jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
à g, 1,6 g, 1,8 g et 2,1 g. Les profils théoriques (trait pointillé) correspondent à un faisceau divergent d'intensité uniforme et les courbes expérimentales (trait plein) correspondent à une modulation des profils précédents par la courbe qui représente la variation d'intensité avec l'angle de diffusion; de plus, le diaphragme de sélection a une dimension finie et isole, sur les franges d'égale épaisseur, une région d'épaisseur variable [de l'ordre de t = t0 dans notre cas]. On observe bien sur ces reproductions que la ligne est d'autant plus étalée que l'épaisseur est moindre et on peut prévoir que, dans le
l'épaisseur est moindre et on peut prévoir que, dans le cas d'échantillons très minces dans lesquels l'intensité diffusée est faible, les lignes seront non seulement peu intenses mais encore très larges donc difficiles à observer; c'est là un résultat expérimental bien connu. Dans le cas où plusieurs réflexions prennent naissance dans le cristal, la théorie dynamique prévoit pour les réflexions lointaines des profils d'intensité en fonction de l'écart à l'angle de Bragg totalement différents des précédents. Ainsi, dans le cas de réflexions systématiques, l'intensité diffractée présente des pics très étroits et dénués de maximums et minimums subsidiaires et l'intensité transmise
et dénués de maximums et minimums subsidiaires et l'intensité transmise des manques d'intensité semblables. Ces figures peuvent d'ailleurs être observées sur les images en fond noir ou fond clair d'échantillons courbés, ce sont les contours dus aux réflexions lointaines. Dans ce cas encore, si l'on considère que le faisceau diffusé conduit à un profil semblable à celui que fournit un faisceau incident divergent, le profil des lignes doit reproduire ces variations d'intensité, c'est ce qui rend compte d'une observation courante : l'intensité transmise présente des lignes fines et noires et l'intensité diffractée des lignes fines et très lumineuses. C'est ce
l'intensité diffractée des lignes fines et très lumineuses. C'est ce que l'on observe sur la figure 6 : les lignes dans la partie du diagramme formée par la diffusion ne sont que les prolongements des maximums ou minimums d'intensité formés au niveau des taches par le faisceau divergent. Il est cependant bien évident que nos observations ne concernent que des échantillons de faible épaisseur dans lesquels la diffusion par plasmons est de beaucoup prépondérante puisque les phénomènes d'absorption anormale qui traduisent l'influence de la diffusion thermique sur la propagation des ondes dans le cristal n'y apparaissent pas. Nous montrerons d'ailleurs
ondes dans le cristal n'y apparaissent pas. Nous montrerons d'ailleurs dans une autre publication que, pour des échantillons plus épais dans lesquels la diffusion thermique devient appréciable, le détail des profils des lignes et bandes de Kikuchi est encore semblable à celui des figures de diffraction que prévoit la théorie dynamique appliquée à l'éclairage divergent lorsqu'elle prend en compte le phénomène d'absorption anormale. Séance du 21 février 1972. S. KIKUCHI, J. Phys., 5, 1928, p. 83. Ph. D. : Laboratoire de Physique des Solides associé au C.N.R.S., Faculté des Sciences, 91-Orsay, Essonne; L. H. : Faculté des Sciences d'Amiens, 33,
91-Orsay, Essonne; L. H. : Faculté des Sciences d'Amiens, 33, rue Saint-Leu, 80-Amiens, Somme. 688 — Série B C. R. Acad. Se. Paris, t. 274 (6 mars 1972) OPTIQUE. — Recherche de l'étendue maximale dans les interféromètres. Note de M. GÉRARD FORTUNATO, présentée par M. Pierre Jacquinot. On sait qu'une condition nécessaire pour augmenter l'étendue d'un interféromètre consiste à obtenir un partage de luminance. La étude faite permet de montrer que les interféromètres susceptibles d'utiliser toute l'étendue d'une source sont des interféromètres qui fournissent d'une source deux images qui se déduisent par translation. INTRODUCTION. — On se propose de rechercher
