jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
endroit dégagé et à environ vingt cinq mètres du sol. Le support des prises de potentiel est suspendu à l'aide de fils de nylon, entre deux tours métalliques de trente mètres de hauteur (figure 1). Ces deux tours sont distantes d'environ soixante mètres et sont situées dans un champ à environ 150 mètres de tout bâtiment. Les prises de potentiel sont constituées par de petites plaques d'Ionotron de deux centimètres carrés. L'Ionotron est une source radioactive de particules alpha. La source alpha du Ionotron est constituée par un ruban métallique qui comporte plusieurs couches de métaux précieux soudées entre elles
qui comporte plusieurs couches de métaux précieux soudées entre elles et dont la surface externe est très dure et absolument inoxydable (palladium). Cette source est activée au RA-226. Par conséquent son pouvoir d'émission est d'environ 1 600 années. La partie radioactive ionisante, par radiation alpha, augmente la conductibilité électrique de l'air au voisinage de ces prises de potentiel. Les pôles négatifs et positifs des prises de potentiel sont distants d'un mètre et sont montés sur une armature en plexiglas traité superficiellement (figure 2). Les mesures sont faites suivant la composante verticale, pôle négatif vers le sol, et deux composantes horizontales
verticale, pôle négatif vers le sol, et deux composantes horizontales perpendiculaires l'une par rapport à l'autre. Les composantes horizontales sont orientées l'une dans l'axe des tours, soit Nord-Nord-Ouest (327°) Sud-Sud-Est (147°), l'autre au Ouest-Sud-Ouest (237°), Est-Nord-Est (57°). Les pôles positifs étant arbitrairement et respectivement au Nord-Nord-Ouest et Ouest-Sud-Ouest. Les pôles négatifs sont reliés tous trois à la même terre. Les prises de potentiel d'une même composante sont connectées à un pont diviseur de tension (figure 3). Le pont diviseur comprend deux résistances en série, l'une de très forte résistance ohmique (100 000 mégohms) et supportant de très hautes tensions, l'autre
(100 000 mégohms) et supportant de très hautes tensions, l'autre est variable en fonction de la sensibilité que l'on veut obtenir, elle est de l'ordre d'un millier de mégohms, son extrémité est reliée à la terre. À chaque composante correspond un pont diviseur de tension, néanmoins la terre est identique. À la sortie du pont diviseur les prises de potentiel sont connectées aux bornes d'un électromètre à quadrants par l'intermédiaire d'un contacteur. Sur l'axe d'un moteur synchrone d'une durée de rotation d'une heure sont disposées 3 cames, en plexiglas, chaque came a deux ergots diamétralement opposés de 54°. Les cames
came a deux ergots diamétralement opposés de 54°. Les cames entre elles sont décalées de 6°. Une quatrième came ayant six ergots de 6° assure une remise à zéro après chaque composante (figure 3 bis). Les contacts sont formés par 2 lamelles de bronze munies de plots en or. Successivement les cames assurent le contact d'une composante avec l'électromètre. Un faisceau lumineux est envoyé sur le miroir de l'électromètre, qui après réflexion est repris par un suiveur de spot. Avec l'aide de ce contacteur chaque composante est enregistrée pendant 9 minutes et un repère de zéro d'une minute est fait
minutes et un repère de zéro d'une minute est fait entre chaque composante. Pour ces mesures, de très grandes précautions d'isolement sont nécessaires. Il faut protéger l'installation contre l'humidité, les courants parasites, ainsi que des courants de fuite entre les électrodes positives et négatives. Enregistrement pendant un orage (24 avril 1963) Enregistrement à l'approche d'un orage et pendant l'orage (7 juin 1963) potentiel seulement au passage du nuage orageux à proximité des sondes ou à la verticale de celles-ci. Outre les figures 4 et 5, nous avons sélectionné quelques enregistrements particulièrement intéressants. Le 16 mars 1963, nous avons enregistré une
particulièrement intéressants. Le 16 mars 1963, nous avons enregistré une inversion de sens du champ électrique à l'approche d'un cumulonimbus aux environs de 17 heures T.U. Une augmentation de potentiel a suivi cette inversion qui coïncidait avec le passage, à proximité des sondes, du nuage orageux. Une baisse de potentiel précédait un nouveau passage d'un cumulonimbus. A ce deuxième nuage orageux les variations de potentiel étaient plus importantes, elles passaient d'un potentiel supérieur à 1100 volts par mètre (limite de l'enregistrement) à un potentiel supérieur à 600 volts par mètre en sens inverse. Des résultats semblables ont été enregistrés en
