jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
1,198 1,4227 0,10308 3 000 1,339 1,4785 0,10273 4000. 1,442 1,5192 0,10231 5000. 1,522 1,5518 0,10208 6000. 1,588 1,5791 0,10189 8 000. 1,697 1,6245 0,10153 10 000 1,784 1,6590 0,10096 12 000 1,855 (*) 1,6898 0,10078 (*) Extrapolée. La courbe de variation de la fonction CM expérimentale a été reportée sur la figure, ainsi que les données antérieures obtenues dans les phases gazeuses ce), C)], liquide (2) et solide (1). On note qu'à la précision annoncée, nos résultats s'inscrivent dans le prolongement de ceux de A. Michels pour l'état gazeux, que les valeurs dans l'état liquide leur sont supérieures d'environ
que les valeurs dans l'état liquide leur sont supérieures d'environ 0,4 %, qu'il existe un écart de 1 entre les valeurs de CM du gaz dense chaud et du solide d'argon à 83,85 K pour des densités égales; enfin, nous pouvons remarquer que par rapport au gaz dilué, la fonction CM accuse une diminution de 3 pour la densité maximale atteinte, passant de 0,10355 à 0,1004 cm3 .g-l. Sur la même figure, nous avons représenté la fonction CM donnée par la théorie de Yvon-Kirkwood sous la forme d'un développement du type viriel, dont les trois premiers coefficients sont calculables pour
type viriel, dont les trois premiers coefficients sont calculables pour un modèle de sphères rigides. CONCLUSION. Si l'on admet que la théorie classique des fluctuations de champs donne une bonne description des phénomènes de nature statistique, et la prévision du maximum de la fonction CM pour les gaz rares lourds nous y autorise, il est possible d'attribuer le désaccord atteignant l'amplitude totale de l'effet pour notre densité maximale à la variation de la polarisabilité de l'atome lorsque son entourage se resserre. Néanmoins, l'écart constaté dans le comportement des phases solide et gazeuse à la densité du solide nous montre l'insuffisance
et gazeuse à la densité du solide nous montre l'insuffisance d'une interprétation théorique de la variation de la polarisabilité avec la densité, qui s'appuie sur une configuration rigide d'atomes. (*) Séance du 4 février 1974. (x) R. L. AMEY et R. H. COLE, J. Chem. Phys., 40, 1964, p. 146. (2) A. Cops, M. CAUBERGH et W. VAN DEAL, Proc. Int. Cryoe. Enfl. Conf. 3rd, 1970. (3) A. MICHELS, C. A. SELDAM et S. D. J. OVERDIJK. Phvsica. 17. 1951. Õ. 781. (4) T. H. KEIL, J. Chem. Phvs.. 46. 1967. D. 4404. (5) A. DEDIT, D. VIDAL et M.
1967. D. 4404. (5) A. DEDIT, D. VIDAL et M. LALLEMAND (a DaraÎtre). (6) S. L. ROBERTSON, S. E. BABB JR et GENE SCOTT. J. Chem. Phvs.. 50. 1960. P. 2160. (7) R. H. ORCUTT et R. H. COLE. J. Chem. Phys.. 46. 1967. D. 697. (8) H. B. LÉVINE et D. A. Mc QUARRIE, J. Chem. Phys., 44, 1966, p. 3500. Laboratoire des Interactions moléculaires et des Hautes Pressions, C. N. R. S., 1, place Aristide-Briand, 92190 Meudon-Bellevue. MICROSCOPIE ÉLECTRONIQUE. Normalisation des courbes de transmission d'électrons monocinétiques. Note (*) de MM. Floréal Arnal, Jean-Louis Balladore, Bernard Marais et Pierre
de MM. Floréal Arnal, Jean-Louis Balladore, Bernard Marais et Pierre Verdier, transmise par M. Gaston Dupouy. Les courbes qui représentent les variations du coefficient de transmission, correspondant à une ouverture donnée, en fonction de l'épaisseur de l'échantillon se ramènent à une courbe unique par l'introduction d'une variable réduite. On en fournit une justification théorique. Soit I0 l'intensité d'un faisceau parallèle d'électrons monocinétiques, d'énergie E, qui tombe normalement sur un échantillon homogène d'épaisseur uniforme x. Si In/2 (x) représente l'intensité totale transmise par la cible, on appelle « coefficient de transmission » global le rapport T (x) = In/2 (x)/I0. A
» global le rapport T (x) = In/2 (x)/I0. A chaque valeur de l'énergie E correspond une courbe qui représente les variations de T (X)E en fonction de x; on constate que la famille des courbes obtenues pour différentes valeurs de E se ramène à une courbe unique dite « réduite » ou « normale ». On obtient la « normalisation » en remplaçant x par la variable réduite X = x/xH, OÙ XH désigne l'épaisseur de matière telle que le coefficient de transmission T (XH) soit égal à 1/e = 37. Les valeurs de xH, déterminées à partir des