déduisent par translation. INTRODUCTION. — On se propose de rechercher les dispositifs interférométriques susceptibles d'utiliser une source aussi étendue que possible. Pour cela considérons un interféromètre (I) à deux voies stigmatiques, produisant un phénomène d'interférences au voisinage d'un point M, S0 étant une source ponctuelle monochromatique. L'espace objet est muni d'un repère cartésien (S0, x, y, z) où les conjugués M1, M2 d'un point M de l'espace image auront les coordonnées (x', y', z'). La différence de marche des vibrations issues de S en M s'écrit : La hypothèse faite sur le stigmatisme des deux voies de l'interféromètre entraîne que
sur le stigmatisme des deux voies de l'interféromètre entraîne que (M1 M) - (M2 M) est indépendant de S. La recherche des variations de A en fonction de S (x, y, z) revient donc à celle des variations de lors que S décrit le plan z = 0. On peut écrire : Nous ferons successivement plusieurs hypothèses. PREMIER CAS. — Le premier ordre n'est pas identiquement nul; ne sont pas tous les deux nuls. — Il n'existe aucune relation entre les coordonnées de M; le phénomène d'interférence n'est pas localisé et dans ce cas, l'étude de la visibilité des franges
et dans ce cas, l'étude de la visibilité des franges est un problème classique [(1), (2)]. DEUXIÈME CAS. — Le premier ordre est identiquement nul; Sans expliciter ces dérivées, on peut remarquer qu'elles ne sont fonctions que des coordonnées de M1 et M2, donc que des coordonnées de M (x', y', z'). Ces deux conditions peuvent donc se mettre sous la forme On voit donc que dans ce cas, les interférences seront localisées au voisinage de la courbe définie par le système (1). Elles ne seront localisées sur une surface que si les équations H1 = 0 et H2 =
que si les équations H1 = 0 et H2 = 0 représentent une même surface. Le calcul des dérivées du système (1) entraîne que M1, M2 et S0 doivent être alignés. On voit donc que si 0 (x, y) = 0 (0, 0) au second ordre près, les interférences seront visibles aux points M, intersections de deux rayons émergents provenant du même rayon incident, on retrouve là un résultat connu de la localisation des franges d'interférence [(2), (3)] et la condition nécessaire énoncée ci-dessus. Le lieu du point M déterminé ci-dessus peut être trouvé en procédant de la façon suivante
ci-dessus peut être trouvé en procédant de la façon suivante : L'ensemble des rayons lumineux issus de S0 (faisceau de droites) dépend de deux paramètres. Les deux rayons émergents correspondant à un rayon incident issu de S0 dépendent des mêmes deux paramètres que celui-ci. On leur impose de se couper, ce qui implique que les coordonnées de leur point d'intersection ne dépendent plus que d'un paramètre. Ce point appartient donc à une courbe. Il ne pourra décrire une surface que si la condition d'intersection n'a pas lieu d'être imposée, c'est-à-dire si les deux rayons émergents correspondant à un même rayon
si les deux rayons émergents correspondant à un même rayon incident se coupent quel que soit ce rayon incident issu de S0. Nous allons déterminer dans quelles conditions ceci se produit. Soit D0 le rayon incident et D4 et D2 les rayons émergents. 1° Si les deux voies de l'interféromètre ne comportent que des miroirs plans, D1 et D2 se déduiront de D0 par deux déplacements ou antidéplacements T1 et T2; donc D2 sera le transformé de D4 par le produit (retour, inverse de la lumière) qui est un déplacement. Dans le cas le plus général (déplacement hélicoïdal), D1 et
Dans le cas le plus général (déplacement hélicoïdal), D1 et D0 ne peuvent être concourants quel que soit D0. Le seul cas possible est celui où T2 · T4 se réduit à une translation : D1 et D2 se coupent à l'infini. Ce cas sera étudié par la suite. 2° Si les deux voies comportent des systèmes focaux, le seul cas qui semble satisfaire aux conditions de ce problème est celui d'un interféromètre ayant un axe de révolution, le point S0 étant sur l'axe, et les rayons D0, D4 et D2 étant dans le même plan méridien. TROISIÈME CAS. —
