jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
domaine D = 876 — Série A G. R. Acad. Sci. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Nous mentionnerons pour terminer les résultats obtenus en étudiant l'hypothèse 0 à partir du même ds2. L'unique équation de Maxwell exige 0. Supposant 0, on tire Il faut p3 > A2. Reste l'équation Une des fonctions étant arbitraire, choisissons Z = log z2n. Ceci conduit aux conditions A2 z2 < 4 n2; (2 n - 1) > 0; (n - 1) > 0. Puis h 2, rf donnent les restrictions supplémentaires (condition suffisante pour p > 0 si 0). Par ailleurs, on vérifie
pour p > 0 si 0). Par ailleurs, on vérifie que h 2, rf et p ne dépendent que de z. (Une des fonctions r, f est arbitraire.) Avec n = 4/3; nous avons donc la solution : , arbitraire. Domaine de validité Séance du 31 janvier 1972. Comptes rendus, 274, série A, 1972, p. 467. 657, rue de Robes, 02 Guise, Aisne. HEBDOMADAIRES DES SÉANCES DE L'ACADÉMIE DES SCIENCES GAUTHIER-VILLARS ÉDITEUR-IMPRIMEUR-LIBRAIRE DES COMPTES RENDUS DE L'ACADÉMIE DES SCIENCES Paris. — Quai des Grands-Augustins, 55 185 000-72 Imprimé en France HEBDOMADAIRES DES SÉANCES DE L'ACADÉMIE DES SCIENCES PUBLIÉS CONFORMÉMENT À
HEBDOMADAIRES DES SÉANCES DE L'ACADÉMIE DES SCIENCES PUBLIÉS CONFORMÉMENT À UNE DÉCISION DE L'ACADÉMIE EN DATE DU 13 JUILLET 1835 PAR MM. LES SECRÉTAIRES PERPÉTUELS AVEC LE CONCOURS DU CENTRE NATIONAL DE LA RECHERCHE SCIENTIFIQUE TOME DEUX CENT SOIXANTE-QUARANTE QUATRE IEME SÉRIE B : SCIENCES PHYSIQUES DEUXIÈME PARTIE : MARS-AVRIL 1972 PARIS GAUTHIER-VILLARS ÉDITEUR 1972 C. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 673 NOTES DES MÉMÈBES ET CORRESPONDANTS ET NOTES PRÉSENTÉES OU TRANSMISES PAR LEURS SOINS MAGNÉTISME. — Préparation et propriétés magnétiques des alliages Cr Sn1 Te. Note de MM. OUKI GOROCHOV, ABOU KATALL
Cr Sn1 Te. Note de MM. OUKI GOROCHOV, ABOU KATALL et PATRICK LEROUX HUGON, transmise par M. Louis Néel. Description de la préparation, de l'analyse et des propriétés magnétiques d'un alliage semi-conducteur à spins dilués (Cr Sn1 Te). Nous observons des interactions ferromagnétiques particulièrement élevées. Les températures de Curie observées sont comprises entre 160 et 210 K. Des études poursuivies depuis quelques années ont montré qu'il était possible d'obtenir des interactions ferromagnétiques entre atomes magnétogènes (Mn, Eu) mis en solution solide dans des matrices constituées par les semi-conducteurs extrinsèques que sont les composés IVB — VIB [(1) à (4)]. Dans
sont les composés IVB — VIB [(1) à (4)]. Dans le travail décrit ici nous avons plus particulièrement étudié l'alliage Cr Sn x Te. PRÉPARATION DES ÉCHANTILLONS. — Tous les échantillons ont été préparés par union des éléments (Sn 99,9999, Te 99,999 et Cr 99,99) en ampoules de silice scellées sous vide. Les premiers essais ont permis de conclure à partir de l'observation métallographique que seules les compositions comprises entre x = 0 et x = 0,005 conduisaient à des phases homogènes. En vue d'une étude plus approfondie, des échantillons monocristallins cylindriques (8 mm de diamètre et 50 mm de
monocristallins cylindriques (8 mm de diamètre et 50 mm de longueur) ont été obtenus en four de Bridgman. La ségrégation du chrome entre phase liquide et solide conduit, dans ce cas à une variation importante de la concentration en chrome le long du cristal et nous avons été amenés à analyser chaque échantillon parallélépipédique (1x3x6 mm) taillé dans le lingot. Les échantillons ont été taillés et classés dans les conditions suivantes : (A) échantillon taillé perpendiculairement à l'axe de croissance [111] dans la partie inférieure du lingot; (B) partie centrale; (C) partie supérieure. ANALYSE DES ÉCHANTILLONS (voir tableau). — Trois
(C) partie supérieure. ANALYSE DES ÉCHANTILLONS (voir tableau). — Trois méthodes ont été successivement utilisées : l'observation au microscope métallographique, l'analyse par microsonde de Castaing et l'étude par microanalyseur ionique (fig. 1). Pour tous les échantillons de teneurs supérieures à x = 0,005 nous observons dans toutes les parties du lingot des précipités de CrTe (aiguilles orientées par rapport à la matrice). Dans les alliages à x = 0,004 et x = 0,005 le précipité n'apparaît que dans la partie supérieure du monocristal. Le microanalyseur ionique a permis, d'autre part, de doser le chrome présent dans la matrice pour tous
