La photoionisation

Le processus de la photoionisation

La photoionisation est un processus où un photon de fréquence ν d’énergie hν interagit avec un a tome ou une molécule en produisant un ou plusieurs électrons. Le processus de photoionisation simple correspond à l’expulsion d’un électron interne vers le continuum. Le processus de photoionisation double consiste à l’éjection d’un électron interne vers le continuum, suivie d’une seconde ionisation qui est celle d’Auger consistant à l’éjection d’un électron: ce processus, par opposition au précédent, se caractérise par un spectre continu avec des seuils d’ionisation. Le processus de photoionisation intervient quand l’énergie du photon est plus élevée que l’énergie de liaison de la plus faible liaison atomique. Aux énergies supérieures au seuil d’ionisation, le photon est absorbé et l’énergie restante constitue l’énergie cinétique de l’électron éjecté. Le processus de base de la photoionisation est : A + hν ⇒ A+ + e- (I-1) L’ion peut être laissé dans un état excité avec une énergie du photon supérieure à l’énergie du seuil ou au minimum égale à l’énergie de cet état de configuration : A + hν ⇒ A*+ + e- (I-2) Ces deux équations (I-1) et (I-2) correspondent à des processus d’ionisation dits directs. Les processus dits indirects ou ré sonants, eux se produisent à des énergies spécifiques correspondant à l’excitation de deux ou plusieurs électrons vers des orbitales libres, produisant ainsi un état excité neutre. Cet état intermédiaire, de courte durée de vie (10-14s) se situe au dessus du seuil d’ionisation et se désexcite par éjection d’un électron, en laissant l’ion résiduel soit au fondamental soit dans un état excité : A + hν ⇒ A** ⇒A*+ + e- (I-3) Lorsqu’on fait interagir un faisceau de photons d’énergie croissante à l’atome, il existe différentes voies successivement ouvertes : • Etudions le cas le plus simple qui est l’atome d’hélium dans son état fondamental, avec ses deux électrons sur la même sous couche ( He 1s 2 1 S0). Le processus d’énergie la plus faible, entre 20 e t 24,6 eV, est l’excitation d’un électron vers un orbital atomique vide : He (1s 2 1 S0) + hν ⇒ He* n ≥ 2 (I4) Un tel type d’interaction ne peut avoir lieu que pour des énergies de photons discrètes. • Si l’énergie du ph oton dépasse le seuil de première ionisation, la photoionisation peut se produire et l’ion restant soit à son état fondamental n=1 entre 24,6 à 64,5 eV : He(1s 2 1 S0) + hν ⇒ He+ + e- (I5) Soit dans un état excité au dessus de 64,5 eV pour n=2, de 72,9 eV pour n=3. He(1s 2 1 S0) + hν ⇒ He*+ + e- n≥ 2 n’≥3 (I6) • A diverses énergies discrètes de photon, entre 60 et 79,0 eV, l’excitation simultanée des deux électrons est possible : He(1s 2 1 S0) + hν ⇒ He** n, n’≥2 (I-7) • Au-delà de 79,0 eV, la double ionisation peut se produire en compétition directe avec les processus d’ionisation simple : He(1s 2 1 S0) + hν ⇒ He+ + + 2e- (I8) 

Etude expérimentale de la photoionisation

Le développement rapide de l’étude expérimentale des processus de photoabsorption pour les atomes et les ions, est devenu possible grâce à l’utilisation des faisceaux intenses de photons produits par les rayonnements synchrotron et laser dans le domaine spectral de l ’ultraviolet lointain et des rayons X mous. Les énergies correspondantes sont comprises entre 20 e t 1000eV. C’ est dans ce domaine où s’e xcitent la plupart des états d’autoionisation des atomes et des ions dont la désintégration peut être radiative avec émission de photons ou non radiative avec émission d’électrons. Dans leurs travaux, Madden et Codling [5], grâce aux sources de rayonnement synchrotron ont observé la photoabsorption de l’hélium dans le domaine spectrale correspondant à l’ultraviolet lointain (165-200A). Cela a permis d’observer les résonances correspondant à l’excitation des états autoionisants convergeant vers les seuils d’excitation n=2, n=3 et n=4 de l’ion He + . Les paramètres résonants tels que l’énergie d’excitation, la largeur et l’indexe de profile de la résonance (2S2P) 1 P ont été déterminés ainsi que la section efficace de photoabsorption de l’hélium au voisinage de cette résonance. L’avènement des lasers à p ulses très rapides ainsi que les nouvelles sources synchrotron à haute résolution ont donné un nouvel élan à l’étude expérimentale. En effet, les lasers offrent la possibilité de fournir de l’énergie lumineuse sous formes d’impulsions brèves, tout en conservant une puissance moyenne à peu prés constante ; des puissances instantanées très élevées et donc de très grands champs électriques donnant accès à une ionisation multiphotonique. Ces impulsions ont ainsi permis des avancées très significatives dans l’étude de ces phénomènes ultrarapides. Les principaux paramètres décrivant le profil d’absorption de la résonance 3s3p (1 P) de l’hélium, ont été déterminés par Dhez et Ederer [20], en utilisant une source de rayonnement synchrotron et en mesurant la section efficace de photoabsorption, avec un pouvoir de résolution énergétique plus élevé que dans les expériences de Madden et Codling [5,6]. En 1995, Domke et al [21] ont étudié les résonances des états doublement excités 1 P0 sous les seuils n=2 jusqu’à n = 9 en utilisant une source de radiation synchrotron. Ils ont déterminé leur énergie de résonance, leur largeur de résonance ainsi que leur indexe de profil. En 1996, K.Schulz et al [22] ont, eux aussi, utilisant une résolution spectrale de rayon-X avec une gamme allant de 1.0 meV à 64.1 eV, travaillé sur la résonance des états doublement excités de l’hélium. Plus récemment en 2005, James R Harries et al [13] ont observé la photoionisation partielle de l’hélium. Grâce à des techniques de détection pour séparer les différentes phases de l’autoionisation, ils ont déterminé les sections efficaces de l’hélium de l’état 2s (2 s) et 2p (2 p) aux états 3lnl’ doublement excités.