D2 étant dans le même plan méridien. TROISIÈME CAS. — Le premier et le second ordre sont identiquement nuls, ce qui entraîne que (x, y) est égal à (0, 0) au troisième ordre près, c'est-à-dire que les termes du premier et du deuxième ordre sont identiques à zéro. Le calcul montre que M1 et M2 sont confondus, ce qui entraîne que (x, y) est rigoureusement égal à (0, 0). La source pourra donc être aussi large que l'on veut. L'identité de M4 et M2, quel que soit M implique que, si M et Mi ne sont pas tous deux à
si M et Mi ne sont pas tous deux à l'infini, les deux voies de l'interféromètre ont les mêmes éléments de réduction. En général, on aura alors un phénomène d'interférences uniformes non localisées. — Si M et Mi sont tous deux à l'infini, l'interféromètre est composé de deux voies afocales d'axes parallèles et de même grandissement angulaire. De tels systèmes donnent d'un objet deux images qui se déduisent l'une de l'autre par une translation de vecteur double du vecteur directeur de la translation qui fait coïncider les deux systèmes afocaux. Si l'on appelle T le vecteur directeur de cette translation
Si l'on appelle T le vecteur directeur de cette translation et u le vecteur unitaire de SM, la différence de marche, en M, sera On vérifie bien que S est indépendant de S. On obtient donc des franges rectilignes si T est perpendiculaire à la direction d'observation, et des anneaux si T est parallèle à cette direction et cela avec un contraste unitaire quelle que soit l'étendue de la source. CONCLUSION. — La recherche des interféromètres pouvant accepter une source aussi large que l'on veut revient donc à rechercher : — soit des systèmes afocaux identiques que l'on placera sur
— soit des systèmes afocaux identiques que l'on placera sur chacune des voies de l'interféromètre; — soit des miroirs ou ensembles de miroirs tels que le produit T4 x T2 soit une translation. Dans ce cas, on peut citer, les exemples suivants : 1° Chaque voie comporte un miroir, ces deux miroirs étant disposés parallèlement pour un observateur regardant à travers l'interféromètre. Les transformations T1 et T2 sont deux symétries par rapport à des plans parallèles, dont le produit est une translation. (Exemple : Interféromètre de Michelson réglé pour l'obtention d'anneaux à l'infini.) 2° Une translation peut être obtenue Comme
d'anneaux à l'infini.) 2° Une translation peut être obtenue Comme produit de deux translations. Ceci se produit lorsque sur chaque voie de l'interféromètre les rayons lumineux subissent deux réflexions planes parallèles : interféromètre de Prat (3). 3° On peut également obtenir une translation par : — le produit de deux symétries par rapport à des droites parallèles : interféromètre de Michelson dans lequel on remplace chaque miroir par un dièdre droit; — le produit de deux symétries par rapport à des points : interféromètre de Michelson dans lequel on remplace chaque miroir par un trièdre trirectangle ou un système «
chaque miroir par un trièdre trirectangle ou un système « œil de chat »; — le produit de deux rotations (A1, a) et (A2, — a) dont les axes sont parallèles : interféromètre de Sagnac. Il semble donc que, pour utiliser au mieux l'étendue d'une source, il soit nécessaire d'utiliser un interféromètre « dédoubleur » par translation. Si cette translation est réduite à l'identité le phénomène d'interférence n'est pas localisé; dans le cas contraire, les franges d'interférences sont localisées à l'infini. Séance du 21 février 1972. P. JACQUINOT, J. Phys., 19, n° 3, 1958, p. 223 à 229. BORN et
19, n° 3, 1958, p. 223 à 229. BORN et WOLF, Principles of Optics, p. 256. W. H. STEEL, Interféromètres, Cambridge at the University Press. P. CONNES, Rev. Opt, 35, p. 37. R. PRAT, Comptes rendus, 271, série B, 1970, p. 559. ENS, 61, avenue du Président-Wilson, 94-Cachan, Val-de-Marne, et Institut d'Optique, Laboratoire associé du CNRS, Bât. 503, Université de Paris-Sud, 91-Orsay, Essonne. OPTIQUE. — Transformateur d'image à couche photoconductrice associée à un cristal liquide nématique. Note de MM. GEORGES ASSOULINE, MICHEL HARENG et EUGÈNE LÉIBA, présentée par M. Maurice Ponte. L'association d'un film mince de cristal liquide nématique et