en sens inverse. Des résultats semblables ont été enregistrés en mars, avril, mai et juin 1963. Le 10 juin 1963, on a observé des résultats intéressants, nous avons enregistré de très fortes variations de potentiel ainsi que des inversions très nombreuses pendant plusieurs heures. Nous avons obtenu des inversions de potentiel qui passaient d'une valeur supérieure à 9 000 volts par mètre dans un sens, à une valeur supérieure à 5 000 volts par mètre en sens inverse. FIG. 6 Au cours de la même journée nous avons enregistré, entre 13 heures 21 et 13 heures 30 T.U., 18 inversions
13 heures 21 et 13 heures 30 T.U., 18 inversions du sens du champ électrique. Les potentiels extrêmes de ces inversions étant supérieurs à 9 000 volts par mètre dans un sens et supérieurs à 5 000 volts par mètre dans l'autre, de 14 h 21 à 14h30T.U., nous avons relevé 40 inversions de plus faibles importances. Dans ces mesures on s'aperçoit que le potentiel est souvent très variable suivant la composante mesurée (figure 6 et 7). Ces variations s'échelonnent parfois du simple au double. On remarque que la valeur du champ électrique la plus faible n'est pas toujours liée
du champ électrique la plus faible n'est pas toujours liée à la même composante. Nous avons relevé, parmi les enregistrements que nous possédons, quelques cas qui illustrent ce résultat. Le 1er novembre 1963 de 13 heures à 16 heures T.U. le potentiel était sensiblement constant et égal à 1 000 volts par mètre suivant la composante verticale, par contre suivant les composantes horizontales, le potentiel était supérieur à 1 900 volts par mètre jusqu'à 14 heures décroissant de 1 900 volts à 1 500 volts par mètre. FIG. 7 Le 2 novembre 1963, le potentiel était relativement faible dans l'ensemble.
2 novembre 1963, le potentiel était relativement faible dans l'ensemble. Cependant de 10 à 11 heures T.U., le champ électrique était de l'ordre de 50 volts par mètre suivant la composante verticale et de 350 volts par mètre suivant les deux autres composantes. Dans la même journée de 13 heures à 16 heures T.U. le potentiel était de 400 volts suivant la composante verticale (V), 700 volts suivant la composante horizontale (H), 800 volts suivant la deuxième composante horizontale (H0). CONCLUSION Cette étude montre l'intérêt qu'il y a à décomposer les valeurs du champ électrique terrestre selon 3 composantes triangulaires,
les valeurs du champ électrique terrestre selon 3 composantes triangulaires, plus particulièrement lorsque l'on se propose d'étudier la déformation du champ associé à la présence de foyers orageux proches. On peut même dire que, sauf passage à la verticale de nuages fortement électrisés, la valeur de la composante verticale du champ électrique terrestre n'est pas à elle seule significative de l'activité électrique de l'atmosphère et risque de donner, dans les statistiques, des idées fausses sur la variation du champ électrique terrestre. ANALYSES BIBLIOGRAPHIQUES 551.511.32: 551.510.3 SHEN (C. S.). — An analytic solution for density distribution in a planetary exosphere. —
analytic solution for density distribution in a planetary exosphere. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 69-72, 2 fig., 1 tab., 2 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (Solution analytique pour la distribution de la densité dans une exosphère planétaire). Traduction du résumé. Une expression analytique : p (r) = No [ e^(H/r) B —— (1 -— RS/r) e^(rE/r + B) ] où E est un paramètre dépendant de la température, et R le rayon de la base de l'exosphère, est obtenue pour la distribution de la densité dans
l'exosphère, est obtenue pour la distribution de la densité dans une exosphère planétaire. La différence entre cette distribution et la formule barométrique (Boltzmann) est petite près de la base de l'exosphère, mais elle devient significative aux grandes valeurs de r; pour r = inf. la formule barométrique donne une densité finie alors que la distribution donnée ici tend vers zéro. On montre que, suivant un modèle d'exosphère strictement exempt de collisions, les particules, dans l'espace des vitesses, sont confinées dans un domaine limité par une hyperbole et un quart de cercle. En dehors de cette région, il n'y a pas
