jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
2 a n'est pas modifiée. 2. Une théorie simplifiée permet d'interpréter ces résultats. Pour mettre le problème en équations, on schématise le montage de la figure 1 en supposant que la région ionisée est limitée par deux plans parallèles indéfinis distants l'un de l'autre de 2 b. On admet que cette région est ionisée uniformément en permanence, à raison de Q paires d'électrons et d'ions positifs créés par centimètre cube et par seconde. Ces différents porteurs de charge auront tendance à diffuser hors de la région où ils sont produits. On se propose de calculer la distribution des concentrations ioniques
On se propose de calculer la distribution des concentrations ioniques dans le milieu ainsi constitué, à l'aide des hypothèses suivantes : les électrons et les ions positifs se déplacent avec leurs coefficients de diffusion propres De et D+. Ceci revient à supposer les concentrations ioniques suffisamment faibles pour que la diffusion ambipolaire soit négligeable; la probabilité pour qu'un électron se recombine avec un ion positif est nulle; la fixation d'un électron sur une molécule neutre donne naissance à un ion négatif. Cela étant, on peut exprimer les taux de variation des concentrations ioniques le long d'un demi axe Ox perpendiculaire
des concentrations ioniques le long d'un demi axe Ox perpendiculaire aux plans précédemment définis, le point 0 étant à égale distance b des deux plans. En faisant le bilan des porteurs de charge qui apparaissent et qui disparaissent dans un élément de volume autour du point d'abscisse x, on écrira, à l'équilibre stationnaire : pour les électrons : Dans ces équations, ne n+ et n représentent les concentrations respectives des électrons, ions positifs et ions négatifs à l'abscisse x, P est le coefficient de fixation des électrons sur les molécules neutres et ClO le coefficient de recombinaison des ions ;
neutres et ClO le coefficient de recombinaison des ions ; Q(x) est tel que (4) Q(x)=Q, x < b; (5) Q (x) = 0, x > b. Si on admet que D+ et D sont pratiquement égaux, qu'ils ne varient pas avec le temps, et que le coefficient de diffusion des électrons De est beaucoup plus grand que celui des ions, on peut alors donner une expression analytique de ne d'une part, et de (n-n+) d'autre part. En évaluant la charge d'espace n+, + n n+ pour chaque valeur de x, on obtient : pour x < b : et
x, on obtient : pour x < b : et où c est la valeur de x pour laquelle les concentrations ioniques deviennent négligeables. On suppose c > b. On a représenté ne + n n + en fonction de x sur la figure 2 b dans le cas où Q = 2.109 paires d'ions par centimètre cube et par seconde, valeur compatible avec la source utilisée; on a pris a = 1 cm-1 en nous basant sur les valeurs indiquées par Loeb, b = 10-1 cm, D = 3.10-2 cm2.s-1. La valeur de c étant indéterminée, on obtient un
cm2.s-1. La valeur de c étant indéterminée, on obtient un réseau de courbes avec c en paramètre. Pour la valeur particulière C2 = 2,65 cm, on a une courbe qui peut être comparée avec celle de la figure 2 a, puisque le changement de signe de la charge d'espace s'effectue à abscisse équivalente. Pour interpréter quantitativement ces résultats, il convient de chercher une relation liant p à (ne+n+-n+). Mais, on sait seulement relier p à n+ In grâce à la relation de Gunn. On se propose de réaliser ce calcul. Par contre, au point de vue qualitatif, on peut remarquer
Par contre, au point de vue qualitatif, on peut remarquer la bonne concordance entre la théorie et nos résultats expérimentaux. Séance du 7 janvier 1974. (1) M. POURPRIX, Thèse de Docteur Ingénieur, Paris, 1973. (2) H. A. ERNEKSON, Phys Rev., 2e série, 1, n° 2, 1922, p. 117. (3) L. B. LOEB, Basic Processes of Gaseous Electronics, Berkeley et Los Angeles, 1960. (4) R. GUNN, J. of Meteor, 11, 5, 1954, p. 337 James B. : Université d'AustinTexas; Jean B. : Université Paris VI; G. M. et M. P. : Centre d'Études nucléaires, 92260 Fontenay-aux-Roses. ASTROPHYSIQUE. Étude spectroscopique de quelques