de doser le chrome présent dans la matrice pour tous les échantillons. Cette méthode, beaucoup 674 — Série B G. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Fig. 1 a. — Image obtenue avec un microscope métallographique. Échantillon à x = 0,02. Fig. 1 b. — Image obtenue à l'aide de la microsonde de Castaing (CAMECA). Rayonnement Kα du chrome : x = 0,02. Fig. 1 c et 1 d. — Images obtenues avec le microanalyseur ionique (CAMECA); Analyse sélective du chrome. 1 c : Échantillon 4 C (x = 0,004) (hétérogène). 1 d : Échantillon 2B (x
(x = 0,004) (hétérogène). 1 d : Échantillon 2B (x = 0,002) (homogène). plus sensible que les deux précédentes, met en doute l'homogénéité de certains échantillons (mais il est difficile de faire une distinction entre les défauts de surface et les précipités observés). ÉTUDE DES PROPRIÉTÉS MAGNÉTIQUES. — Nous avons mesuré la susceptibilité magnétique de cinq lingots monocristallins. La susceptibilité corrigée du diamagnétisme sous-jacent des alliages homogènes s'est avérée très G. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 675 Fig. 2 Fig. 3 Fig. 2. — Aimantation à 77°K (a en u. é. m. C.
— Aimantation à 77°K (a en u. é. m. C. G. S. par mole Cr x Sn1-xTe) en fonction du champ magnétique (H en kGs). Fig. 3. — Inverse de la susceptibilité magnétique (x en u. é. m. G. C. S. par mole Cr Sn1-xTe) en fonction de la température. faible à température ambiante; elle ne devient aisément mesurable qu'à plus basse température et au voisinage de la température de Curie. Les échantillons homogènes au microanalyseur ionique suivent la loi de Curie-Weiss avec des températures de Curie qui varient entre 460 et 210 K. Les phases hétérogènes ont une susceptibilité
460 et 210 K. Les phases hétérogènes ont une susceptibilité beaucoup plus élevée, qui peut correspondre à la présence de CrTe ferromagnétique (T = 340 K). TABLEAU x = 0,002 Échantillon ABC x = 0,003 Échantillon ABC x = 0,004 Échantillon ABC x = 0,005 Échantillon ABC 676 — Série B G. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Les mesures d'aimantation en fonction du champ magnétique à 77 K montrent le caractère ferromagnétique, de ces phases (fig. 2). La saturation est obtenue avec un champ excessivement faible et égal au champ résiduel de l'électro-aimant (quelques dizaines de
et égal au champ résiduel de l'électro-aimant (quelques dizaines de gauss). L'aimantation en fonction de la température conduit à des températures de Curie ferromagnétiques très proches des températures de Curie paramagnétiques. CONCLUSION. Il apparaît que les différentes méthodes de caractérisation conduisent aux résultats suivants : Les échantillons sont hétérogènes (précipité de CrTe) pour des teneurs supérieures à 0,005 et dans les parties supérieures de tous les lingots ; les autres échantillons semblent homogènes et une partie du chrome se trouve en solution solide dans la matrice. Nous observons, pour les phases dites homogènes, des propriétés magnétiques qui diffèrent de celles
phases dites homogènes, des propriétés magnétiques qui diffèrent de celles observées pour les échantillons hétérogènes ; ce qui nous permet de conclure que, sous réserve de la présence éventuelle d'une phase inconnue et non observable par les méthodes d'analyses utilisées, les propriétés magnétiques mesurées seraient bien dues au chrome dilué dans SnTe. Les interactions magnétiques de la phase Cr2Sn2Te3 sont très supérieures à celles décrites précédemment dans les alliages MnOeSn2OeTe (4 K/at. %) et, dans les alliages Au-Cr (12 K/at.%) et Au-Mn (4 K/at. %) (5). L'analyse des alliages Cr2Sn2Te3 sera poursuivie ainsi que l'étude de leurs propriétés électriques (résistivité
sera poursuivie ainsi que l'étude de leurs propriétés électriques (résistivité et effets galvanomagnétiques). Les mesures d'aimantation ont été réalisées dans le Laboratoire de M. Poix et de M. Bernier. L'analyse par microanalyseur ionique a été effectuée sur un appareil de la Société CAMECA. Séance du 21 février 1972. J. COHEN, A. GLOBA, P. MOLLARD, H. RODOT et M. RODOT, J. Physique, Colloque C 4 (suppl. au n° 11-12), 29, 1968, p. C 4-142. M. P. MATHUR, D. W. DEIS, C. K. JONES, A. PATTERSON, W. J. CARR Jr et R. C. MILLER, J. Appl. Phys., 41, n° 3, 1970, p.