cercle. En dehors de cette région, il n'y a pas de particules; à l'intérieur, elles sont distribuées suivant la loi de Maxwell. La signification physique de cette différence et son effet sur le taux d'échappement font l'objet d'une discussion. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. 629.19+527: 551.521.3+535-1 HANEL (R. A.), BANDEEN (W. R.), CONRATH (B. J.). — The infrared horizon of the planet-earth. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 73-86, 14 fig., 3 tab., 17 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (L'horizon infrarouge de la planète Terre). Traduction du
en anglais). (L'horizon infrarouge de la planète Terre). Traduction du résumé. Les détecteurs d'horizon sont des éléments essentiels des systèmes d'orientations, pour de nombreux véhicules spatiaux et satellites. Leur conception et une évaluation de leurs possibilités et de leurs limites exigent une connaissance du spectre de rayonnement émis par la Terre. Cet article examine les discontinuités entre la surface terrestre, l'atmosphère et l'espace extérieur pour diverses conditions qui dépendent de la latitude, de la saison, du climat et des facteurs météorologiques. On effectue des calculs pour les cinq intervalles spectraux suivants : la bande de la vapeur d'eau entre 6,33
suivants : la bande de la vapeur d'eau entre 6,33 et 6,85 μm, la bande de l'ozone entre 8,9 et 10,1 μm, la « fenêtre » atmosphérique entre 10,75 et 11,75 μm, la bande du gaz carbonique, de 14 à 16 μm, et finalement la bande rotative de la vapeur d'eau entre 21 et 125 μm. On montre les propriétés de la bande du gaz carbonique et de la bande rotative de la vapeur d'eau, qui sont les plus intéressantes pour les détecteurs d'horizon. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. 551.577.2/3: 551.510.53(78) MIERS (B. T.). — Zonal wind reversal between 30
551.510.53(78) MIERS (B. T.). — Zonal wind reversal between 30 and 80 km over the Southwestern United States. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 87-93, 10 fig., 7 ref., 3 notes et ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (Renversement du vent zonal entre 30 et 80 km au-dessus du Sud-Ouest des Etats-Unis). Traduction du résumé. Le renversement des vents entre 30 et 80 km vers les équinoxes est décrit à l'aide de coupes temps-altitudes. Les données proviennent des sondages météorologiques effectués par fusées au terrain des missiles de
sondages météorologiques effectués par fusées au terrain des missiles de White Sands, Nouveau-Mexique (automnes 1960, 1961, 1962; printemps 1961, 1962) et au terrain des missiles du Pacifique à Point Mugu, en Californie (printemps 1961, 1962; automne 1961). Les trois renversements d'automne indiquent que le renversement commence au-dessus de 60 km et qu'il se propage vers le bas à des vitesses de un à quatre km par jour. D'après l'observation du renversement printanier de 1961, il apparaît que ce renversement s'est produit initialement au-dessus de 45 km, et qu'il s'est propagé vers le bas, tandis que des vents d'Est de forces
vers le bas, tandis que des vents d'Est de forces moindres commençaient à apparaître à peu près en même temps au-dessous de 30 km en progressant vers le haut. Le renversement printanier de 1962, cependant, n'a pas présenté cet aspect. Les différences observées d'une année à l'autre peuvent s'expliquer partiellement par le retard du réchauffement stratosphérique. On a observé une progression moyenne descendante de deux à cinq km par jour pour le renversement de printemps en 1961, et un à trois km par jour pour le printemps 1962. Les renversements de printemps et d'automne à White Sands et à Point
de printemps et d'automne à White Sands et à Point Mugu étaient en accord étroit, quant à leur époque et à leur caractère. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. 551.557.2/3 MANTIS (H. T.). — The structure of winds of the upper troposphere at mesoscale. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 94-106, 12 fig., 2 tab., 11 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (La structure à moyenne échelle des vents de la haute troposphère). Traduction du résumé. On a obtenu, dans la bande de fréquences 0,005-0,5 cy par min., les