Centre d'Études nucléaires, 92260 Fontenay-aux-Roses. ASTROPHYSIQUE. Étude spectroscopique de quelques galaxies compactes. Note de Mme Nicole Carozzi, M. Pierre Chamaraux et Mme Renée Duflot, présentée par M. Charles Fehrenbach. Parmi les quatorze galaxies compactes bleues étudiées, sept possèdent un spectre d'absorption et cinq présentent des raies en émission. Sur le diagramme de Hubble ces galaxies se situent, aux erreurs de mesures près, entre les galaxies normales et les QSS. Les spectres de quatorze galaxies compactes ont été obtenus en novembre 1972 et en janvier 1973 à l'Observatoire de Haute Provence à l'aide d'un tube image RCA 33011 e). Les objets
à l'aide d'un tube image RCA 33011 e). Les objets étudiés ont été choisis dans le catalogue de Zwicky (2) parmi les plus bleus pour que les propriétés optiques et radio aient le maximum de chance de se manifester. Sept de ces objets ont un spectre d'absorption. Cinq présentent des raies en émission. VII-Zw 421 a un spectre en absorption et en émission tandis que VII-Zw 68, une galaxie double, montre seulement un spectre continu dans les conditions de notre expérience. Nous décrivons rapidement les spectres de ces différents objets. Quand les résultats de l'observation l'ont permis, la vitesse de
Quand les résultats de l'observation l'ont permis, la vitesse de récession a été mesurée et corrigée du mouvement de la Terre par rapport au Soleil. Les intensités relatives de quelques raies en émission ont été mesurées avec une précision de 15%. Aucune des galaxies étudiées n'a l'aspect des galaxies de Seyfert. Dans les astres à raies d'absorption, les caractères les plus usuels sont les raies de la série de Balmer. Dans V-Zw 206 et VII-Zw 23 on trouve de plus les raies H et K de Ca II. Cette dernière galaxie présente à la longueur d'onde X 4 144 A
galaxie présente à la longueur d'onde X 4 144 A un caractère en absorption bien visible. Les raies en absorption difficiles à observer ne permettent pas de déterminer des vitesses radiales avec précision. Nous trouvons pour les raies d'absorption les vitesses approximatives suivantes : V 3 000 km.s-1 pour IV-Zw 67, V 9 960 km.s-1 VII-Zw 23, V 9 000 km.s-1 VII-Zw 527. L'objet VII-Zw 421 qui présente de plus Ha et Hp en émission a une vitesse moyenne pour l'ensemble des raies d'absorption et d'émission V = 2 980 ± 190 km.s-1. Dans les galaxies en émission on remarque
± 190 km.s-1. Dans les galaxies en émission on remarque le plus souvent les raies de l'hydrogène, les raies XX 4 959 et 5 007 de [O III], X 6 584 de [N II] et XX 6 717-6 731 de [S II]. Les mesures d'intensité des raies Hp et [O III] permettent de déceler un degré d'excitation relativement élevé dans les objets II-Zw 33 et VII-Zw 156. Les vitesses respectives de ces deux galaxies sont V = 2 870 ± 66 km.s-1 et 3 580 ± 95 km.s-1. Pour NGC 2944 le degré d'excitation est au contraire assez bas. Les
2944 le degré d'excitation est au contraire assez bas. Les raies, fines, se prolongent de part et d'autre du noyau et sont légèrement inclinées. Une plus grande dispersion serait nécessaire pour mesurer la rotation. La vitesse de récession est V = 6 985 + 160 km.s-1. La galaxie VII-Zw 162 est différente des précédentes. Sur un fond continu intense se détachent les raies X 5 007 de [O III] et IX 6 717-6 731 de [S II] très faibles, les raies Hp, Ha et cinq caractères en émission entre X 4 232 et X 5 891; la précision de nos