Ponte. L'association d'un film mince de cristal liquide nématique et d'une couche photoconductrice réalise la transformation d'une répartition d'éclairement en une répartition de tension appliquée au nématique. Lorsqu'on utilise l'effet de biréfringence électriquement contrôlée dans les nématiques, on aboutit à une répartition de retards optiques. Cet effet peut être utilisé pour la transformation d'une image noir et blanc en une image en couleurs et pour le traitement optique de l'information. Le principe de l'association d'une couche photoconductrice et d'un film mince de cristal liquide nématique a déjà été décrit [1, 2, 3]. Les premières réalisations ont montré les possibilités d'une
2, 3]. Les premières réalisations ont montré les possibilités d'une telle structure, dans des applications diverses, telles que la projection sur grand écran, la reprographie, le traitement de l'information, etc. Ces expériences ont utilisé la diffusion dynamique des cristaux liquides. Nous présentons ici une structure photoconducteur-nématique dans laquelle on utilise l'effet de biréfringence commandable par champ électrique des cristaux liquides nématiques. DESCRIPTION. — On utilise un effet de biréfringence variable du cristal liquide nématique déjà décrit par ailleurs [4]. On sait que l'on peut modifier la direction d'alignement des molécules nématiques par l'application d'une tension électrique. Cet effet est caractérisé
nématiques par l'application d'une tension électrique. Cet effet est caractérisé par une tension-seuil, inférieure à la tension-seuil de la diffusion dynamique. L'ensemble photoconducteur-cristal liquide est placé entre deux électrodes transparentes (fig. 1). Une tension continue V est appliquée aux électrodes. Dans l'obscurité la résistance Rpc du photoconducteur est très supérieure à celle du nématique RN : celui-ci est soumis à la tension RN x Rpc V, inférieure à la tension de seuil V de la variation de biréfringence. Si le photoconducteur est éclairé, sa résistance diminue au prorata de la lumière reçue et une partie plus ou moins grande de
lumière reçue et une partie plus ou moins grande de la tension se reporte sur le nématique, modulant ainsi le retard optique qu'il introduit. Si la cellule photoconductrice-nématique est placée entre polariseurs croisés, cette variation du retard optique modifie la lumière transmise. Deux structures ont été réalisées : — les corps à anisotropie diélectrique négative ont, au repos, la direction d'alignement des molécules perpendiculaires aux électrodes (structure homéotrope). C'est le cas du MBBA (méthoxybenzilidène-butyl-aniline) ou de mélanges tels que MBBA-EBBA (éthoxybenzilidène-butyl-aniline). La structure homéotrope est obtenue par addition d'un surfactant; — les corps à anisotropie diélectrique positive ont la direction
— les corps à anisotropie diélectrique positive ont la direction d'alignement des molécules parallèle aux électrodes. C. R. Acad. Sc. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 695 Nous utilisons alors un mélange de 80 % MBBA et de 20 % PEBAB (p-éthoxybenzylidène p-aminobenzonitrile) nématique à la température ambiante. La structure couchée est obtenue en frottant les électrodes. 2. RÉALISATION. — Le photoconducteur utilisé est As2S3. Il est éclairé avec une lumière blanche. À l'endroit où le photoconducteur est éclairé, la fraction de tension qui se trouve appliquée au nématique fait tourner les molécules et introduit une rotation
au nématique fait tourner les molécules et introduit une rotation des molécules fonction de l'éclairement. Pratiquement, cet effet s'observe plus facilement avec des substances à anisotropie diélectrique positive pour lesquelles on n'est pas gêné par le phénomène de diffusion dynamique (DSM) apparaissant dès qu'on atteint des tensions de l'ordre de 7 à 8 V, alors que le seuil pour la variation d'orientation est de 4 à 5 V. En l'absence d'éclairement, les molécules sont donc orientées parallèlement aux électrodes : si la lumière est polarisée à 45° des lignes neutres du cristal nématique (déterminés par la direction de frottement), le
