jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
étendues à n'importe quel système de coordonnées, en particulier le système de coordonnées internes de valence R (S = U. R). Le tableau suivant donne l'exemple de calcul des différentes distributions énergétiques dans le cas de l'ozone O_3, qui présente un fort couplage cinématique. [Le champ de forces a été calculé à partir du modèle pour molécules très fortement couplées (5), (8)] qui redonne comme valeur calculée de la constante de couplage de Coriolis ~3 = 0,60, c'est-à-dire la valeur expérimentale [6]. TABLEAU Distribution des énergies potentielle, cinétique et totale pour la molécule O_3 Fréquences harmoniques (9) Constantes de forces
pour la molécule O_3 Fréquences harmoniques (9) Constantes de forces (2) Matrice L (S=L.Q) coi = 1128,0 cm^-1 Fn = 7,694 Lu = 0,306 02 = 715,5 » F12 = 0,574 L21 = -0,332 03 = 1092,7 » F22 = 1,296 L12 = 0,051 L22 = 0,442 COi co2 Vf_j (%) exacte appr. exacte appr. Fii (%) exacte appr. exacte appr. F11 96,5 83,5 6,9 7,6 F12 -7,8 4,4 F21 -7,8 5,4 F22 19,1 16,5 84,3 92,4 COi 002 T (k) TQ 1 (%) exacte appr. exacte appr. (}l_ij 122,9 73,0 3,5 4,2 G -34,3 7,7 G^1 -34,3 7,7 G22
73,0 3,5 4,2 G -34,3 7,7 G^1 -34,3 7,7 G22 45,5 27,0 81,0 95,8 001 002 Ni 0)2 V_qj (%) exacte appr. exacte appr. Cii. 84,3 92,4 19,1 16,5 C12. 4,4 -7,8 C21. 4,4 -7,8 C22. 6,9 7,6 96,5 83,5 001 C02 G,j (%) exacte appr. exacte appr. 1"G)j (%) exacte appr. exacte appr. Gn. 81,0 95,8 45,5 27,0 Gi2. 7,7 -34,3 G21. 7,7 -34,3 G22. 3,5 4,2 122,5 73,0 E £ act(%) (01 002 E,E'~ Si. 88,7 11,3 100 S2 11,3 88,7 100 E, E' 100,0 100,0 E<4,r(%) coi 002 1:, E( k) Si" 77,3 5,9 83,2 82. 22,7
002 1:, E( k) Si" 77,3 5,9 83,2 82. 22,7 94,1 116,8 Z, E~ 100,0 100,0 (*) Séance du 2 janvier 1974. O. A. Aux et coll. (à paraître). (2) A. Aux, Thèse Doctorat ès sciences, Reims, octobre 1973. (3) A. ALIX et A. MÜLLER (à paraître). (4) E. RYTTER, J. Chem. Phys., U. S. A. (sous presse). (5) P. PULAY et F. TÖRÖK, Acta Chim. Hung., 47, 1966, p. 273. (6) A. ALIX et L. BERNARD, Comptes rendus, 269, série B, 1969, p. 812 et 270, série B, 1970, p. 66 et 151; J. Chim. Phys., 68, 1971, p.
p. 66 et 151; J. Chim. Phys., 68, 1971, p. 1611; Z. Naturforsch., 27 A, 1972, p. 593; A. ALIX, D. E. FREEMAN et L. BERNARD, Comptes rendus, 273, série B, 1971, p. 247. (7) A. ALIX, Thèse 3e cycle, Reims, avril 1970. (8) A. Aux et L. BERNARD, Comptes rendus, 275, série B, 1972, p. 735. (9) A. BARBE, C. SECROUN et P. JOUVE, Comptes rendus, 274, série B, 1972, p. 615. T. TANAKA et Y. MORINO, J. Mol. Spectr., 33, 1970, p. 538. A. A. et L. B. : Laboratoire de Recherches optiques, Faculté des Sciences, B. P.