C. MILLER, J. Appl. Phys., 41, n° 3, 1970, p. 1005-1007. M. P. MATHUR, D. W. DEIS, C. K. JONES, A. PATTERSON et W. J. CARR Jr, J. Appl. Phys., 42, n° 4, 1971, p. 1693-1695. M. P. MATHUR, D. W. DEIS, C. K. JONES, A. PATTERSON et W. J. CAR Jr IBM Res. J. and Devel., 14, 1970, p. 229-231. O. S. LUTES et J. L. SCHMIT, Phys. Rev., 134, n° 3 A, 1964, p. A 676-A683. O. G. et A. K. : Laboratoire de Chimie minérale, Équipe associée au C. N. R. S., U. E. R. n° 40,
au C. N. R. S., U. E. R. n° 40, Université René Descartes, 4, avenue de l'Observatoire, 15-Paris, 6e; P. L. H. : Laboratoire de Physique du Solide, C.N.R.S., 92-Meudon-Bellevue, Hauts-de-Seine. G. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 677 ÉLECTROMAGNÉTISME. — Détermination de la densité de charges sur le conducteur central d'une ligne microbande. Note de MM. JACQUES ATECHIAN et RAYMOND CHAMPAGNE, transmise par M. Léopold Escande. La détermination précise, de la densité de charges sur le conducteur central d'une ligne microbande permet la connaissance rapide avec une bonne précision, du champ électromagnétique en
connaissance rapide avec une bonne précision, du champ électromagnétique en un point quelconque de la microbande. Nous avons déterminé cette densité de charges, en résolvant par la méthode de « Point Matching » (1) une équation intégrale de première espèce. Soit une structure microbande représentée par la figure 1. Nous supposerons l'épaisseur t du conducteur central négligeable. En faisant l'approximation d'un mode quasi-TEM, le champ électromagnétique peut être déduit d'un potentiel scalaire V, solution de l'équation de Poisson. Cette solution, pour une charge unité, placée au point M0 (x0, y0) est la fonction de Green (2), AWith 678 — Série
est la fonction de Green (2), AWith 678 — Série B C. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Fig. 2 Le potentiel en tout point de la microbande est alors donné par p (x0) étant la densité de charges sur le conducteur central. Pour déterminer p (x0), nous écrivons que le potentiel sur le conducteur central est constant. Soit (3) est une équation intégrale de première espèce. Appliquant la méthode des moments, nous décomposons la densité de charges p (x0) dans une base de fonctions fn (x0) et le second membre dans une base de fonctions gm
et le second membre dans une base de fonctions gm (x) Rapportant ces valeurs dans (3), on obtient Pour évaluer on applique la méthode de « Point Matching ». fn (x0) est la fonction rectangle définie sur gm (x) est la fonction de Dirac δ(x0). G. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 679 La détermination de la densité de charges, revient à calculer sur ordinateur et par suite, après une inversion de matrice, les an. Cette méthode nous a donné les résultats indiqués par la figure 2. Séance du 14 février 1972. (1) R.