= 37. Les valeurs de xH, déterminées à partir des courbes expérimentales, vérifient la relation dans laquelle V est la tension accélératrice des électrons incidents et V* la valeur relativiste correspondante; les paramètres d, Z et A sont respectivement la masse volumique, le numéro et la masse atomiques de l'élément considéré. Rappelons que dans les expériences citées (3) on utilise une cage de Faraday dont le diamètre du trou d'entrée définit un angle solide élémentaire, Δco = rca2. Ta (x) représente la fraction de l'intensité transmise par l'échantillon dans la direction incidente; TON est le rapport de l'intensité diffusée par
direction incidente; TON est le rapport de l'intensité diffusée par la cible dans une direction faisant l'angle 9 avec la normale à celle transmise suivant la direction incidente. En faisant intervenir la répartition angulaire des électrons transmis, le coefficient de transmission global s'écrit : Puisque la « normalisation » est réalisable pour les courbes représentatives de T (x), la relation (2) nous a amenés à voir s'il n'en était pas de même pour celles qui correspondent à T. (x). Nous avons fait cette étude à partir des valeurs expérimentales de Ta (x) obtenues (3) pour des tensions d'accélération des électrons
Ta (x) obtenues (3) pour des tensions d'accélération des électrons incidents comprises entre 300 et 1 200 keV et pour des angles α de 2,3, 4,5 et 5,6.10"2 rd. Quelques-uns de ces résultats sont présentés sur les figures. Les points expérimentaux se placent effectivement suivant une courbe unique; l'écart ΔT maximal entre les valeurs expérimentales et la courbe réduite est inférieur à 0,05 dans le cas le plus défavorable. L'introduction de la variable X = x/xH permet donc, dans le domaine d'énergie étudié, de réduire l'ensemble des courbes Ta (x) à une courbe unique Ta(X). Ce résultat est particulièrement intéressant
à une courbe unique Ta(X). Ce résultat est particulièrement intéressant en microscopie électronique puisqu'il permet de connaître les épaisseurs de matière qui donnent, pour des tensions accélératrices différentes, le même contraste d'intensité. D'autre part, la section efficace totale de diffusion at (α) en dehors de l'angle α peut être obtenue expérimentalement (4) à partir des courbes Ta (X) au moyen de la relation où N est le nombre d'atomes par centimètre cube et X0 (fig. c) l'abscisse du point d'intersection de l'axe des X avec la tangente à la courbe Ta (X) pour x = 0. Comme X0 est indépendant
Ta (X) pour x = 0. Comme X0 est indépendant de E, on a, pour un angle α donné, la relation (4) at (α) xH = Cte. La détermination de at (α) pour une seule énergie permet donc, à partir des relations (2), (3) et (4), de calculer ce paramètre pour n'importe quelle autre. Remplaçons dans la relation (4) la valeur expérimentale de ct (CI.) par la valeur théorique (4) et comparons pour différentes valeurs de α les produits Pa = at (α) xH. A titre d'exemple, nous donnons dans le tableau les résultats (en 10−21 cm3) dans le cas
le tableau les résultats (en 10−21 cm3) dans le cas de l'aluminium. TABLEAU a (102 rd) V (keV) 2 3 4,5 5,6 1 200 9,5 4,6 2,1 1,4 1000. 9,8 4,7 2,3 1,5 750. 9,9 5,1 2,4 1,6 500 9,4 5,1 2,6 1,7 300 8,0 4,9 2,7 1,8 On constate que pour un angle a donné Pa est pratiquement constant (AP/Pa moyen < 10 %). Cet écart est compatible avec la précision sur les valeurs de JCh déterminées à partir de la relation (1). Nous en concluons que le rapport des sections efficaces théoriques pour diverses énergies est dans le
des sections efficaces théoriques pour diverses énergies est dans le rapport inverse des xH : ce qui est justement une condition nécessaire pour la normalisation des courbes Ta (x), c'est-à-dire pour qu'elles se réduisent à une courbe unique au moyen de la transformation définie par X = xJxH. Séance du 4 février 1974. G. Dupouy, F. PERRIER, P. VERDIER et F. ARNAL, Comptes rendus, 258, 1964, p. 3655 et 260, 1965, p. 6055. F. ARNAL, B. MARAIS et P. VERDIER, Comptes rendus, 276, série B, 1973, p. 3655. F. ARNAL, J. L. BALLADORE, B. MARAIS et P. VERDIER, Comptes rendus,
J. L. BALLADORE, B. MARAIS et P. VERDIER, Comptes rendus, 278, série B, 1974, p. 397. Laboratoire d'Optique électronique du C. N. R. S., 29, rue Jeanne-Marvig, B. P. n° 4007, 31055 Toulouse-Cedex. ÉLECTRICITÉ INDUSTRIELLE. Onduleur autonome triphasé en pont alimenté à courant constant; conditions de réalisation des commutations forcées par condensateurs. Note de MM. Robert Bausière et Guy Séguier, transmise par M. Louis Néel. Les commutations forcées d'un onduleur triphasé à deux thyristors en série par phase peuvent être assurées par trois condensateurs montés entre les bornes de sortie. Deux paramètres caractérisant le récepteur triphasé équilibré résistant et inductif