: Laboratoire de Recherches optiques, Faculté des Sciences, B. P. n° 347, 51062 Reims-Cedex; A. M. : Institut für Chemie, Universität Dortmund, 46 Dortmund, Deutschland. PHYSIQUE DES SOLIDES. Sur les faciès de rupture de matériaux réfractaires. Note de MM. Henri Estour, Guy Henry et Jean-Jacques Trillat, Membre de l'Académie. La méthode microfractographique a été appliquée à un réfractaire électrofondu à base d'alumine et de magnésie. On a pu ainsi identifier les différentes phases par leur faciès de rupture. Nous avons appliqué l'analyse morphologique des cassures (microfractographie) à l'étude de la structure de matériaux réfractaires. On sait que l'examen microfractographique des
structure de matériaux réfractaires. On sait que l'examen microfractographique des cassures apporte une variété d'informations, aussi bien lorsqu'il s'agit d'analyser les causes des ruptures survenues en service, que, plus généralement, de comprendre le mécanisme des différents types de ruptures. C'est aussi une méthode d'investigation capable d'apporter des renseignements précieux sur la structure des matériaux, puisque les divers constituants de cette structure peuvent, dans certains cas favorables, être différenciés par leur faciès de rupture. Cette technique « microfractographique » utilise le pouvoir de résolution et la profondeur de champ du microscope électronique. Les cassures sont examinées soit au microscope électronique à
électronique. Les cassures sont examinées soit au microscope électronique à transmission, par l'intermédiaire de répliques, soit directement au microscope électronique à balayage; ce dernier appareil peut être équipé de spectromètres à rayons X, de façon à pouvoir identifier les éléments présents aux points d'impact des électrons. Nous avons utilisé un spectromètre à diode compensé [Si (Li)], dit non dispersif, fonctionnant par sélection d'énergie en étant associé à un analyseur multicanaux. Ce spectromètre ne pose pas de problème de défocalisation et est donc très bien adapté à des analyses sur des surfaces de cassures au relief anfractueux. Toutes ces techniques sont
surfaces de cassures au relief anfractueux. Toutes ces techniques sont complémentaires. Nous allons montrer quels enseignements, la microfractographie appliquée à des matériaux réfractaires, est susceptible d'apporter. L'étude a porté sur un réfractaire MgO-Al2O3 électrofondu à environ 2 400°C, refroidi assez lentement (MgO : 75 %-Al2O3 : 21 %-FeO, SiO2, CaO). On est donc en présence de grains de MgO (périclase) enrobés dans la phase spinelle. L'examen des cassures conduit distinctement à une mise en évidence de ces deux phases principales. Les grains de périclase sont souvent clivés, suivant le plan de clivage facile de la structure cubique. Le faciès est
de clivage facile de la structure cubique. Le faciès est alors constitué de séries de facettes parallèles à trois directions fixes correspondant aux plans cristallographiques denses du MgO (200) (fig 1 et 2). Nous avons vérifié cette interprétation en observant la cassure d'un cristal pur de périclase. Les faciès observés sont bien identiques, à l'échelle près (fig. 3 et 4). Noter au centre de la micrographie un nodule quasi sphérique (flèche). L'image correspondante du rayonnement X, apparaît blanche pour la raie Ka du magnésium et noire pour la raie K. de l'aluminium. Ceci indique la présence de magnésium et l'absence
de l'aluminium. Ceci indique la présence de magnésium et l'absence d'aluminium. Il s'agit donc de périclase. Par contre la phase autour du nodule contient à la fois du magnésium et de l'aluminium : c'est la phase spinelle. Le spinelle a une rupture dite « conchoïdale » dont la surface est légèrement concave ou convexe (comme le prouvent des examens stéréographiques). Ce type de rupture est fréquemment rencontré dans des matériaux très fragiles comme certains verres, le silicium, le molybdène. Sur de telles surfaces, on peut observer à l'échelle macroscopique des traces concentriques de fronts d'ondes transversales ultrasoniques centrées sur les
traces concentriques de fronts d'ondes transversales ultrasoniques centrées sur les points d'amorçage de la cassure, et, perpendiculairement à ces zones, des lignes (fig. 5) visibles surtout à l'échelle microscopique et ayant un aspect très comparable à celui des « rivières » des clivages de métaux à structure cubique centrée. Ces lignes sont appelées lignes de Wallner du nom de l'auteur qui les a décrites pour la première fois, sur des cassures de matériaux vitreux. L'origine de ces lignes et les conditions de leur développement ont été étudiées par de nombreux chercheurs. Nous avons vérifié sur un échantillon de spinelle synthétique
chercheurs. Nous avons vérifié sur un échantillon de spinelle synthétique que ce faciès était bien caractéristique du spinelle du réfractaire étudié (fig. 6); il permet donc sans ambiguïté son identification. Sur la figure 5, on observe également des nodules : ce sont des grains de périclase, qui au lieu de se cliver, ont subi une décohésion à leur interface avec le spinelle. À partir de zones identiques (fig. 7), on a enregistré les images du rayonnement X correspondant. On peut constater sur les figures 8 a et 8 b que les zones convexes sont effectivement très riches en magnésium, et
les zones convexes sont effectivement très riches en magnésium, et ne contiennent pas d'aluminium, tandis que la phase qui les enrobe, c'est-à-dire le spinelle, correspond bien à la phase Al2O3-MgO. Les mêmes échantillons, conservés six mois à l'atmosphère ambiante, ont présenté exactement les mêmes phénomènes. Séance du 4 février 1974. J. PLATEAU, G. HENRY et C. CRUSSARD, Rev. Univ. Mines, 12, no 10, 1956, p. 543. T. L. TRAN et C. SELLA, Comptes rendus, 256, 1963, p. 3063; J. J. TRILLAT, C. SELLA, T. L. TRAN et M. NAVEZ, Congrès int. Crist. Silicates industriels, XXIX, n° 1, 1964, p. 15.
