jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
donner un résultat apparemment erroné au centre et donc une pente des profils un peu trop faible. Ces deux effets tendent donc à fournir une valeur de l'extension du nuage cométaire en OH un peu trop grande. Nous estimons que cette erreur est faible et la négligeons aujourd'hui, nous réservant d'en publier ultérieurement une étude quantitative. A partir de ces isophotes, un profil le long de l'axe XY perpendiculaire à l'axe de dérive a été tracé sur la figure 4 qui représente donc la mesure nouvelle que nous voulons maintenant discuter. Nous pouvons de plus, mais de façon préliminaire, et
discuter. Nous pouvons de plus, mais de façon préliminaire, et avec beaucoup moins de certitude, évaluer l'intensité absolue du maximum d'émission. Compte tenu de la transmission de l'optique (20 %) et des caractéristiques du film fourni par le fabricant, nous estimons l'intensité mesurée sur un cliché à 4,5 kR, ce qui pour une observation à une élévation de 20° au-dessus de l'horizon et une couche d'ozone de 0,3 cm d'épaisseur réduite, c'est-à-dire une transmission atmosphérique de 6 %, donne une intensité absolue du maximum de l'ordre de 75 kR. Ce nombre n'est donné qu'à titre d'indication. INTERPRÉTATION DES DONNÉES. Sur
nombre n'est donné qu'à titre d'indication. INTERPRÉTATION DES DONNÉES. Sur la figure 4, nous distinguons trois régions dans le profil donné en fonction de la distance radiale r selon la valeur de la pente p : à grande distance du noyau, r > rA = 45 000 km : p = -3 à distance moyenne du noyau, rB < r < rA : p = -1 à faible distance du noyau, r < rB : p > -1 Or, si les radicaux OH s'écartent radialement du noyau à vitesse constante, leur densité décroît comme r-2; l'intensité observée, intégrée le long
leur densité décroît comme r-2; l'intensité observée, intégrée le long de la ligne de visée décroît donc dans ce cas où le flux produit est conservé comme r-1. Une pente r-1 correspond donc à un flux de OH s'éloignant de la comète sans processus de création ou de perte de radicaux ou avec des taux de création et de perte égaux; une pente supérieure à r-1 indique une perte; une pente inférieure à r-1 une création. La figure 4 s'interprète donc immédiatement sans difficulté. 1° À grande distance, au-delà de 45 000 km, la courbe démontre la destruction de OH
45 000 km, la courbe démontre la destruction de OH et permet de calculer sa durée de vie; l'intensité est divisée par \(e\) entre 45 000 km et \(rc = 75 000 km\). Cette distance est parcourue par les radicaux OH à la vitesse d'émission 1 km.s-1 et la durée de vie est donc de l'ordre de 8,5 h à 0,62 UA, plus courte par un facteur de l'ordre de 10 que notre estimation préalable. Cette courte durée de vie nous paraît un des principaux résultats de notre expérience. Il est à noter que les erreurs instrumentales ne peuvent que
est à noter que les erreurs instrumentales ne peuvent que l'augmenter et que sa vraie valeur est donc encore un peu plus petite. 2° À petite distance, en-dessous de 15 000 km, la valeur très faible que nous trouvons pour la pente démontre que les radicaux OH y sont créés. Nous ne pensons pas en effet que le milieu soit optiquement saturé étant donné la faible valeur des probabilités de transition et le nombre des transitions possibles de la bande. L'épaisseur optique au centre pour une intensité de 100 kR ne dépasserait pas 0,01. La valeur du rayon \(rB\) de
ne dépasserait pas 0,01. La valeur du rayon \(rB\) de la région de création de OH doit être compatible avec la durée de vie de la molécule que nous présumons mère de OH, c'est-à-dire H20. Or, nous estimons à partir de données théoriques cette durée de vie à 12 h à la position de la comète, c'est-à-dire que nous estimons le rayon de la sphère où existe H20 à environ 12 000 km, si l'on admet une vitesse d'expansion de 1 km.s-1. Dans la région intermédiaire, la quantité de H20 décroît et la production de OH devient donc très faible
décroît et la production de OH devient donc très faible et sa destruction par photodissociation compense sa création. A partir de nos mesures provisoires de l'intensité maximale à 75 kR, nous pouvons calculer le nombre total \(n\) de radicaux OH autour de la comète en intégrant sur la totalité des isophotes : si \(I\) est l'intensité provenant de la surface \(dS\), \(g\) le taux d'excitation par la lumière solaire, Nous trouvons \(I dS = 5,3. 10^{30}\) et, suivant Anderson (4) qui a calculé \(g = 4,3. 10^{-4} rI\) à 1 UA prenons pour \(g\) à la position de la comète