4 232 et X 5 891; la précision de nos mesures ne permet pas une identification certaine : l'élément le plus probable paraît être Fe II. Dans cette hypothèse, la galaxie VII-Zw 162 se rapprocherait, par sa composition, de I-Zw 0051 + 12 étudié par Sargent et de 2-C-BNG 14254+13,1 mesuré par Fairall. Bien que la raie X 4 959 de [O III] ne soit pas visible, nous déduisons de la présence de la raie X 5 007 [O III] que les « raies de Fe II » se produisent dans une région différente de la galaxie, certainement la région
dans une région différente de la galaxie, certainement la région centrale où la densité est plus élevée. La prise prochaine de spectres plus dispersés permettra de préciser ces résultats. La vitesse de récession est V = 9 030 ± 200 km.s-1. Dans la galaxie VII-Zw 501 le degré d'excitation est élevé dans la région où se forment les raies interdites. Cet objet présente deux caractères en émission aux longueurs d'onde XX 4 232-4 489. S'il est possible de les identifier avec des raies de Fe II, ces raies se formeraient, dans ce cas également, au centre de la galaxie. Nous
dans ce cas également, au centre de la galaxie. Nous trouvons V = 4 640 ± 165 km.s-1. Ce bref aperçu montre que la diversité des spectres des galaxies compactes rend difficile leur classification dans un groupe unique. Nous traçons le diagramme de Hubble en portant pour tous les objets étudiés log (cz) corrigé de la rotation galactique en fonction de la magnitude m corrigée du terme K de Oke et de l'absorption galactique. Sur ce graphique ont été également représentées les galaxies de Barbon, les galaxies de Sargent et de Fairall citées plus haut et quelques QSS données par
de Fairall citées plus haut et quelques QSS données par Arp. Malgré la dispersion due aux erreurs de mesure il apparaît que les galaxies compactes se situent entre les galaxies normales et les QSS. Si cette propriété était confirmée pour un plus grand nombre d'objets, elle pourrait être utilisée comme critère de classification ou permettrait de déterminer la magnitude absolue de ces objets. Nous pourrons prochainement préciser ce résultat : en effet nous avons entrepris de porter sur ce graphique les points représentatifs du plus grand nombre possible de galaxies compactes et de galaxies de Markarian rencontrées dans la littérature.
compactes et de galaxies de Markarian rencontrées dans la littérature. Séance du 2 janvier 1974. N. CAROZZI, P. CHAMARAUX et R. DUFLOT-AUGARDE, Astron. et Astrophys., 1973 (sous presse). F. ZWICKY, Catalogue of selected compact galaxies and of post-eruptive galaxies, Offsettdruck L. Speich, Zurich, 1971. W. L. W. SARGENT, Astrophys. J., 152. 1968, p. L31. A. P. FAIRALL, Monthly Notes Astron. Soc. Sth. Afr., 29, 1970, p. 118. G. et A. DE VAUCOULEURS, Reference catalogue of bright galaxies, 1964, p. 3. J. B. OKE et A. SANDAGE, Astrophys. J., 154, 1968, p. 27. R. BARBON, Mem. Soc. Astron. Ital., 40, 1969
p. 27. R. BARBON, Mem. Soc. Astron. Ital., 40, 1969 a, p. 211. R. BARBON, Mem. Soc. Astron. Ital., 40, 1969 b, p. 559. H. ARP, Astrophys. J., 152, 1968, p. 1101. Observatoire de Marseille, 2, place Le Verrier, 13004 Marseille et Observatoire de Haute Provence, Saint-Michel l'Observatoire, 04300 Forcalquier. PHYSIQUE ATMOSPHÉRIQUE. Nouvelle méthode pour l'identification et la mesure des concentrations des gaz polluants de l'air. Note de MM. F.-Marcel Devienne et Jean-Claude Ronstan, présentée par M. Edmond-A. Brun. Nous avons vu dans une Note précédente une nouvelle méthode d'analyse à la fois qualitative et quantitative d'un mélange gazeux. Dans
à la fois qualitative et quantitative d'un mélange gazeux. Dans le cas d'une atmosphère polluée, et même à de très hautes altitudes, on trouve, en dehors des constituants fixes : azote, oxygène, gaz carbonique, hydrogène, gaz rares et vapeur d'eau, des corps tels que CO, SO2, NO2, NO. La méthode permet de montrer l'existence et de déterminer la proportion de ces composés minoritaires de l'air. L'air est admis dans une source d'ions; les différents ions formés sont alors extraits à une énergie e VI qui peut être variable, et qui se trouve égale, dans les recherches de dosage que nous