int. Crist. Silicates industriels, XXIX, n° 1, 1964, p. 15. H. WALLNER, Z. Physik, 194, 1939, p. 368. E. PONCELET, Verres et Réfractaires, 4, août 1948, p. 203; 3, juin 1949, p. 149; 5, octobre 1949, p. 289; 3, juin 1950, p. 158; 2, avril 1951, p. 69. F. KERKHOF, Naturwissenschaften, 40, 1953, p. 478. H. J. LEEUWERIK, Métallos, XXXII, 1957, p. 443. A. SMEKAL, Glastech. Ber., 23, 1950, p. 57. D. A. RYDER, Acta Met., 9, n° 1, 1961, p. 73. H. E.: Laboratoire de Recherche du Pontet, Société Européenne de Produits Réfractaires, 84130 Le Pontet; G. H.: Institut
Européenne de Produits Réfractaires, 84130 Le Pontet; G. H.: Institut de Recherches de la Sidérurgie Française, 185, rue Président-Roosevelt, 78104 Saint-Germain-en-Laye; J. J. T.: Laboratoire de Physique des Matériaux, C. N. R. S., 1, place Aristide-Briand, 92190 Meudon-Bellevue. SEMI-CONDUCTEURS. Détermination directe de la durée de vie et de la constante de diffusion ambipolaire d'un matériau semi-conducteur intrinsèque. Note de MM. Henri-Claude Gay et Jacques Boucher, transmise par M. Léopold Escande. L'absorption infrarouge dans les semi-conducteurs peut être modulée par une variation de la densité des porteurs libres. Cette propriété a été étudiée par Harrick pour vérifier les mécanismes des phénomènes
été étudiée par Harrick pour vérifier les mécanismes des phénomènes de transport des porteurs dans les semi-conducteurs. Parmi les avantages d'une telle technique, mentionnons qu'elle ne nécessite pas la réalisation de contacts sur l'échantillon. En outre, ce procédé permet une analyse continue en tout point et au sein du volume de l'échantillon. Notre étude consiste à mesurer les variations de la longueur de diffusion L ambipolaire provoquées par des injections modulées à différentes fréquences. Ceci conduit à la détermination directe et précise de la durée de vie des porteurs. La connaissance simultanée de L et T permet alors de déduire
connaissance simultanée de L et T permet alors de déduire la valeur expérimentale du coefficient de diffusion ambipolaire D. L'échantillon de germanium intrinsèque utilisé est un parallélépipède de 15 x 15 x 17 mm tiré suivant l'axe [111]. La durée de vie est donnée pour 900 K. Les faces ont été polies mécaniquement. On fait subir une attaque chimique (CP 4) qui permet de réduire la vitesse de recombinaison en surface (de l'ordre de 250 cm/s). Les dimensions de l'échantillon étant importantes, cette attaque chimique n'a pas toujours été réalisée. La génération locale des porteurs en excès est réalisée optiquement;
La génération locale des porteurs en excès est réalisée optiquement; il n'y a donc pas de champ électrique appliqué. La source lumineuse utilisée est une lampe à iode filtrée, soit par une cuve à eau, soit par des filtres interférentiels, qui génère les porteurs sur la surface d'entrée plan (111). Une analyse de la répartition spectrale de l'énergie de ce faisceau permet de constater qu'il n'y a pratiquement pas d'énergie détectable au-delà de 1,5 eV. Nous avons alors une pénétration peu profonde des photons dans le matériau ce qui empêche des réflexions parasites à l'intérieur du cristal. Ce flux lumineux