UA prenons pour \(g\) à la position de la comète \(g = 10^{-3} s^{-1}\), d'où \(n = 5.10^{33}\) ou une masse d'environ \(1,5.10^{11}\) g. Compte tenu de la durée de vie d'environ 8,5 h, nous obtenons un taux de production par la comète de Kohoutek de \(10^{29}\) radicaux OH par seconde à un facteur 2 près. STRUCTURE DE LA COMÈTE ET COMPARAISON AVEC D'AUTRES CAS. Nous proposons donc un modèle de la structure des gaz autour d'une comète comprenant les caractères suivants : à l'intérieur d'une sphère d'environ 15 000 km le constituant majeur est la molécule d'eau qui s'y
km le constituant majeur est la molécule d'eau qui s'y dissocie en H et OH. Dans une comète à fort taux d'émission de gaz, comme la comète de Bennett, les collisions ne deviennent négligeables qu'à environ 10 000 km : l'hydrogène produit par photodissociation de H20 est donc entièrement thermalisé et ne peut s'éloigner du noyau qu'avec une vitesse de 2 à 3 km.s-1. Entre 15 000 et 40 000 km, existe une seconde région où c'est la photodissociation de OH qui produit l'hydrogène. Ici, les collisions sont négligeables et l'énergie cinétique des atomes d'hydrogène produits comprend l'éventuel excédent énergétique
l'énergie cinétique des atomes d'hydrogène produits comprend l'éventuel excédent énergétique de la dissociation. Cet excédent n'est pas connu, mais peut être estimé aux environs de \(10^4\) à \(2.10^4\) cm-1 et peut créer des atomes animés d'une vitesse de 4 à 10 km.s-1. Notre analyse de l'émission Lyman alpha de la comète de Bennett, portant sur la région de la comète dont l'intensité d'émission est inférieure à 3 kR, c'est-à-dire à une distance au noyau supérieure à \(2.10^6\) km, a montré que les atomes y étaient animés d'une vitesse constante d'environ 8 km.s-1 et qu'ils pouvaient atteindre des éloignements jusqu'à quelques
8 km.s-1 et qu'ils pouvaient atteindre des éloignements jusqu'à quelques \(10^7\) km du noyau, distance qui étant égale au produit de la vitesse par la durée de vie, permet de fixer cette-ci aux environs de 10 jours. Nous pouvons donc conclure que dans le cas de la comète de Bennett, les atomes d'hydrogène se répartissent en deux populations séparées dans l'espace : les atomes créés à partir de H20, thermalisés à faible vitesse (2 km/s) ne dépassent pas \(2.10^6\) km; les atomes créés à partir de OH, se déplacent à 8 km.s-1 et remplissent l'espace jusqu'à \(15.10^6\) km. Il ne
8 km.s-1 et remplissent l'espace jusqu'à \(15.10^6\) km. Il ne semblent pas utile de rechercher une autre origine aux atomes d'hydrogène cométaires. Ce sont ces derniers dont nous avons estimé le taux de production \(q = 10^{30}\) at/s. La production totale d'hydrogène dans la comète de Bennett doit donc être multipliée par 2. Il est intéressant de remarquer que lors du passage d'une comète autour de son périhélie, dont on peut estimer la durée moyenne à environ 100 jours, la perte de poids due à H20 peut être calculée pour les trois comètes pour lesquelles nous avons mesuré le taux
les trois comètes pour lesquelles nous avons mesuré le taux de production soit de H, soit de OH : \(2.10^{14}\) g pour la comète de Bennett, \(2.10^{13}\) g pour la comète de Kohoutek, \(2.10^{12}\) g pour la comète de Encke. Ce dernier nombre est à comparer avec les estimations de la masse de la comète de Encke qui sont comprises entre \(10^{14}\) et \(10^{18}\) g. Service d'Aéronomie du C. N. R. S., B. P. n° 3, 91370 Verrières-le-Buisson. PHYSIQUE DE L'ATMOSPHÈRE. Spectrométrie d'émission de la basse stratosphère dans l'infrarouge lointain. Note (*) de MM. André Marten, Gérard Belbeoch, Yves Chauvel
Note (*) de MM. André Marten, Gérard Belbeoch, Yves Chauvel et Pierre Rabache, présentée par M. Edmond-A. Brun. La spectrométrie d'émission permet dans l'infrarouge lointain l'identification de nombreux constituants atmosphériques. On expose ici la méthode qu'il est proposé d'employer, ainsi que les premiers résultats extraits des mesures obtenues à bord de Concorde 001 (1). Dans le domaine infrarouge lointain que l'on considère ici (10 à 1 000 cm-1), de nombreux constituants moléculaires stratosphériques présentent des spectres de rotation pure. Ce sont, par ordre de concentrations décroissantes, la vapeur d'eau, l'oxygène, l'ozone, les oxydes d'azote, l'oxyde de carbone, l'oxyde sulfureux, etc.
