jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
(particulièrement H) au voisinage de A' et A" risque de fausser les indications du maximètre, on se ramènera, au besoin en utilisant un cache convenable, à déposer sur les témoins uniquement des couches demi-onde (deux zéros successifs du signal), tandis que les dépôts sur E seront quart d'onde pour X2. On peut reprocher à cette méthode de mettre en jeu des supports différents pour les dépôts sur E et sur G' ou G". 4. EMPLOI DU MAXIMÈTRE ET DE L'ORDINATEUR. — Le maximètre est utilisé ici uniquement comme un dispositif délivrant un signal facile à pointer. Les longueurs d'onde A'
délivrant un signal facile à pointer. Les longueurs d'onde A' et A" calculées au début de cette Note n'interviennent plus que pour signaler le domaine spectral au voisinage duquel se situent les longueurs d'onde de contrôle visibles, qui sont maintenant calculées pour chaque couche par l'ordinateur. 1° Miroir ultraviolet contrôlé par le visible. — Soient e' et e" les épaisseurs à réaliser pour avoir des couches quart d'onde B et H dans l'ultraviolet pour X2 ; un cache nous ramène à déposer sur G des épaisseurs d' = 2 e' et d" = 2 e". Nous utiliserons un seul témoin
et d" = 2 e". Nous utiliserons un seul témoin Ga. Ga. méthode. — Supposons que (N — 1) couches d'épaisseur correcte aient été déposées sur G; la dernière couche est par exemple une couche. B, et a été contrôlée avec une radiation visible Xk_,; de telle sorte que l'on ait 698 — Série B C. R. Acad. Sc. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Les épaisseurs des couches antérieures étant connues, l'ordinateur permet de calculer XN, telle que = 0 pour le filtre à N couches, quand on a déposé l'épaisseur d" de la substance H. On utilisera donc
déposé l'épaisseur d" de la substance H. On utilisera donc pour réaliser ce dépôt X — XN, après avoir ajusté = 0; et on poursuivra l'opération jusqu'à l'annulation du signal. Cette méthode a été utilisée par M. Pelletier (8). b. Deuxième méthode— Nous calculons pour que dS/d (c'est-à-dire s'annule, au début et à la fin du dépôt de la Nième couche, quand elle a l'épaisseur d". Cela entraîne une relation indépendante de A : N est racine de cette équation; on montre facilement que c'est une longueur d'onde qui rend maximum ou minimum. Pour déposer la Nième couche, on règle
maximum ou minimum. Pour déposer la Nième couche, on règle le monochromateur sur N et on annule au départ le signal d (AT) d en agissant sur le réglage de A. On poursuit le dépôt jusqu'à l'obtention d'un autre zéro pour le signal (on peut facilement, selon les cas, tenir compte de zéros intermédiaires). 2° Miroir infrarouge contrôlé par le visible. — On peut utiliser l'une ou l'autre méthode, mais on n'a besoin ni de témoin ni de cache, Le contrôle se fait directement sur E; on calcule N pour avoir l'épaisseur e' ou e" quand on observe deux zéros
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 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
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
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
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
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
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.
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),
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
(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
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,
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.
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
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
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
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
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
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
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 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
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
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
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,
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
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),
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, 270, série B, 1970, p. 309. (2) R. W. NICHOLLS,
270, série B, 1970, p. 309. (2) R. W. NICHOLLS, Ann. Geophys., 14, 1958, p. 208. (3) J. JANŇA, Czechoslovak J. of Phys., B, 15, 1965, p. 662-666. (4) G. HERZBERG, Molecular spectra and molecular structure. I : Spectra of diatomic molecules, D. Van Nostrand Co, New York, 1950. Laboratoire de Physique des Décharges, Équipe de Recherches du CNRS n° 114, École Supérieure d'Électricité, 10, avenue Pierre-Larousse, 92-Malakoff, Hauts-de-Seine. C. R. Acad. Sc. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 707 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE. — Spectres de diffusion Raman des halogènes cuivreux à température ordinaire et à basse température.