des réflexions parasites à l'intérieur du cristal. Ce flux lumineux est modulé à une fréquence déterminée. Une photodiode au silicium recevant une fraction de ce flux fournit le signal de référence dans le cas d'une détection synchrone. Sur l'échantillon, on projette l'image de la fente de sortie d'un monochromateur réglé sur 3,5 eV, à l'aide d'un jeu de miroirs sphériques. L'axe optique de ce faisceau infrarouge est contenu dans un plan (111). Un miroir elliptique focalise le faisceau transmis sur une cellule au PbSe montée en pont pour augmenter le rapport signal/bruit. Des variations relatives du faisceau transmis de 10-5
rapport signal/bruit. Des variations relatives du faisceau transmis de 10-5 ont pu être mesurées sur un détecteur synchrone. Les mesures longitudinales suivant l'axe [111] de l'absorption des porteurs en excès déterminent une longueur de diffusion L à une fréquence de modulation choisie. La concentration des porteurs p (x) est donnée, dans un petit domaine des abscisses et si l'accroissement des porteurs minoritaires est p0 dans un plan donné, à la distance x en notation complexe : où L est la longueur de diffusion à la fréquence considérée. D'après une étude spatio-fréquentielle, on peut montrer que l'amplitude est donnée par le
spatio-fréquentielle, on peut montrer que l'amplitude est donnée par le module de la densité des porteurs âê (L 1) est la partie réelle de l'inverse de la longueur de diffusion à la fréquence utilisée. Si l'on trace l'amplitude (exprimée en décibels) par rapport à la surface de l'échantillon en fonction de x à la fréquence f, on obtient une courbe dont l'allure est représentée sur la figure 1. A partir d'une certaine distance x0 que nous prendrons dorénavant comme référence des abscisses, la courbe obtenue est une droite dont la pente exprime l'atténuation spatiale. On obtient une chute de l/e
pente exprime l'atténuation spatiale. On obtient une chute de l/e de 8,6 dB sur une distance x telle que Il est possible de reprendre la même manipulation pour des fréquences différentes, on obtient T : durée de vie ambipolaire. En basse fréquence, on retrouve la longueur de diffusion L pourvu que C0T < 1. Si la fréquence de modulation augmente, nous avons L qui décroît comme le montre la figure 2. Les variations de Axe en fonction de la fréquence à partir de (1) peuvent être représentées en diagramme de Bode : À des fréquences plus élevées, on obtient une
Bode : À des fréquences plus élevées, on obtient une asymptote dont la pente est de 3 dB par octave. L'intersection des asymptotes est obtenue pour le point d'abscisse en ce point, la chute correspond à une atténuation de Axe de moins 2 dB par rapport à la valeur basse fréquence prise comme référence. Nous obtenons une durée de vie de T = 1 125 µs avec une imprecision maximale de 5%. Nous pouvons déduire par cette méthode une valeur expérimentale de la constante de diffusion ambipolaire D par en basse fréquence, nous obtenons D = 66,5 cm2/s, valeur acceptable
basse fréquence, nous obtenons D = 66,5 cm2/s, valeur acceptable pour un germanium intrinsèque. Séance du 21 janvier 1974. A. H. KHAN, Phys. Rev., 97, n° 6, 1955. H. Y. FAN et BECKER, Semiconducting Materials (Butterworths Scientific Publications Ltd, London, 1951, p. 132). N. J. HARRICK, Phys. Rev., 103, n° 5, 1956. J. BOUCHER, Thèse d'État, juin 1972, Toulouse. Laboratoire de Semi-conducteurs, École Nationale Supérieure d'Électronique, d'Électrotechnique, d'Informatique et d'Hydraulique, 2, rue Charles-Camichel 31071 Toulouse. Les particules interplanétaires diffusent la lumière solaire isotropiquement pour le vecteur électrique incident normal au plan de diffusion, mais la polarisent beaucoup à angle droit.