l'ozone, les oxydes d'azote, l'oxyde de carbone, l'oxyde sulfureux, etc. Les calculs théoriques de la fonction d'émission, pour divers modèles d'atmosphère (profils de température et de pression, concentrations relatives des constituants minoritaires, angle de visée), ont été entrepris à partir du coefficient d'absorption linéique de chaque composant en fonction de la fréquence. On remarque que ces divers constituants participent dans le spectre d'émission à des degrés différents suivant l'altitude et leurs concentrations respectives relatives. De plus certaines raies d'un constituant peuvent devenir complètement masquées par la présence de raies voisines d'autres constituants de concentrations suffisantes (fig. 1). Par suite, dans
d'autres constituants de concentrations suffisantes (fig. 1). Par suite, dans la stratosphère, où les concentrations relatives des divers constituants moléculaires cités ci-dessus sont mal connues, l'identification d'un constituant particulier exige la confrontation d'une fonction spectrale théorique d'une étendue suffisante en fréquence, avec la fonction expérimentale mesurée, afin de dégager un certain nombre de raies caractéristiques. Une série de mesures d'émission, succédant à celles entreprises dans des gammes spectrales voisines (2), (3), a été effectuée par les auteurs lors d'une expérimentation en juin et juillet 1973 sur l'avion Concorde 001. L'appareillage utilisé comportait essentiellement un interféromètre de Michelson à miroirs à
utilisé comportait essentiellement un interféromètre de Michelson à miroirs à « œil de chat », utilisant une technique de modulation interne de la différence de marche optique; le détecteur utilisé était un bolomètre refroidi à 2 K. Les mesures effectuées à plusieurs angles de site compris entre 2 et +30°, fournissent des courbes échantillonnées en différence de marche optique (interférogrammes); celles-ci représentent la transformée de Fourier inverse de la fonction spectrale d'émission du milieu stratosphérique (fig. 2). Ces mesures ont permis d'obtenir, dans la gamme spectrale 35 à 200 cm-1, des spectres dont nous présentons ici deux exemples à titre
des spectres dont nous présentons ici deux exemples à titre préliminaire (fig. 3). Les résolutions spectrales sont voisines et respectivement de 0,20 et 0,33 cm-1. En haut de la figure 3 ont été représentés les coefficients d'absorption de H2O, O2 et O3 dans certaines gammes spectrales où les données théoriques sont connues. Les traits sont tracés avec des échelles différentes pour H2O et O3; pour O2 ces traits ne représentent que les fréquences centrales des diverses raies. Fig. 4. Réponse spectrale calculée de l'interféromètre. Les ordonnées ont une échelle arbitraire; les abscisses représentent la fréquence. De telles courbes sont en
les abscisses représentent la fréquence. De telles courbes sont en cours de mesure avec l'appareil expérimental en configuration de vol. On remarquera sur cette figure que : 1° bien que de résolutions légèrement différentes, les deux courbes spectrales sont très semblables; 2° les positions en fréquence des différentes raies identifiables de H2O coïncident avec les positions théoriques : l'ouverture totale du faisceau de l'interféromètre (2°) n'entraîne qu'une erreur maximale de fréquence de 0,01 %; 3° dans la gamme spectrale 80-85 cm-1, les raies d'oxygène se détachent très nettement des raies voisines de vapeur d'eau et d'ozone; ces dernières ont d'ailleurs