la figure 2. Séance du 14 février 1972. (1) R. F. HARRINGTON, Field computation by moment methods, Mac Millan, N. Y., 1968. (2) E. YAMASHITA et K. ATSUKI, Stripline with rectangular outer conductor and three dielectric layers (IEEE Trans on M. T. T., mai 1970). Laboratoire de Microondes, E.N.S.E.E.I.H.T., 2, rue Charles-Camichel, 31-Toulouse, Haute-Garonne. 680 — Série B C. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) ÉLECTROMAGNÉTISME. — Sur le rayonnement d'une antenne biconique placée dans une cavité diélectrique au sein d'un milieu absorbant. Note de MM. PIERRE DEGAUQCE, JACQUES FONTAINE et ROBERT GAUILLARD, présentée par M. Maurice
DEGAUQCE, JACQUES FONTAINE et ROBERT GAUILLARD, présentée par M. Maurice Ponte. Dans une Note précédente (1) nous avons montré l'intérêt de l'emploi des hautes fréquences pour la réalisation de télécommunications à travers un milieu absorbant, à l'aide d'une antenne biconique mince, de longueur 2 a, placée dans une cavité diélectrique de rayon a. Nous étudions dans cette Note le cas où l'antenne n'est plus en contact avec les parois de la cavité. Nous montrons qu'en haute fréquence, le rayon de la cavité a peu d'influence sur la valeur du champ rayonné et sur l'accord de l'antenne qui reste le paramètre
rayonné et sur l'accord de l'antenne qui reste le paramètre le plus important. Dans une Note précédente, nous avons donné les courbes représentant, pour une fréquence donnée, la variation de l'impédance d'entrée d'une antenne biconique mince ainsi que l'intensité du champ électrique E0 en fonction de la longueur de l'antenne. Nous avons supposé que l'antenne de longueur 2 a était placée dans une cavité diélectrique de rayon b = a au sein d'un milieu conducteur homogène et infini. Nous allons étudier l'influence du rayon b de la cavité sur l'impédance d'entrée de l'antenne et sur l'amplitude des champs rayonnés. Ceux-ci
d'entrée de l'antenne et sur l'amplitude des champs rayonnés. Ceux-ci peuvent être calculés à partir des expressions données par Tai (2). C. R. Acad. Sci. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 681 Nous nous intéressons uniquement à des fréquences supérieures à la valeur fu qui est la fréquence pour laquelle l'amplitude du champ est égale à celle que l'on obtiendrait avec une émission en courant continu (4). Nous effectuons les calculs numériques en prenant le même exemple que dans la Note précédente (*). Nous prenons donc comme conductivité du milieu conducteur cr = 2.10-4 mho/m, une permittivité
conductivité du milieu conducteur cr = 2.10-4 mho/m, une permittivité relative £r = 5, une distance de liaison r = 480 m, ce qui donne une fréquence fM = 7,2 MHz. Nous nous limitons à des valeurs de b telles que 1 < ba < 2,5. Fig. 2 Nous donnons, sur la figure 1, la variation de l'impédance d'entrée en fonction de k0 pour bja = 1,5. Nous remarquons que l'allure de la courbe est identique à celle obtenue pour une antenne directement en contact avec les parois de la cavité [fig. 1 (1)]. L'accord de l'antenne est défini lorsque
cavité [fig. 1 (1)]. L'accord de l'antenne est défini lorsque la partie imaginaire de l'impédance d'entrée est nulle. En pratique, les accords intéressants seront ceux qui donnent une faible résistance d'entrée. Ceux-ci se produisent pour les valeurs de k0a telles que k0a = 1,35 et 4,5, c'est-à-dire pour des résonances d'antenne en quart d'onde et trois quarts d'onde. Des calculs faits avec d'autres valeurs de b ont montré que l'allure des courbes de la figure 1 était peu modifiée. Lorsque b augmente, les valeurs de k0a aux accords tendent vers les valeurs limites obtenues pour une antenne placée dans l'air
les valeurs limites obtenues pour une antenne placée dans l'air (kaa = 1,45 et 4,6). 682 —Série B G. R. Acad. Sci. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Sur la figure 2, nous avons représenté la variation de la résistance d'entrée, pour les deux accords définis ci-dessus, en fonction du rapport bja, la fréquence étant prise comme paramètre. On remarque tout d'abord que cette résistance d'entrée est, comme précédemment (1), pratiquement indépendante de la fréquence. Nous voyons de plus qu'il existe des valeurs particulières du rayon de la cavité donnant une resistance d'entrée minimale. Celle-ci est obtenue approximativement lorsque la