se trouve égale, dans les recherches de dosage que nous avons effectuées, à 6 000 eV. Les ions viennent heurter une boîte de collision B2, portée à un potentiel V2, positif ou négatif, contenant de l'argon ou de l'hélium. Une fraction plus ou moins importante de ces ions est dissociée et a une énergie : x représente le rapport de la masse de l'ion formé par collision à celle de l'ion qui lui a donné naissance. Après filtration, pour une énergie fixée à l'aide d'un analyseur électrostatique, les ions viennent heurter la première dynode d'un multiplicateur d'électrons. Le schéma du
heurter la première dynode d'un multiplicateur d'électrons. Le schéma du dispositif représente un schéma du dispositif. L'énergie e V", fonction de x, est caractéristique de l'ion primaire et de l'ion secondaire analysé. En effet, si l'on considère l'oxyde de carbone, il donne naissance à O+ et C+ dont les valeurs de x sont approximativement égales à 16/28 et 12/28 et les pics correspondants ne peuvent pas être confondus avec le pic relatif à la valeur x = 0,500 provenant de la dissociation de l'azote et de l'oxygène. Lorsque l'on considère les autres constituants mineurs de l'air, on ne trouve aucun
les autres constituants mineurs de l'air, on ne trouve aucun composé donnant naissance à des ions dont les valeurs de x sont identiques; cependant, dans le cas de l'anhydride sulfureux, on obtient par collision : SO+, S+, O2 et O+. Les ions S+ et O2 ont des valeurs de x très voisines de 1/2 donc correspondant à la décomposition des gaz diatomiques, mais il est facile pour doser SO2 de mesurer l'intensité Analyse de l'air contenant moins de 1 des composants suivants : gaz carbonique; oxyde de carbone; anhydride sulfureux. Fig. 3. Variation de la concentration du gaz carbonique avant
Fig. 3. Variation de la concentration du gaz carbonique avant et après effort physique. Vitesse de déroulement : 1 cm en 20 s. des pics correspondant à S02+/S02 et O+/S02, ayant respectivement des valeurs de x voisines de 0,75 et de 0,25. La figure 2 représente, en faisant varier la valeur de l'énergie filtrée de 0 à 5 000 eV, une analyse d'air contenant, comme composés minoritaires, de l'oxyde de carbone, de l'anhydride sulfureux et du gaz carbonique à un taux inférieur à 1. La méthode, ici purement qualitative, peut être rendue quantitative en analysant un mélange dont la composition
être rendue quantitative en analysant un mélange dont la composition est connue par avance. L'expérience montre que, les conditions étant par ailleurs identiques, les intensités des pics sont proportionnelles à leurs concentrations jusqu'à environ 10. Il est également possible, dans le cas où l'on ne veut analyser que quelques composés minoritaires, d'opérer de la façon suivante : On fixe les tensions respectives V2 et V" de la boîte B2 et de l'analyseur électrostatique At de façon à ne laisser passer que le pic correspondant à x. La formule que nous avons établie dans la Note précédente conduit à la valeur
avons établie dans la Note précédente conduit à la valeur de x : Étant donné la stabilité des alimentations de haute tension utilisées dans le cas présent, qui sont comprises entre 10−4 et 10−5, il est possible d'avoir toujours le sommet du pic correspondant et de faire des mesures instantanées. La figure 3 représente la variation de concentration de gaz carbonique dans l'air expiré pour une même personne, avant ou après effort physique. La méthode permet actuellement, avant amélioration, la détection et la mesure des titres volumétriques qui, dans le cas du S02, sont de l'ordre de 10−6. Laboratoire de