des halogènes cuivreux à température ordinaire et à basse température. Note de MM. BERNARD PREVOT, CONSTANTIN CARABATOS et GUY LEROY, présentée par M. Jean Lecomte. Les spectres de diffusion Raman du premier et du deuxième ordre sont présentés à la température ambiante et à basse température pour les trois halogènes cuivreux. Une première assignation est avancée quant aux raies du deuxième ordre. Les halogènes de cuivre, CuCl, CuBr et Cul, appartiennent au groupe spatial symmétrique T = 43 m. Ce réseau est pratiquement celui du type diamant, à cette différence que les deux sous-réseaux à faces centrées, sont constitués d'ions
que les deux sous-réseaux à faces centrées, sont constitués d'ions d'espèces différentes; ils entrent dans la catégorie des composés binaires de structure blende. Pour cette structure, on s'attend à observer les modes optiques transverse et longitudinal au premier ordre. Dans le cas de la diffusion Raman du deuxième ordre, des phonons de vecteur d'onde non nul peuvent intervenir et en particulier, les phonons bord de zone, à condition que les symétries des vibrations soient compatibles avec les règles de sélection. Une telle analyse, par la théorie des groupes, a été effectuée pour la première fois par Birman (2) et reprise
effectuée pour la première fois par Birman (2) et reprise plus tard par Nielsen (3) à propos de ZnS. Deux phonons issus des points critiques X, L ou W peuvent participer soit à des combinaisons additives ou soustractives, si les deux modes appartiennent à des représentations irréductibles différentes, soit à des fréquences d'harmoniques si les deux modes appartiennent à la même représentation. Nous avons effectué des expériences de diffusion Raman sur des monocristaux des trois halogènes cuivreux, préparés dans le Laboratoire de Spectroscopie. Les mesures ont été menées à la température ordinaire et à 190 K. Les figures 1, 2
température ordinaire et à 190 K. Les figures 1, 2 et 3 montrent les spectres obtenus à ces deux températures pour CuCl, CuBr et Cul. Dans le tableau sont rassemblés les différents résultats expérimentaux, compte tenu des raies parasites dues au néon. Le spectre de diffusion Raman de CuCl a déjà été étudié par Krauzman (4). Nos résultats sont comparables aux siens à cette différence que nous n'avons pu détecter la raie à 64 cm-1 (75 cm-1 à 90 K). Les données concernant l'absorption infrarouge des halogènes de cuivre (5), ainsi que de récentes déterminations des courbes de dispersion par
ainsi que de récentes déterminations des courbes de dispersion par technique neutronique sur CuCl (6) et Cul (7) permettent l'assignation des raies dues aux phonons optiques TO et LO pour ces deux composés. Pour CuCl, nous attribuons donc la raie à 161 cm-1 (166 cm-1 à 190 K) au mode transverse optique, tandis que la raie à 199 cm-1 (212 cm-1) est due au mode longitudinal optique. La troisième raie, observée à 122 cm-1, se déplaçant à 131 cm-1 à basse température, semble provenir d'une combinaison additive de phonons; Son déplacement avec la température (8 %) est important comparativement à
déplacement avec la température (8 %) est important comparativement à celui des modes fondamentaux. Dans cette hypothèse, sa position correspondrait bien à la combinaison LA(L) + TA(L) active en Raman du deuxième ordre, et dont la valeur est 130 cm-1 ± 5 d'après nos mesures aux neutrons. Pour CuBr, nous observons une faible structure vers 75 cm-1 à température ordinaire et sur certains spectres à basse température; elle pourrait être l'analogue de la raie à 64 cm-1 (75 cm-1 à 90 K) observée par Krauzman sur CuCl. Dans ce cas, il s'agirait d'une combinaison soustractive au point critique L (LA(L)–TA(L))
il s'agirait d'une combinaison soustractive au point critique L (LA(L)–TA(L)) ou d'un harmonique de la TA(X) ou TA(L). Nous attribuons la raie à 161 cm-1 (169 cm-1) au mode LO, tandis que la raie centrée à 115 cm-1, se dédoublant à basse température correspond au mode TO et à un mode de combinaison additive. Un autre argument en faveur de cette interprétation est l'augmentation de la largeur à mi-hauteur de cette raie lorsque la température décroît (28 cm-1 à 295 K contre 32 cm-1 à 190 K. Dans cette hypothèse, on peut penser que le mode TO se situerait du
on peut penser que le mode TO se situerait du côté des hautes énergies vers 125 cm-1 (131 à 190 K), tandis que la combinaison serait du côté des basses énergies vers 110 cm-1 (121 à 190 K) et correspondrait à TA(L) + LA(L) par analogie avec CuCl. Pour Cul, les raies observées à 124 cm-1 (128 cm-1 à 190 K) et à 140 cm-1 (147 cm-1 à 190 K) sont respectivement attribuées aux modes optiques transverse et longitudinal. La raie peu intense située à 91 cm-1 (96 cm-1 à 190 K) serait identique à celles situées à 65 cm-1
190 K) serait identique à celles situées à 65 cm-1 pour CuCl et à 75 cm-1 pour CuBr. Dans ce cas, nous pouvons admettre qu'il s'agisse soit d'un harmonique 2 TA(X), soit une combinaison LA(L)-TA(L). Nous n'observons pas de combinaison additive sur Cul. Il se pourrait cependant que la raie à 124 cm-1 renferme à la fois la TO et cette combinaison, d'autant plus que son intensité est anormalement forte vis-à-vis de celle présentée par le bromure et le chlorure. D'une façon générale, on a remarqué que la loi de variation des fréquences fondamentales est linéaire en fonction de la