voisines de vapeur d'eau et d'ozone; ces dernières ont d'ailleurs des largeurs à mi-hauteur plus réduites. L'identification d'autres constituants est en cours; elle concerne les régions spectrales proches de 55, 67 et 77 cm-1. Au-delà de 90 cm-1, des calculs théoriques sont d'autre part entrepris afin d'obtenir les coefficients d'absorption linéiques de l'ozone. A partir des résultats spectraux mesurés, la détermination des concentrations des constituants absorbants est envisagée en deux étapes : a. On étalonnera l'échelle d'intensités à l'aide de certaines raies calculables de l'oxygène (de concentration relativement constante et connue); on pourra ainsi déduire, à partir des intensités de
connue); on pourra ainsi déduire, à partir des intensités de raies des autres constituants, une première série de concentrations intégrées le long de l'axe de visée (4). b. L'appareil possédant une calibration propre en intensité spectrale (fig. 4), on tentera de calculer les profils de concentrations en fonction de l'altitude au moyen de techniques d'inversion. Les données spectrales de départ pourront être soit les intensités de raies d'un constituant mesurées à différentes fréquences pour un même angle de visée, soit les intensités de raies de ce constituant mesurées à différents angles de visée pour une même fréquence. (*) Séance du
angles de visée pour une même fréquence. (*) Séance du 7 janvier 1974. (1) MM. P. Delage, G. Duval et A. Guillon ont participé activement à cette série d'expériences. L'étude entreprise est financée partiellement par le Comité d'Études sur les Conséquences des vols stratosphériques; étude COVOS 303. (2) J. P. BALUTEAU et E. BUSSOLETTI, Nature Physical Science, 241, 1973, p. 113. (3) J. E. HARRIES, Nature, 241, 1973, p. 515. (4) J. E. HARRIES, Nature, 227, 1970, p. 824. A. M., G. B. et Y. C. : Centre National d'Études des Télécommunications, Département RSR, 38-40, rue du Général-Leclerc, 92130 Issy-les-Moulineaux;
des Télécommunications, Département RSR, 38-40, rue du Général-Leclerc, 92130 Issy-les-Moulineaux; P. R. : Laboratoire de Géophysique externe, B. P. n° 112, 22302 Lannion. NOTES DES MEMBRES ET CORRESPONDANTS ET NOTES PRÉSENTÉES OU TRANSMISES PAR LEURS SOINS MÉCANIQUE DES FLUIDES. Blocage subsonique dans les tuyères à deux flux. Note (*) de MM. Étienne Fage, Raymond Marchal et Pierre Servanty, présentée par M. Edmond-A. Brun. Les tuyères convergentes-divergentes à deux flux dont l’un est supersonique présentent le phénomène de blocage au col géométrique, même si l’un des flux est subsonique. Cette étude théorique trouve son application dans les tuyères d’éjection des moteurs
théorique trouve son application dans les tuyères d’éjection des moteurs des avions supersoniques et notamment de Concorde. Considérons une tuyère convergente-divergente constituée par un corps extérieur A à l’intérieur duquel se trouve un éjecteur convergent B alimenté par un gaz à une pression génératrice pà telle que le rapport Pa/PO soit supercritique. Le jet primaire, supersonique, éclate dans l’espace compris entre A et B si la pression locale p’ est suffisamment basse. Un courant secondaire, caractérisé par des lettres primées, est émis avec la pression génératrice pa = Xpa (X < 1). Il parcourt la zone périphérique de la tuyère.