du cristal nématique (déterminés par la direction de frottement), le retard optique est maximum. L'application d'un champ électrique suffisant consécutif à l'éclairement du photoconducteur fait diminuer le retard induit par la cellule. Nous avons mesuré les déphasages Δc = 2 introduits par cette structure en fonction de l'éclairement E du photoconducteur (fig. 2), pour une lumière rouge (λ = 6 300 Å) pour laquelle le photoconducteur As2S3 est transparent. Il est possible d'améliorer la sensibilité du dispositif en appliquant une tension alternative d'une fréquence suffisante pour que la couche photoconductrice ait un effet purement capacitif : au lieu de partir
ait un effet purement capacitif : au lieu de partir du retard maximal au voisinage duquel la tension a peu d'effets (« saturation ») ou se place au maximum de la dérivée d(Δn)dE. Cet effet peut être utilisé soit pour la transformation d'une image noir et blanc en une image en couleur, soit pour le traitement de l'information en lumière monochromatique. Dans ce dernier domaine, cet effet peut être plus sensible que celui utilisant la diffusion dynamique car la variation de l'intensité transmise en fonction de l'éclairement est plus rapide. Laboratoire Central de Recherches Thomson-CSF, Domaine de Corbeville, 91-Orsay, Essonne.
Laboratoire Central de Recherches Thomson-CSF, Domaine de Corbeville, 91-Orsay, Essonne. OPTIQUE PHYSIQUE. — Obtention de miroirs à haut pouvoir réflecteur pour le proche ultraviolet et le proche infrarouge, en contrôlant par une radiation visible l'épaisseur des couches diélectriques déposées. Note de MM. Marcel Candille et Jean Saurel, transmise par M. Pierre Rouard. Des empilements de couches quart d'onde, pour des milieux non absorbants, alternativement de haut et de bas indice (H ou B), permettent de réaliser des miroirs à haut pouvoir réflecteur. Les couches, obtenues par évaporation sous vide, sont contrôlées en cours de dépôt par des méthodes optiques, et
contrôlées en cours de dépôt par des méthodes optiques, et en particulier par un maximètre. En conservant la commodité du contrôle par une radiation visible, nous décrivons les méthodes qui permettent de réaliser des empilements quart d'onde pour le proche ultraviolet et le proche infrarouge. Cette Note est le développement d'une Note de J. Saurel qui se limitait au proche infrarouge ; nous nous bornerons dans cet article au cas où l'absorption des milieux H ou B est négligeable dans le domaine spectral utilisé. 1. LONGUEURS D'ONDE HOMOLOGUES POUR LE VISIBLE ET L'ULTRAVIOLET. — Nous ne reviendrons pas sur le
VISIBLE ET L'ULTRAVIOLET. — Nous ne reviendrons pas sur le calcul développé pour l'infrarouge ; quelques différences interviennent pour l'ultraviolet. Pour une substance donnée et pour la radiation ultraviolette λ2, l'indice est n2 et l'épaisseur de la lame quart d'onde e2. Pour le même milieu et pour la radiation visible λ4, on a n1 et e1 pour une lame quart d'onde. Nous réalisons entre les épaisseurs la relation et = 2e2 (on pourrait plus généralement prendre et = pe2) ; on a alors la relation. La formule tient compte de la variation finie de n entre les deux domaines spectraux.
la variation finie de n entre les deux domaines spectraux. Le calcul de λ1 suppose la connaissance précise des indices. Schroeder a montré que l'on obtient pour le proche ultraviolet une représentation satisfaisante par une formule de Cauchy : En négligeant la variation de l'indice on aurait = 2. La valeur calculée s'écarte d'autant plus de cette valeur limite que le milieu est plus dispersif. Pour λ2 = 3 000 Å, on a 000 Å pour la cryolithopiné, 5 790 Å pour le fluorure de plomb. Pour réaliser un miroir infrarouge, nous ferons un calcul analogue, avec e2 = 2e1.
