsi un caractère déterminant pour la compréhension des observations astrophysiques telles que l’opacité des étoiles, l’abondance des éléments chimiques, etc., des plasmas de laboratoire comme les plasmas produits par laser ainsi que des plasmas de fusion thermonucléaire. De plus, le transport d’énergie dans les plasmas denses et chauds est principalement gouverné par la photoabsorption par les ions du plasma. Ce processus de photoabsorption a une intensité maximale dans la gamme d’énergie XUV des photons. Par exemple, dans les étoiles, et en particulier dans le Soleil, ce sont les ions du fer qui contribuent essentiellement au transport de l’énergie du centre de l’étoile vers l’extérieur, les éléments légers ayant déjà perdu tout ou une grande partie de leurs électrons (El Hassan, 2010).
La photoionisation des atomes et des ions est ainsi l’un des processus fondamentaux se produisant dans le cœur des étoiles. Par conséquent, il est important de disposer des données numériques des paramètres de résonance (énergies et largeurs naturelles notamment) utiles surtout pour le Projet Opacité − Opacity Project − (Seaton, 1987) qui est une large collaboration internationale créé en 1984 et qui a comme objectif principal de calculer et de compiler sous forme de catalogues les propriétés collisionnelles et radiatives de tous les états d’ionisation des soixante dix premiers éléments du tableau de classification périodique.
Vers 1054, des chinois et des indiens avaient observé l’explosion d’une étoile dont les restes observables aujourd’hui, constituent la Nébuleuse du Crabe (fig.0). Dans ce vestige stellaire, on constate nettement que la lumière émise au cœur de l’étoile est absorbée au niveau des couches supérieures. Cette manque de transparence affecte la structure de l’étoile ce qui rend difficile l’étude de la composition chimique de leur cœur. C’est ainsi que les astrophysiciens utilisent l’opposé de la transparence c’est-à-dire l’opacité pour mesurer la capacité des photons à traverser une couche de gaz stellaire. Une faible opacité traduisant une haute transparence des couches superficielles des étoiles tandis qu’une forte opacité implique une faible transparence. De plus, l’opacité d’une couche de matière dépend de sa composition chimique, de sa densité (l’opacité augmente avec la pression du gaz) et de sa température (les photons s’échappent plus facilement dans un plasma très chaud où les atomes ont perdus tous leurs électrons que dans un plasma froid constitué entre autres d’espèces neutres).
Différents processus de photoionisation, Série de Rydberg
Processus de photoionisation
Comme nous l’avons précisé en introduction, l’essentiel de la matière visible dans l’Univers est sous forme de plasma. De nombreuses observations astrophysiques (opacité des étoiles, composition chimiques, etc.) sont véhiculées par des photons. Certains de ces photons sont suffisamment énergétiques pour induire la photoionisation des atomes et des ions. L’étude de l’interaction entre le photon et la matière ionisée revêt une grande importance car elle permet de comprendre les processus évoluant dans les plasmas d’astrophysique et de laboratoire. En général, la photoionisation des ions est considérée comme le processus fondamental régissant la dynamique des interactions photon-ions dans les plasmas chauds comme ceux des étoiles et des nébuleuses (Bregman et Harrington, 1986) ou dans les plasmas de fusion créés par les expériences de confinement inertiel (Hofmann, 1990) dans les tokomaks.
Généralement, on distingue les processus de photoionisation directe et résonante ainsi que les processus de photoionisation multiple déterminés par les phénomènes du “Shake off’’ et de la désexcitation Auger. Ces différents processus sont expliqués en détail dans ce qui suit.
Photoionisation directe, photoionisation résonante
On distingue principalement dans les plasmas constitués d’ions du type Xn+, deux processus de photoionisation: la photoionisation directe (PID) et la photoionisation résonante (PIR).
La photoionisation directe correspond à la transition directe d’un des électrons de l’ion Xn+ vers un état du continuum. C’est un processus à seuil, qui n’est possible que si l’énergie du photon du rayonnement lumineux est supérieure à l’énergie de liaison de l’électron (e−) dans l’ion Xn+ .
La photoionisation résonante est un processus évoluant en deux étapes : une photoexcitation suivie d’une autoionisation. Lorsque l’énergie du photon est supérieure au premier seuil d’ionisation de l’ion Xn+ (condition nécessaire pour l’autoionisation et non pour la photoexcitation), l’absorption du photon par l’ion peut provoquer le transfert d’un ou de plusieurs électrons de l’ion Xn+ vers ses orbitales liées vacantes. Ce phénomène correspond au processus de photoexcitation et laisse l’ion dans un état excité X*n+. La photoexcitation est observée lorsque l’énergie du photon est égale à la différence entre les énergies de liaison des électrons dans les orbitales de départ et les orbitales d’arrivée. En général, l’ion est laissé dans un état très excité avec souvent, une lacune (un trou) en couche interne. Dans le cas où le mode privilégié de désexcitation est l’autoionisation, un électron externe vient combler le trou et l’énergie libérée sert à émettre un électron vers le continuum de l’ion résiduel X(n+1)+ .