une resistance d'entrée minimale. Celle-ci est obtenue approximativement lorsque la cavité résonne en (2 n + 1) 1/2, les résonances en n donnant une résistance maximale. Fig. 3 Cependant, il est intéressant de noter que la valeur de la résistance d'entrée reste faible et varie dans un rapport très limité (3 au maximum) Par conséquent, l'effet de résonance de la cavité est relativement peu important dans la « fenêtre H.F. ». Quel que soit le rayon b de la cavité, les ondes électromagnétiques restent donc couplées au milieu extérieur. Afin de préciser ce résultat, nous avons représenté sur la figure
de préciser ce résultat, nous avons représenté sur la figure 3, la variation du champ E0 en fonction du rapport bja, pour différentes valeurs de la fréquence et pour les deux accords de l'antenne. La tension d'alimentation Ve de l'antenne est supposée constante, l'angle caractérisant la position du récepteur est choisi de telle façon que E0 soit maximal. On remarque que l'amplitude du champ a les mêmes fluctuations, mais en sens contraire, que la résistance d'entrée. La théorie générale (2) montre cependant qu'il n'existe pas de relation simple entre ces deux grandeurs. Comme dans l'exemple étudié dans la Note précédente
deux grandeurs. Comme dans l'exemple étudié dans la Note précédente (*), l'amplitude du champ à la première résonance varie très peu lorsque la fréquence augmente, et ceci quelle que soit la valeur du rapport bja. C. R. Acad. Sci. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 683 L'examen de ces courbes mène à la conclusion suivante : Dans la fenêtre « haute fréquence », la valeur du rayon de la cavité dans laquelle l'antenne est placée n'a que peu d'influence sur l'accord de l'antenne et sur l'amplitude du champ reçu. Le paramètre le plus important reste la longueur
champ reçu. Le paramètre le plus important reste la longueur de l'antenne qui doit toujours être ajustée de manière à réaliser des résonances en quart d'onde ou trois quarts d'onde. (*) Séance du 31 janvier 1972. (1) P. DEGAUQUE, J. FONTAINE et R. GABILLARD, Comptes rendus, 274, série B, 1972, p. 23. (2) C. T. TAI, Un radiation and radiating Systems in the presence of a dissipative medium, Cruft Lab., Harvard University, Cambridge, Mass., Rept. n° TR 77, May 1949. Laboratoire de Radiopropagation et Électronique, Service Électronique, U.E.R., I. E. E. A., Bât. P3, B. P. n° 36, 59-Villeneuve-d'Ascq, Nord.
E. A., Bât. P3, B. P. n° 36, 59-Villeneuve-d'Ascq, Nord. 684 — Série B C. R. Acad.-Sci. Paris, t. 274 (6 mars 1972) DIFFRACTION ÉLECTRONIQUE. — Étude expérimentale du profil d'intensité des lignes de Kikuchi. Note (*) de MM. PHILIPPE DUVAL et LUCIEN HENRY, transmise par M. Gaston Dupouy. Le profil d'intensité expérimental des lignes de Kikuchi formées par les ondes diffusées par plasmons à l'intérieur de monocristaux de faible épaisseur correspond à celui des figures de diffraction prévu par la théorie dynamique de la diffraction appliquée au cas d'un faisceau incident divergent. Lorsqu'un faisceau électronique parallèle traverse une couche
faisceau incident divergent. Lorsqu'un faisceau électronique parallèle traverse une couche très mince monocristalline, le diagramme de diffraction est constitué de taches fines et lumineuses, mais lorsque l'échantillon est plus épais, il apparaît en outre sur le diagramme des paires de lignes sombre et lumineuse dont Kikuchi (4) donna le premier une interprétation. Les résultats expérimentaux que nous avons obtenus nous ont permis de constater que le profil de ces lignes formées par la diffusion des ondes à l'intérieur du cristal était en tout point identique à celui que fournit l'application de la théorie dynamique de la diffraction au cas particulier
de la théorie dynamique de la diffraction au cas particulier de l'éclairage divergent. Il est bien évident que nous avons pris toutes les précautions pour éviter des diffusions par des couches parasites de surface. (*) Séance du 31 janvier 1972. (1) P. DEGAUQUE, J. FONTAINE et R. GABILLARD, Comptes rendus, 274, série B, 1972, p. 23. (2) C. T. TAI, Un radiation and radiating Systems in the presence of a dissipative medium, Cruft Lab., Harvard University, Cambridge, Mass., Rept. n° TR 77, May 1949. Laboratoire de Radiopropagation et Électronique, Service Électronique, U.E.R., I. E. E. A., Bât. P3, B. P.