dans la bande de fréquences 0,005-0,5 cy par min., les spectres de la variance des vitesses horizontales à partir des trajectoires des ballons à suppression et à altitude dirigée. À l'aide d'autres données de ballons à altitude constante, on propose un spectre de variance des vitesses des vents dans la haute troposphère pour un intervalle de fréquence, dit de moyenne échelle, qui est conçu pour décrire les échelles de mouvement juste inférieures à l'échelle synoptique, mais supérieures à celles des mouvements que l'on désigne ordinairement par « turbulence». Tous les spectres à moyenne échelle diminuent rapidement lorsque la fréquence augmente,
spectres à moyenne échelle diminuent rapidement lorsque la fréquence augmente, des fréquences immédiatement supérieures aux fréquences synoptiques jusqu'à une fréquence d'environ 0,1 cy par min., où un accroissement irrégulier s'établit. Les spectres continuent à augmenter jusqu'aux plus hautes fréquences analysées, ce qui donne lieu à un second maximum spectral dans le régime turbulent. Les spectres ont été utilisés pour estimer l'écart-type, non représentatif à moyenne échelle, des vents en altitude de 7 à 17 km. Une diffusivité horizontale par des mouvements à moyenne échelle a été évaluée à 10^4 cm2 par sec. environ. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. 532.5: 551.510.32
par sec. environ. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. 532.5: 551.510.32 DUTTON (J.A.). — The rate of change of the kinetic energy spectrum of flow in compressible fluid. — Journal of the atmospheric science, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 107-114, 6 fig. — P. 1114. (Résumé en anglais). (La vitesse de variation du spectre d'énergie cinétique d'un courant dans un fluide compressible). Traduction du résumé. Le spectre de variance des vitesses dans un fluide compressible non homogène ne représente pas la distribution par nombre d'ondes de l'énergie cinétique, comme c'est le cas pour les fluides
de l'énergie cinétique, comme c'est le cas pour les fluides incompressibles, homogènes (densité constante). En utilisant une transformation de Fourier tronquée et en supposant que le courant se produit dans une aire finie, on voit que le spectre d'énergie cinétique dans le premier cas est le « cospectre » obtenu entre la vitesse et la quantité de mouvement. On utilise les équations de Navier-Stokes pour étudier dans le temps les vitesses de changements du spectre de l'énergie cinétique, changements produits par les divers effets physiques contenus dans ces équations. Si l'on introduit l'hypothèse de l'homogénéité et de l'incompressibilité dans les
l'on introduit l'hypothèse de l'homogénéité et de l'incompressibilité dans les équations trouvées ici, on obtient les mêmes résultats quantitatifs que Batchelor (1953) dont l'étude portait sur les vitesses de variation dans le temps du spectre d'un courant turbulent. L'énergie cinétique dans un fluide compressible non homogène peut influer sur les énergies interne et potentielle, mais ces sources d'énergie ne sont pas applicables aux flux des fluides incompressibles homogènes. On montre que les effets de la compressibilité ne sont pas importants dans l'action qu'exercent les effets d'inertie ou de viscosité sur l'énergie cinétique totale. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. Avec des
l'énergie cinétique totale. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. Avec des distributions Lagrangianes et Euleriennes, qu'on évalue par les formes de leur « sous-intervalle d'inertie » entre le nombre d'ondes approprié et les limites de la fréquence, on trouve que l'échelle chronologique Lagrangienne intégrale est approximativement égale à l'échelle de longueur intégrale Eulerienne divisée par la vitesse quadratique moyenne. L'estimation correspondante du rapport de « micro échelle » montre un accord satisfaisant avec la forme obtenue par Heisenberg pour les grands nombres de Reynolds. Une voie d'accès similaire, relative aux échelles Euleriennes de temps, donne des valeurs voisines des échelles Lagrangianes.