cas du S02, sont de l'ordre de 10−6. Laboratoire de Physique moléculaire des Hautes énergies, 06530 Peymeinade. NOTES DES MEMBRES ET CORRESPONDANTS ET NOTES PRÉSENTÉES OU TRANSMISES PAR LEURS SOINS MÉCANIQUE DES SOLIDES. Schématisations à une dimension du mouvement des milieux curvilignes. Note de M. Denys Gamby, présentée par M. Paul Germain. Dans le cadre de la théorie de Medick, on donne une définition des schématisations unidimensionnelles pour lesquelles on dégage une structure mathématique commune conduisant systématiquement à des problèmes mixtes de conditions initiales et aux limites bien posés, grâce à un choix convenable des inconnues. Cette structure se retrouve
à un choix convenable des inconnues. Cette structure se retrouve dans de nombreuses autres schématisations qui sont regroupées avec celles de Medick sous une présentation unifiée pour laquelle la solution des problèmes mixtes s'obtient par application de résultats antérieurs. 1. SCHÉMATISATIONS UNIDIMENSIONNELLES DE MEDICK. Considérons une poutre rectiligne élastique de section rectangulaire constante rapportée au repère orthonormé Oxy Z2 Z3; z, désigne l'abscisse curviligne le long de la fibre moyenne; sont les coordonnées d'un point de la section droite. La méthode de Medick consiste à introduire les moments des inconnues [déplacements ui (x, Z2, Z3, t), déformations eij (x, Z2,
[déplacements ui (x, Z2, Z3, t), déformations eij (x, Z2, Z3, t), contraintes xij (x, Z2, Z3, t) avec i, j = 1, 2, 3], soit où Pk est le polynôme de Legendre d'ordre k. On montre qu'un principe variationnel dû à Gurtin permet d'obtenir de façon systématique, et sans hypothèse de « troncature » plus ou moins hasardeuse, des systèmes cohérents (contenant autant d'équations que d'inconnues) vérifiés par un nombre fini nm nm nm des inconnues Ui, zj, xip dont les solutions sont destinées à approcher celles de la théorie tridimensionnelle. « L'approximation recherchée est par définition l'ensemble S
théorie tridimensionnelle. « L'approximation recherchée est par définition l'ensemble S = (wf, e,y, tij) qui rend stationnaire la fonctionnelle A, de lorsque l'on restreint l'ensemble des déplacements admissibles à ceux de la forme nm où N et M sont des entiers finis, certains des ut (pour n N, m M) étant éventuellement nuls. » Cette définition permet de retrouver logiquement les schématisations étudiées par Medick (avant l'introduction des coefficients correctifs) et de préciser en quel sens ces schématisations sont des approximations. On pourrait tout aussi bien utiliser la méthode des puissances virtuelles. 2. SYSTÈME HYPERBOLIQUE. Les inconnues caractérisant une schématisation
puissances virtuelles. 2. SYSTÈME HYPERBOLIQUE. Les inconnues caractérisant une schématisation donnée nm nm sont les déplacements généralisés Ui (x, t), les déformations généralisées Eu (x, t) nm nm et les contraintes généralisées Tij (x, t). En numérotant les triplets (i), on pose: nm nm nm < uk = (ui) auquel on associe vk = ∂uj/∂t, yk = 2∂ej/(l + 8J) et nk = ∂Lj, avec k = 1, 2, ..., P d'une part; rs rs nm nm rs • e, = 2epq/(l +∆J) avec (pq) (i 1) ou (1 i), auquel on associe cr = xpq avec k = 1,
auquel on associe cr = xpq avec k = 1, 2, ..., Q d'autre part, et l'on introduit les matrices colonnes à P ou Q éléments On vérifie qu'il existe trois matrices carrées (P x P) à savoir : J, K inversibles de forme diagonale, et M nilpotente une matrice C symétrique (Q x Q) et deux matrices (P x Q), G et L, telles que, lorsque les forces de volume données sont nulles, et lorsque la surface latérale est libre, les équations du système s'écrivent : et où LT et MT sont les transposées de L et M respectivement.