infrarouge, nous ferons un calcul analogue, avec e2 = 2e1. En conclusion, pour une radiation λ, ultraviolette ou infrarouge, nous calculerons deux radiations homologues dans le visible, pour le milieu B et λ" pour le milieu H. 2. CONTRÔLE PAR LES EXTRÉMUMS DU POUVOIR DE TRANSMISSION T. — Nous préparons, dans la même enceinte, un empilement E qui constituera le miroir à réaliser, et un empilement témoin déposé sur un galet G ; G sera traversé par le faisceau qui assure le contrôle optique. Un cache réglable, constitué par un secteur tournant, placé au voisinage des lames, réalise un rapport
secteur tournant, placé au voisinage des lames, réalise un rapport constant entre les épaisseurs des dépôts reçus, par G et par E. En l'absence de cache, ces épaisseurs sont égales. Soit A le signal à vide, délivré par le récepteur en l'absence d'empilement sur G (A met en jeu la source, le monochromateur, l'optique, le récepteur). Soit T le pouvoir de transmission d'un empilement réalisé sur G. Le signal final sera alors 1° Miroir infrarouge contrôlé par le visible. — Nous voulons obtenir des couches quart d'onde pour la radiation infrarouge λ2, avec e2 = 2e1. Nous utilisons un seul
infrarouge λ2, avec e2 = 2e1. Nous utilisons un seul témoin G; un cache n'est pas ici nécessaire. Nous supposons que la dernière couche, précédemment déposée sur G, soit une couche quart d'onde B, contrôlée par A' et que la fin du dépôt de cette couche corresponde à un extrémum de T (A') (c'est-à-dire de S). Nous remplaçons A' par A"; généralement, T (A") n'est alors ni maximum ni minimum. Nous masquons E et nous continuons à déposer sur G le produit B jusqu'à obtention d'un extrémum pour T (A"). Nous démasquons alors E; nous déposons sur G le produit
Nous démasquons alors E; nous déposons sur G le produit H, contrôlé par A" et nous arrêtons le dépôt quand nous avons observé deux extrémums successifs de T au-delà du point de départ. Nous avons ainsi déposé, à la fois sur G et sur E, une couche H demi onde pour A' 2, c'est-à-dire quart d'onde pour X2. Il faut remarquer que les dépôts simultanés sur G et sur E se font toujours sur des supports de même nature (H ou B, selon le cas) ; la nature du support peut en effet influer sur la vitesse de dépôt. M.
peut en effet influer sur la vitesse de dépôt. M. Pelletier propose, comme variante, de repérer la valeur du signal au moment où l'on a remplacé A' par A" pour la couche B, et d'effectuer aussitôt le dépôt du produit H, contrôlé par A", jusqu'à ce que l'on retrouve la même valeur du signal. La couche H déposée sur G est alors demi-onde pour A". G. R. Acad. Sc. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 697 3. UTILISATION DU MAXIMÈTRE ET DE DEUX GALETS TÉMOINS. — Nous ne reprendrons pas ici la théorie du maximètre; il utilise
ne reprendrons pas ici la théorie du maximètre; il utilise normalement une seule longueur d'onde de contrôle, pour laquelle les couches alternées sont toutes quart d'onde; si l'on réalise = 0, on aura simultanément de = 0, à la condition que = 0. Toutefois, pour des milieux très dispersifs, les réponses ne sont correctes que pour des lames demi-onde, une erreur systématique intervient pour le repérage d'un dépôt quart d'onde (7). La nécessité d'utiliser les deux longueurs d'onde calculées A'; et A" ne permet pas de travailler avec un seul empilement témoin, dont les couches successives seraient désaccordées. Nous utilisons
empilement témoin, dont les couches successives seraient désaccordées. Nous utilisons ici deux témoins G' et G" permutables sur le faisceau de contrôle ; G' ne recevra que des dépôts B, G" que des dépôts H. Au début du dépôt de chaque couche, on annulera le signal ou ce réglage s'obtient, soit par l'orientation d'un couteau dans le spectre du monochromateur, soit par l'orientation d'un analyseur, soit par un compensateur, d'épaisseur variable, intercalé sur le faisceau; il suffit d'avoir repéré à l'avance les positions de travail. Si la dispersion des milieux (particulièrement H) au voisinage de A' et A" risque de