Électronique, U.E.R., I. E. E. A., Bât. P3, B. P. n° 36, 59-Villeneuve-d'Ascq, Nord. Dans le cas d'un monocristal d'épaisseur uniforme et éclairé par un faisceau parallèle (onde plane de vecteur d'onde k0 écarté de AO de la position de réflexion de Bragg) si une seule réflexion se produit (pour les plans réticulaires de vecteur g dans le réseau réciproque) les intensités transmise et diffractée dans les directions k0 et k0 + g sont respectivement égales à est la distance d'extinction et = est appelé écart à l'angle de Bragg. Dans le cas d'un faisceau divergent aux ondes dont les
Dans le cas d'un faisceau divergent aux ondes dont les vecteurs d'ondes font un angle AO = 0 avec l'angle de Bragg correspondent les intensités transmise Ij (w = 0) et diffractée (w = 0) dans des directions qui constituent les génératrices de deux portions de cônes d'axes respectifs — g et + g et d'angles au sommet de valeurs égales à [(/2) — G] coupant le plan de la figure de diffraction selon deux portions d'hyperboles de sommets O et G assimilables à deux segments de droites. De même aux vecteurs d'ondes faisant un angle AG avec l'angle de
aux vecteurs d'ondes faisant un angle AG avec l'angle de Bragg correspondent des intensités transmise L = L (w = w) et diffractée w) dans des directions qui constituent les génératrices de deux portions de cônes d'axes — g et + g et d'angles au sommet de valeurs respectivement égales à [(TX/2) — G — AG] et [(/2) — G + AG] qui coupent le plan du diagramme de diffraction suivant deux droites parallèles écartées de O et G d'une distance proportionnelle à AG, c'est-à-dire à w. Il s'ensuit qu'à l'ensemble des vecteurs d'ondes d'un faisceau incident divergent correspondent sur
l'ensemble des vecteurs d'ondes d'un faisceau incident divergent correspondent sur le diagramme de diffraction deux figures, centrées l'une en O et l'autre en G, dont les intensités suivant les directions parallèles à O G varieront en fonction de w respectivement selon les relations = (w) et = Ig (w). C'est ce type de répartition d'intensité que l'on observe sur les photographies 1 et 2 qui représentent des diagrammes de diffraction d'une couche mince d'aluminium éclairée avec un faisceau faiblement divergent; mais on observe, en outre, sur ces clichés un phénomène bien connu : des maximums et des minimums d'intensité apparaissent
bien connu : des maximums et des minimums d'intensité apparaissent dans les régions où seuls interviennent les faisceaux diffusés et ils se situent exactement dans le prolongement de ceux existants à l'intérieur du cône de divergence. Ce sont ces figures qui constituent les lignes de Kikuchi. De plus, les profils d'intensité relevés à l'intérieur du cône de divergence sont identiques à ceux relevés à son voisinage dans le cône de diffusion, et cela quelle que soit la valeur de l'écart à l'angle de Bragg du faisceau incident. Il en est ainsi sur les relevés densitométriques de la figure 3 effectués
ainsi sur les relevés densitométriques de la figure 3 effectués sur le diagramme reproduit sur la figure 2 (les intensités maximales sont ramenées à l'unité pour faciliter la comparaison). Il résulte que, si ce résultat est vérifié en toutes circonstances, la théorie dynamique de la diffraction appliquée à l'éclairage divergent doit permettre non seulement de prévoir les variations des profils des lignes avec l'écart à l'angle de Bragg, mais encore de prévoir leurs variations avec l'épaisseur de l'échantillon. C'est ce que nous avons pu vérifier sur un échantillon d'aluminium en formant les diagrammes de diffraction pour des régions d'épaisseur croissante
formant les diagrammes de diffraction pour des régions d'épaisseur croissante (respectivement voisines de en nous repérant sur des franges d'égale épaisseur. Il apparaît clairement sur ces photographies (fig. 4) que le contraste des lignes s'inverse conformément aux résultats de la théorie à deux ondes lorsque l'épaisseur augmente d'une demi-distance d'extinction. En outre, on peut voir sur les enregistrements (fig. 5) correspondant à ces clichés que les positions des maximums et minimums secondaires sont celles prévues théoriquement avec = 1057 A pour la réflexion 220 de l'aluminium pour des épaisseurs égales à g, 1,6 g, 1,8 g et 2,1 g. Les