Euleriennes de temps, donne des valeurs voisines des échelles Lagrangianes. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. LIPPS (F. B.). — Stability of jets in a divergent barotropic fluid. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 120-129, 13 fig., 1 tab., 19 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (Stabilité des courants jets dans un fluide barotrope divergent). Traduction du résumé. La stabilité d'un système fluide incompressible à deux couches sur une terre en rotation est étudiée. La couche supérieure a une épaisseur infinie et elle est inerte; la couche inférieure a
épaisseur infinie et elle est inerte; la couche inférieure a une épaisseur finie et une vitesse zonale fondamentale d'ouest en est, de la forme sech2y. L'équation linéarisée du tourbillon potentiel est utilisée pour l'étude de la stabilité. On trouve que l'effet p, dû à la courbure de la terre, et la divergence tendent à stabiliser le courant jet si les vents sont partout d'ouest en est. Cependant, s'il y a des vents d'est au-delà de l'axe du jet, la divergence ne peut être stabilisatrice. Cette théorie de la stabilité est appliquée à un jet à 45° de latitude dans l'atmosphère.
appliquée à un jet à 45° de latitude dans l'atmosphère. Le maximum de vent est 60 m/s et la demi-largeur du jet est 1 000 km. Pour le cas de non-divergence, la longueur d'onde la plus instable est 5 500 km et cette perturbation est amplifiée 2 fois en 1,8 jours. Si l'on conclut la divergence, la longueur d'onde la plus instable est de nouveau 5 500 km, mais le temps d'amplification par le facteur 2 est 14 jours. La théorie peut aussi s'appliquer au Gulf Stream. Pour un courant de vitesse maximale 1,5 m/sec., une demi-largeur de 31 km
de vitesse maximale 1,5 m/sec., une demi-largeur de 31 km et une épaisseur de 550 m, la longueur d'onde la plus instable est 180 km et le temps d'amplification par le facteur 2 de 4 jours. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. LORENZ (E.N.). — Deterministic nonperiodic flow. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 130-141, 5 fig., 2 tab., 12 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (Courant non périodique assujetti au déterminisme). Traduction du résumé. Des systèmes finis d'équations différentielles non linéaires ordinaires, soumis à la théorie déterministe, peuvent
différentielles non linéaires ordinaires, soumis à la théorie déterministe, peuvent être proposés pour présenter un courant hydrodynamique forcé et dissipateur. Les solutions de ces équations peuvent être identiques aux trajectoires, dans l'espace des phases. Pour ces systèmes aux solutions bornées, on trouve que les solutions non périodiques sont généralement instables, pour de petites modifications, de sorte que des états initiaux légèrement différents peuvent évoluer en états considérablement différents. On montre que les systèmes aux solutions bornées possèdent des solutions numériques bornées. Un système simple représentant la correction cellulaire est résolu numériquement. On trouve que toutes les solutions sont instables et
numériquement. On trouve que toutes les solutions sont instables et presque toutes non périodiques. La possibilité de prévoir le temps à très longue échéance est examinée à la lumière de ces résultats. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. LAYTON (R. G.), HARRIS (F. S.). — Nucleation of ice on mica. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 142-148, 4 fig., 22 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (Nucléation de la glace sur le mica). Traduction du résumé. On a fait croître de la glace dans une chambre froide, montée sur