< 1). Il parcourt la zone périphérique de la tuyère. Le problème est d’étudier les variations du débit de cet ensemble en fonction de la pression d’éjection p0. Pour cette première analyse on supposera admissible l’approximation monodimensionnelle (écoulements par tranches), les gaz étant parfaits avec un rapport de chaleurs spécifiques constant et l’on négligera les effets de viscosité et de transfert thermique aussi bien le long des parois qu’entre les deux écoulements. 1. La relation connue entre la section droite cr du jet, le nombre de Mach M, la pression p et le rapport des chaleurs spécifiques s’écrit : ou,
p et le rapport des chaleurs spécifiques s’écrit : ou, en fonction de l’abscisse x : Dans la zone en aval de l’éjecteur où coexistent les deux courants, comme la pression est uniforme dans une tranche (p = p'), en désignant par S = o+o' la section totale offerte à l’ensemble des deux jets, on a 2. L’étude de la fonction c [(1 M2)/y M2] où a est fonction de M, montre que celle-ci, infinie et positive pour M = 0, décroît en permanence quand M croît pour tendre vers infini quand M croît indéfiniment. Elle est nulle pour M
infini quand M croît indéfiniment. Elle est nulle pour M = 1. 3. Si Po est très voisin de pa', le courant secondaire circule à faible vitesse et le crochet de l’équation (1) est positif dans toute la tuyère bien que le courant primaire soit supersonique. Dans ce cas, p et E évoluent partout dans le même sens : une augmentation de section provoque une augmentation de pression et vice versa. Le courant, bien que comportant une partie supersonique, affecte dans son ensemble les propriétés d’un courant subsonique et le gradient de pression est nul au col. 4. Si p0
gradient de pression est nul au col. 4. Si p0 donc p sont suffisamment bas, le crochet de e) devient négatif puisque M et M' augmentent tous deux, la section a croissant et a' décroissant corrélativement. La pression et la section E varient alors en sens inverse et le courant a le caractère d’ensemble d’un courant supersonique, bien que comportant une fraction subsonique. 5. Lorsque le crochet est nul, soit dY/dx est nul : c’est au col que s’opère le passage de l’état à caractère subsonique d’ensemble à l’état à caractère d’ensemble supersonique. 6. Ces remarques induisent à penser qu’on
caractère d’ensemble supersonique. 6. Ces remarques induisent à penser qu’on ne peut plus alors, en agissant sur p0, modifier le débit traversant le col. On le vérifie de la façon suivante : Le débit D du courant primaire est indépendant de p0 puisque ce courant, supersonique, est défini par la section critique a* matérialisée par l’éjecteur. Le débit D' du courant secondaire, qui occupe la section E –ct est donné par (pa , aa : masse volumique et célérité du son dans les conditions d’arrêt; P = pIpD : soit, en exprimant a en fonction de a* : En annulant
en exprimant a en fonction de a* : En annulant la dérivée de D' par rapport à P et en revenant aux sections cr et a' occupées par chacun des deux flux, on trouve la condition donnant le maximum de D' : et l’on reconnaît l’identité des conditions (4) et (2). Il apparaît alors que, lorsque la condition (2) est réalisée au col, il est impossible, par pompage aval, d’accroître le débit : bien que le courant comporte une fraction subsonique, le blocage intervient au col géométrique de la tuyère A. 7. Cette situation peut, à première vue, paraître surprenante
A. 7. Cette situation peut, à première vue, paraître surprenante si le courant secondaire est subsonique à la sortie car une modification de Po semble pouvoir se faire sentir à l’amont. Cependant les ondes de pression qui remonteraient effectivement le courant secondaire si toutes les parois étaient solides vont avoir seulement pour effet de réajuster localement la frontière fluide entre les deux courants de telle sorte que les conditions au col demeurent inchangées. 8. L’équation (4) jointe à l’équation donnant a (en fonction de a* et de P) ainsi qu’à la définition E = cr+cr' permet de trouver la pression
la définition E = cr+cr' permet de trouver la pression p = PPa régnant au col, donc les nombres de Mach M et M', le débit de blocage D' et les sections correspondantes cr et cr'. 9. Ces considérations trouvent une application à propos des avions supersoniques dont les tuyères d’éjection sont alimentées par un courant primaire provenant du moteur et par un courant secondaire provenant du piège à couche limite de la prise d’air assurant le refroidissement de la machine. Pour Concorde où P est de l’ordre de 15 et P' de l’ordre de 3, l’effet de blocage a