Illustration du phénomène d’autoionisation dans le cas des systèmes atomiques à deux électrons
Pour mieux comprendre le phénomène d’autoionisation, considérons le cas particulier des systèmes atomiques X à deux électrons (atome ou ion). On appelle autoionisation, l’ionisation du système atomique X suite à une redistribution de l’énergie au sein même du système atomique se trouvant dans un état excité. Notons que le phénomène d’autoionisation ne peut se produire qu’à condition que l’énergie de la configuration de l’élément X à l’état excité, soit supérieure à la limite d’ionisation simple de l’atome (de l’ion). Autrement dit, les états excités discrets de X* doivent appartenir au domaine du continuum de l’ion résiduel Xn+ .
Envisageons maintenant le cas où les deux électrons sont excités. L’électron (1) est supposé se trouve dans l’état n = 2 et l’autre dans les états p ≥ 2. Lorsque l’électron (2) est dans l’état p = 2, tous les états discrets de la configuration (n = 2, p ≥ 2) du diagramme énergétique noté II, sont situés dans le domaine du spectre continu du diagramme énergétique I. Dans ce cas, l’électron (2) peut soit revenir vers l’état fondamental par émission de photons (flèches vertes de transitions radiatives) soit, passer dans le domaine du continuum de I (flèche bleu). Dans ce cas, la configuration (n = 2, p ≥ 2) se désintègre avec production d’un ion résiduel (He+ ) et d’un électron (e﹣). Le même raisonnement peut être fait lorsque l’électron (1) se trouve au niveau n = 3 et l’autre aux niveaux excités p ≥3 (configuration III) et ainsi de suite. De ce fait, entre les états discrets de II (ou III) et les états continus de I, il y résonance par laquelle l’électron excité a la plus grande probabilité de passer dans le continuum de I : il se produit ainsi une désintégration autoionisante.
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Table des matières
Introduction générale
Chapitre 1: Différents processus de photoionisation, Séries de Rydberg
1.1 Processus de photoionisation
1.1.1 Photoionisation directe, photoionisation résonante
1.1.2 Photoionisation multiple
1.1.3 Illustration du phénomène d’autoionisation dans le cas des systèmes atomiques à deux électrons
1.1.4 Illustration des processus de photoionisation dans le cas de l’ion carbone C+
1.2 Série de Rydberg
1.2.1 Définition, notation
1.2.2 Énergie et largeur naturelle de résonance
Chapitre 2: Méthodes expérimentales et théoriques de photoionisation résonante
2.1 Méthodes expérimentales
2.1.1 Montages de spectroscopie ionique en faisceaux colinéaires
2.1.2 Nouveaux montages de rayonnement synchrotron
2.2 Méthodes théoriques
2.2.1 Généralités
2.2.2 Méthodes de photoionisation résonante
2.3 Section efficace de photoionisation
2.4 Analyse des énergies de résonance : défaut quantique
2.4.1 Notion de défaut quantique
2.4.2 Formule standard du défaut quantique
Chapitre 3: Formalisme général de la méthode de la constante d’écran par unité de charge nucléaire appliqué à la photoionisation
3.1 Genèse de la méthode de la constante d’écran par unité de charge nucléaire
3.1.1 Introduction de la constante d’écran par unité de charge nucléaire
3.1.2 Expression générale des énergies totales des états autoionisants des systèmes atomiques à deux électrons
3.1.3 Procédures variationnelle et semi-empirique de détermination de la constante d’écran par unité de charge nucléaire
3.2 Expression de l’énergie totale des systèmes atomiques à trois électrons
3.2.1 Modèle d’interaction
3.2.2 Expression de l’énergie de l’état fondamental
3.2.3 Expression de l’énergie des états autoionisants
3.3 Expressions générales des énergies et largeurs de résonance des séries de Rydberg des systèmes atomiques à plusieurs électrons
3.3.1 Expression des énergies de résonance
3.3.2 Expression des largeurs de résonance
3.3.3 Analyse des énergies de résonance
3.3.4 Principe de détermination des erreurs absolues
3.4 Applications à l’étude de la photoionisation résonante des ions bérylliumoïdes, des ions Ne+ et F2+, du magnésium Mg et des ions N3+ et N4+
3.4.1 Énergies et largeurs de résonance des séries de Rydberg 2pnl 1,3 P° et 2pnl 1,3 P° de l’ion B+
3.4.2 Énergies et largeurs des séries de Rydberg 2pnl 1,3 P° et 2pnl 1,3 P° des ions bérylliumoïdes C2+, N3+,…., et Ar14+
3.4.3 Énergies de résonance des séries de Rydberg 2s2 2p4 (1D2)ns, nd, 2s2 2p4 (1S0) ns, nd et 2s2p5 (3P2)np de l’ion Ne+
3.4.4 Énergies de résonance des séries de Rydberg 2s2 2p2 (1D)nd (2L), 2s2 2p2 (1S)nd (2L), 2s2p3 (5S0)np (4P) et 2s2 2p3 (3D)np de l’ion F2+
3.4.5 Énergies et largeurs de résonance des séries de Rydberg 3pns 1,3P, 3pnd 1,3P et 3pnd 3D du magnésium Mg
3.4.6 Énergies et largeurs de quelques états de résonance issus de la photoexcitation 1s 2p des ions N3+ et N4+
Conclusion générale