plan de diffusion, mais la polarisent beaucoup à angle droit. Un nuage ellipsoïdal où elles seraient distribuées en 1/r ou 1/r2 dans le plan moyen des planètes, avec un degré d'aplatissement a/b = 8, reproduirait bien les caractéristiques photopolarimétriques de la lumière zodiacale. Les propriétés des particules interplanétaires diffusantes (composition, dimensions, indicatrice de diffusion, effets polarisants, etc.) et leur distribution au sein du nuage zodiacal (densité dans le plan de symétrie en fonction de la distance r au Soleil, degré d'aplatissement, etc.) font l'objet d'observations terrestres et spatiales, de travaux théoriques et de modèles variés. Malgré l'apport important des sondes
théoriques et de modèles variés. Malgré l'apport important des sondes interplanétaires, de larges incertitudes subsistent. Bien qu'une loi de densité en 1/r2 soit le plus souvent admise, les évaluations de n restent peu concordantes [1], [2], [3]. La diversité des lois de diffusion invoquées [4], [5], [6], et des modèles souvent très complexes proposés récemment [7], [8], [9] montre quels efforts sont encore nécessaires dans ce domaine. Une discussion détaillée des mesures photopolarimétriques de la lumière zodiacale effectuées à l’Observatoire du Teide (Tenerife) depuis 1964 est en cours à l’Observatoire de Bordeaux; elles paraissent favoriser un modèle assez simple, dont
de Bordeaux; elles paraissent favoriser un modèle assez simple, dont on trouvera ici les caractéristiques provisoires. Soit E l’élongation dans le plan de symétrie peu différent de l’écliptique et Z(e) la luminance zodiacale observée dans cette direction (corrigée de tous effets atmosphériques, stellaires, etc.) depuis la Terre ou son voisinage (r < 1 U.A.). En admettant que l’indicatrice de diffusion d’un volume élémentaire ne subisse pas de déformation notable de 0,5 à 2 U.A. du Soleil environ, j’ai montré [10] que la fonction de phase s’écrit : O étant l’angle de diffusion, et K une constante égale à (dZ/dE)90°. Une
de diffusion, et K une constante égale à (dZ/dE)90°. Une étude photométrique couvrant la majeure partie de l’écliptique permet donc de dessiner l’indicatrice dès qu’une valeur de n est adoptée. Cette expression se généralise aux mesures polarimétriques, puisqu’on peut l’écrire successivement pour le vecteur de Fresnel normal au plan de diffusion (a1, Z1) et pour celui qui est porté par ce plan (a2, Z2). L’introduction dans cette formule des données d’observation Z1(E) et Z2(E) obtenues à Tenerife le long de l’écliptique amène aux conclusions suivantes : 1° une valeur élevée de n est incompatible avec nos observations, car elle impliquerait
de n est incompatible avec nos observations, car elle impliquerait des valeurs négatives, donc absurdes, de a1 : n > 1,8 est peu vraisemblable, et n > 2,2 paraît exclu; 2° en choisissant n voisin de 1, ci1 ne présente dans l’intervalle utilisable de 0 que des variations très modérées, qui ne dépassent pas + 19 de 0 = 60 à 170° pour n = 1, et même + 11 de 0 = 45 à 150° pour n = 1,2 (fig. 1). En dessous de 0 = 45° environ, le poids des résultats baisse rapidement : la forte pente des
poids des résultats baisse rapidement : la forte pente des deux courbes, et plus encore leur croisement, peuvent être fallacieux. La remontée au-delà de 0 = 135° environ, bien réelle au contraire, indique une meilleure diffusion des particules vers l’arrière, ou la présence d’une seconde population de particules, plus grosses, et qui donnerait un effet de phase marqué. La distribution spatiale de ces dernières n’est peut-être plus en 1/rn si, comme on le pense volontiers, l’origine du gegenschein est dans l’anneau astéroïdal. On voit que la calotte antisolaire et les fortes valeurs de 0 réclament une interprétation distincte, et prudente.