et P' de l’ordre de 3, l’effet de blocage a été expérimentalement constaté et l’analyse ci-dessus montre que ce blocage n’intervient pas au niveau du col sonique du courant secondaire (lequel est susceptible de s’adapter en raison de sa frontière fluide), mais au niveau du col géométrique du convergent-divergent. A. S. T. E. C. H., 39, rue de la Grange-Dame-Rose, 92360 Meudon-la-Forêt et S. N. E. C. M. A., Direction Scientifique, 22, quai Galliéni, 92150 Suresnes. MÉCANIQUE DES FLUIDES. Écoulement des solutions diluées d’un polyoxyéthylène autour des cylindres à base circulaire. Note de M. Jean-Michel Piau, transmise par M. Léopold
circulaire. Note de M. Jean-Michel Piau, transmise par M. Léopold Escande. On montre que les anémomètres à film chaud peuvent être sensibles à la vitesse d’écoulement du fluide dans les solutions diluées de polymère. Par ailleurs, on a visualisé l'écoulement pour les conditions où l'expérience montre qu'ils sont peu sensibles à la vitesse : le champ des vitesses est complètement différent de ce que l'on connaît pour les fluides newtoniens. 1. INTRODUCTION. L'écoulement laminaire des solutions diluées de polymère autour des cylindres à base circulaire a déjà été étudié par James et Acosta (2). Dans la partie de leur article
James et Acosta (2). Dans la partie de leur article consacrée aux anémomètres à film chaud, ils montrent par l'expérience que si on accroît la vitesse d'écoulement V de la solution, pour une sonde donnée, le transfert thermique tout d'abord le même que pour l'eau, devient soudain à peu près indépendant de V. C'est-à-dire que ces appareils ne peuvent alors servir à mesurer la vitesse dans les solutions diluées de polymères. Enfin ils ont montré par visualisation que les lignes de courant s'écartaient plus que de coutume au passage du fil. Pour notre part, nous avons entrepris des essais sur
fil. Pour notre part, nous avons entrepris des essais sur les films chauds (3) avec des vitesses V de la solution du même ordre ou plus importantes que les leurs. Nous avons également réussi à visualiser l'écoulement autour des cylindres de façon suffisamment détaillée. 2. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX SUR LA RÉPONSE D'UNE SONDE. Nous avons translaté une sonde DISA à film chaud de 70 g de diamètre dans un bac de solution de 11 m de long. Pour cela, le support de sonde était fixé sur un chariot mobile asservi, à vitesse constante. On a donc mesuré séparément pour chaque solution,
vitesse constante. On a donc mesuré séparément pour chaque solution, la vitesse V de translation de la sonde dans le fluide au repos, et la tension de sortie U de l'anémomètre à température constante DISA, pour le coefficient de surchauffe t. Les résultats obtenus sont donnés sur la figure 1. On voit que pour les faibles vitesses et les concentrations élevées U dépend peu de V c'est-à-dire que le nombre de Nusselt dépendra peu du nombre de Reynolds, comme déjà indiqué (2). Par contre à partir d'une certaine vitesse, U recommence à croître avec V : la mesure de la
recommence à croître avec V : la mesure de la vitesse V avec un anémomètre à film chaud redevient possible. D'ailleurs, aux concentrations assez faibles, on voit que U varie toujours avec V et que la mesure de la vitesse V est toujours possible. Nous avons cherché par visualisation à quelles modifications du champ des vitesses correspondait le palier U indépendant de V. 3. VISUALISATION DE L'ÉCOULEMENT AUTOUR D'UN FIL. On fait circuler la solution additionnée de particules d'aluminium par gravité dans un tube de verre. À l'intérieur de ce tube, on a placé un autre tube en acier inoxydable
tube, on a placé un autre tube en acier inoxydable servant de support pour le fil. On l'a découpé de façon à avoir une pointe biseautée dans laquelle on peut coller le fil utilisé, comme sur la figure 2. On observe l'écoulement bidimensionnel en se plaçant dans l'axe du fil et en envoyant un pinceau plat de lumière perpendiculaire au fil, passant par l'axe du tube de verre. Pour connaître le nombre de Reynolds Re = V D/v de l'écoulement, connaissant le diamètre D du fil et la viscosité cinématique v des solutions, on mesure le débit qui permet de