et MT sont les transposées de L et M respectivement. En dérivant par rapport au temps les relations contraintes-déformations, puis en éliminant U, r et E, on est conduité à un système d'équations aux dérivées partielles du premier ordre pour les P vitesses {Vk} et les P + Q contraintes {nk, a, }. En désignant par Y = [ II l] la matrice colonne à 2 P + Q composants des inconnues du système, celui-ci s'écrit : où A et B sont des matrices carrées (2 P + Q) x (2 P + Q) à coefficients constants. Les composantes de
(2 P + Q) à coefficients constants. Les composantes de V sont des moments généralisés des vitesses sur la section droite, celles de II sont les moments généralisés des composantes du vecteur-contrainte sur la section droite associées à celles de V, celles de E les moments généralisés des autres composantes du tenseur des contraintes. On peut considérer les composantes de X comme des paramètres cachés du système. On montre que A possède cinq directions caractéristiques distinctes et 2 P + Q valeurs propres (comptées autant de fois que le veut leur ordre de multiplicité), à savoir : • P valeurs
leur ordre de multiplicité), à savoir : • P valeurs propres positives de la forme va (a = 1, 2) avec VI = Ju/p, v2 = kvl9 où k2 = (A + 2 Il)/Il, X et Il étant les coefficients de Lamé du matériau. • P valeurs propres v.. • La valeur propre zéro avec la multiplicité Q. On montre enfin que A peut toujours être diagonalisée sur le corps des réels. AUTRES SCHÉMATISATIONS. Tout ce qui vient d'être fait pour les schématisations de Medick peut être transposé pour la théorie de Mindlin et Mc Niven, valable pour des tiges
théorie de Mindlin et Mc Niven, valable pour des tiges de section circulaire et où le passage de la théorie tridimensionnelle à la théorie à une dimension s'effectue en développant les inconnues en série de fonctions construites à partir des polynômes de Jacobi. On est conduité à un système entièrement analogue à ceux de Medick, à condition de prendre pour inconnues : Citons aussi la schématisation de Wittrick qui décrit la propagation d'ondes dans les ressorts hélicoïdaux. Les six composantes de V et de M sont celles des éléments de réduction au centre de section des torseurs des vitesses et
réduction au centre de section des torseurs des vitesses et des efforts intérieurs respectivement, L n'existant pas. Là aussi la matrice A est aisément diagonalisable. Rentrent également dans ce cadre les systèmes du premier ordre qui régissent les propagations d'ondes longitudinales dans les matériaux viscoélastiques linéaires à élasticité instantanée et à spectre discret. Les composantes de S sont alors les paramètres cachés du modèle viscoélastique. Toutes les schématisations étudiées ici, et bien d'autres, conduisent donc à des systèmes du premier ordre totalement hyperboliques. Cette propriété est très générale; en fait, seules font exception quelques schématisations pour lesquelles les discontinuités ne
seules font exception quelques schématisations pour lesquelles les discontinuités ne se propagent pas à vitesse finie (comme la théorie dite élémentaire d'Euler-Bernoulli). PROPAGATION DES CHOCS. La diagonalisation de la matrice A a pour effet d'introduire de nouvelles inconnues U = {ut} (i = 1, 2, ..., 2 P + Q) qui sont : up = ap vp + bp np (p = 1, 2, ..., P); vp+p = apvp-bp vp (p = 1, 2, ..., P); 2p+p associés à la valeur propre v = 0 (p = 1, 2, ..., Q) (les ap et bp dépendent des coefficients de A).
Q) (les ap et bp dépendent des coefficients de A). L'étude de la propagation d'un choc appliqué à l'extrémité x1 = 0 d'une poutre semi-infinie (x, > 0) consiste à chercher dans le quadrant x, > 0, t > 0 la solution faible du problème mixte pour le système mis sous forme canonique (A diagonale) : où l'on donne les conditions initiales et les conditions aux limites analogues à celles de Kreiss : On sait que ce problème admet une solution unique dont la régularité dépend de celle de gp et de 'Y et de la compatibilité à l'origine entre
et de 'Y et de la compatibilité à l'origine entre ces quantités [Courant et Hilbert, p. 474]. On retrouve les cas classiques où sont imposés à l'extrémité de la poutre les vitesses généralisées ou le vecteur-contrainte généralisé en prenant llpi = -j, et rpi = –6l respectivement. On peut enfin appliquer à cette classe de problèmes la représentation des discontinuités de [7] et on peut construire la solution du problème mixte sous forme d'onde progressive généralisée à forme d'onde vectorielle en utilisant la méthode de [8] qui s'étend sans difficulté au cas où certaines des valeurs propres de A sont
au cas où certaines des valeurs propres de A sont multiples. (*) Séance du 21 janvier 1974. M. A. MEDICK, J. Appl. Mech., 33, 1966, p. 489-495. M. E. GURTIN, Arch. Rat. Mech. Anal., 16, n° 1, 1964, p. 34-50. R. D. MINDLIN et H. D. Mc NIVEN, J. Appl. Mech., 27, 1960, p. 145-151. W. H. WITTRICK, Int. J. Mech. Sci., 8, 1966, p. 25-47. H. O. KREISS, Num. Math., 5, 1963, p. 24-47. COURANT et HILBERT, Methods of Mathematical Physics, II, Interscience, 1960. D. GAMBY, Comptes rendus, 273, série A, 1971, p. 1279. D. GAMBY, Comptes rendus, 277,