fortes valeurs de 0 réclament une interprétation distincte, et prudente. Il est vrai que si la décroissance de densité Fig. 1 dans le plan moyen des planètes suit une loi en 1/rn très légèrement plus rapide, la diffusion de la composante normale montre, sur un grand éventail de 0 (90°) un caractère très remarquable de quasi-isotropie. En revanche a2 (vecteur électrique dans le plan de diffusion) est loin d’être isotrope : son minimum, obtenu semble-t-il un peu avant 0 = 90°, est à peine la moitié du niveau moyen de a1. La courbe de polarisation correspondante (A1) a donc un
a1. La courbe de polarisation correspondante (A1) a donc un maximum atteignant 0,35. Il faut remarquer que, contrairement aux indicatrices, la courbe de polarisation est peu sensible au choix de la valeur de n; j’ai pu en donner l’allure générale [10] et l’ordre de grandeur du maximum [12] avant toute hypothèse sur la loi de densité. Le problème peut être abordé en sens inverse : Une diffusion isotrope par des particules dont la densité est inversement proportionnelle à la distance héliocentrique devrait donner une luminance zodiacale [rapportée à Z(90°), prise pour unité] : Z(e) = 1/(1-cos E). Pour n =
pour unité] : Z(e) = 1/(1-cos E). Pour n = 0, on trouve Sur la figure 2, les courbes en trait plein donnent les différences des deux fonctions précédentes avec celle relative à n = 1. En traits interrompus, les différences entre les valeurs observées de Z1(E)/Z1(90°) et la fonction 1/(1-cos e. L’une des courbes se rapporte aux observations de Tenerife, l’autre à celles d’Haleakala, publiées par Weinberg [13] : ce sont les seules sources de données photopolarimétriques couvrant plus de la moitié de l’écliptique. Jusqu’à E = 120° environ, l’une et l’autre sont clairement en faveur d’une valeur de
l’une et l’autre sont clairement en faveur d’une valeur de n égale ou peu supérieure à 1. Dans la région antisolaire, l’hypothèse de travail isotropique cesse d’être acceptable, et l’on retrouve un excès de diffusion vers l’arrière, nettement directif. S’il est dû à une seconde population de particules, la séparation photométrique de celle-ci et du nuage principal est alors possible. Fig.2 Les mesures hors-écliptique doivent permettre d’évaluer l’aplatissement du nuage zodiacal. L’ordre de grandeur de la luminance vers le pôle de l’écliptique (65 S10) que nous proposions dès 1965-1966 [14], [15], et qui passa à l’époque pour être sous-estimé d’un
[15], et qui passa à l’époque pour être sous-estimé d’un facteur 2, n’est actuellement plus douteux [16], [17], [18]. Prenons pour modèle de travail un nuage aux surfaces isodenses ellipsoïdales aplaties dans un rapport a/b = k; la luminance au pôle de l’écliptique exige un aplatissement k = 8, que confirment les autres directions de visée, notamment à 180°, à 170° qui est la zone la plus sombre du ciel interplanétaire [19]. Il en va de même de nos résultats polarimétriques : Des particules ayant les propriétés diffusantes suggérées plus haut, et formant un nuage caractérisé par n1 et k8
haut, et formant un nuage caractérisé par n1 et k8 doivent donner dans le plan 8 = 0 les degrés de polarisation suivants : 0,19 pour p = 90°, 0,24 pour p = 70° (région du ciel la plus polarisée) et 0,12 pour p = 30°, ce qui reproduit assez remarquablement nos résultats d'observation. Séance du 28 janvier 1974. R. H. GIESE, Planet. Space Sci., 21, 1973, p. 513. H. A. ZOOK et R. K. SOBERMAN, Communication C 3.7 donnée au Congrès du COSPAR, Constance, mai 1973. M. S. HANNER et J. L. WEINBERG, Communication C 3.8 donnée au Congrès
et J. L. WEINBERG, Communication C 3.8 donnée au Congrès du COSPAR, Constance, mai 1973. N. B. DIVARI, Soviet Astron., 10, 1967, p. 1017. L. W. BANDERMANN, Ph. D. Dissertation, University of Maryland, 1968. G. A. GARY et P. D. CRAVEN, NASA Techn. Note D-7263, 1973, p. 129. N. S. KOVAR et R. P. KOVAR, Communication donnée au Congrès de l'American Astronomical Society. New York, 1969. J. M. GREENBERG, Space Research; 10, 1970, p. 225. R. H. GIESE, Space Research, 11, 1971, p. 255. R. DUMONT, Planet. Space Sci., 21, 1973, p. 2149. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Communication donnée
1973, p. 2149. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Communication donnée à la XVe Assemblée générale de l'U. A. I., Commission n° 21, août 1973. R. DUMONT, Comptes rendus, 275, série B, 1972, p. 765. J. L. WEINBERG, Summary Report II on Zodiacal Light, University of Hawaii, HIG-67-13, 1967. R. DUMONT, Ann. Astrophys., 28, 1965, p. 265. R. DUMONT et F. SANCHEZ-MARTINEZ, Ann. Astrophys., 29, 1966, p. 113. C. F. LILLIE, Ph. D. Thesis, University of Wisconsin, 1968. J. G. SPARROW et E. P. NEY, Astrophys. J., 174, 1972, p. 705. A. C. LEVASSEUR et J. F. BLAMONT, Nature, 246, n°