croître de la glace dans une chambre froide, montée sur un microscope à projection Vickers, et construite de façon que la température et l'humidité puissent être assujetties indépendamment. On a observé (agrandissement de 280 à 560) le grossissement des cristaux de glace sur un substratum de mica fraîchement clivé. Aucun grossissement ne s'est produit avant que la saturation par rapport à l'eau soit atteinte; on en a conclu que la nucléation de la glace sur le mica est un processus en deux temps au-dessus de — 40 °C. Pour un regrossissement ultérieur de la glace, on a observé certains points
regrossissement ultérieur de la glace, on a observé certains points qui agissaient comme noyaux de sublimation. Ces résultats sont discutés qualitativement d'après la théorie actuelle de la nucléation. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. HARRIS (F. S.), SPARKS (D. C.), LAYTON (R. G.). — Nucleation of ice on lead iodide. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 149-152, 4 fig., 1 tab., 17 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (Nucléation de la glace sur l'iodure de plomb). Traduction du résumé. On a construit un caisson à froid pour étudier le
On a construit un caisson à froid pour étudier le grossissement du cristal de glace sur des cristaux isolés d'iodure de plomb. Quand la température du substratum PbI2 était abaissée lentement au-dessous de la température de la surface de la glace, on observait un grossissement du cristal, d'abord sur les bords du cristal, puis en certains points privilégiés de la surface de l'iodure de Pb. Si des gouttes d'eau apparaissaient sur les cristaux, il y avait une réduction du nombre des points actifs de la nucléation. Ce fait a été noté particulièrement sur les bords du cristal. On a noté
noté particulièrement sur les bords du cristal. On a noté que le seuil de température pour le grossissement du cristal de glace, déterminé par observation visuelle, était de 6 °C à environ 12 °C à —14 °C, et comme noyau de sublimation à des températures inférieures à —12 °C à — 14 °C. Réf. B.S.H.S., 1964, n° 1-21. BERG (T. G. C.), FERNISH (G. C.), GAUKLER (T.A.). — The mechanism of coalescence of liquid drops. — Journal of the atmospheric sciences, vol. 20, n° 2, Boston, American meteorological society, mars 1963, p. 153-158, 8 fig. 2 tab., 10 ref. —
1963, p. 153-158, 8 fig. 2 tab., 10 ref. — P. 1114. (Résumé en anglais). (La mécanique de coalescence des gouttes liquides). Traduction du résumé. La coalescence de deux gouttes liquides, pressées l'une contre l'autre tandis qu'on applique une tension à travers les gouttes, a été étudiée par photographie ultra-rapide. Le retard entre le contact et la coalescence est de l'ordre des millisecondes pour l'eau distillée, pour les alcools et pour les solutions aqueuses d'acide chlorhydrique. La valeur inverse de ce temps, ou vitesse de coalescence, est proportionnelle à la tension appliquée entre les gouttes pour les voltages faibles, et
tension appliquée entre les gouttes pour les voltages faibles, et au carré du voltage pour les voltages élevés. Dans les deux cas, la représentation graphique de la vitesse en fonction du voltage s'extrapole à une vitesse nulle pour le voltage zéro. Dans le cas linéaire, la vitesse est proportionnelle à (e — 1), dans le cas parabolique à E, E désignant la constante diélectrique. On propose l'interprétation suivante des données : la coalescence est réalisée par la formation de liaisons à travers la surface de contact des gouttes. Cela peut se produire de deux façons par la rupture de liaisons