Deux paramètres caractérisant le récepteur triphasé équilibré résistant et inductif alimenté, les condensateurs et la période de fonctionnement, permettent d'évaluer notamment les valeurs relatives de la tension et du temps de blocage des redresseurs et de délimiter avec précision les zones à commutations anormales. MONTAGE ÉTUDIÉ. La source de courant continu constant 1 alimente trois groupes de thyristors Th1, Th2 et Th3, Th1 et Th3, Th3 et Th1 (fig. 1). Les condensateurs de capacité C sont montés entre les bornes de sortie, en parallèle avec les phases réceptrices de constantes R et L. Fig. 1 On néglige les pertes dans
R et L. Fig. 1 On néglige les pertes dans les condensateurs et on suppose les redresseurs parfaits (chute de tension directe et courant inverse nuls). FONCTIONNEMENT. Les thyristors sont débloqués par leurs gâchettes dans l'ordre suivant Th1, Th3, Th2, Thx, Th3, Th3 à des intervalles de temps 0 égaux, de valeur T/6, T désignant la période des tensions de sortie, co la pulsation correspondante. L'entrée en conduction d'un redresseur doit provoquer le blocage du redresseur de la même série (Th1, Th2, Th3 ou Th1, Th3, Th3) précédemment conducteur en rendant négative la tension à ses bornes. Les propriétés des
rendant négative la tension à ses bornes. Les propriétés des tensions alternatives de sortie u1, u2 et u3, dont les ondes sont décalées de 2 0 deux à deux, sont telles que u1 (t + 0) = u2 (t); u3 (t + 20) = u1 (0); u1 (t + 30) = u2 (t); u1 (t + 40) = u3 (t); u1 (t + 50) = u1 (t). Les ondes des courants i1, i2, i3 fournis aux trois ensembles montés entre bornes de sortie présentent entre elles les mêmes propriétés. Il suffit donc de déterminer les expressions des tensions et des
suffit donc de déterminer les expressions des tensions et des courants durant le premier intervalle 0, 0, où les redresseurs Th1 et Th2 sont passants, pour connaître leur évolution tout au long de la période. Fig. 2 Pour 0 < t < 0, il = 2/3, i2 = i3 = -1/3. L'expression des tensions dépend de la valeur relative de la résistance R. Premier cas : R > 2 JL/C. Pour l'intervalle 0, 0, les tensions de sortie ont pour expressions : Le temps de blocage tB, temps durant lequel la tension aux bornes d'un thyristor dont on vient d'interrompre
la tension aux bornes d'un thyristor dont on vient d'interrompre la conduction reste négative, est donné : Deuxième cas : R < 2 JL/C. Durant l'intervalle 0, 0, les tensions de sortie sont : Le temps de blocage tB se déduit des relations CARACTÉRISTIQUES. A partir des expressions de u1, u2, u3, on détermine, en fonction des paramètres la valeur efficace des tensions de sortie, l'amplitude de leur fondamental et de leurs harmoniques de rang 5, 7, 11, 13, 17, ..., la valeur positive de la tension d'amorçage des redresseurs, égale au signe près à leur tension de blocage. Toutes
égale au signe près à leur tension de blocage. Toutes ces tensions sont rapportées à RI. Dans le système d'axes m, Q, on délimite (surfaces hachurées sur la figure 2) les zones où, la tension de blocage n'étant plus négative, le fonctionnement cesse d'être possible. Si Q présente une valeur élevée, quand m décroît, ces zones apparaissent lorsque les termes du développement en série des tensions de sortie entrent successivement en résonance, soit pour m = 1, m = 1/25, m = 1/49. Le domaine des valeurs de m et Q où l'onduleur peut fonctionner est plus étendu que celui
Q où l'onduleur peut fonctionner est plus étendu que celui obtenu par la méthode du premier harmonique et de sa compensation, qui limite la zone utilisable par la condition m > Q2y + Q2. On a complété la figure 2 par le tracé de quelques courbes d'égal tB/Q. Elles permettent de déterminer la capacité à donner aux condensateurs de commutation compte tenu du temps de récupération des redresseurs, des constantes du récepteur et des fréquences de fonctionnement prévues. Séance du 4 février 1974. Laboratoire « Applications des redresseurs de puissance », U. E. R. d'l. E. E. A., Université des
», U. E. R. d'l. E. E. A., Université des Sciences et Techniques de Lille, B. P. n° 36, 59650 Villeneuve d'Ascq. OPTIQUE. Localisation des phénomènes d'interférences en holographie dans le cas de déplacements latéraux d'objets diffusants. Note de Mme Nicole Anthore, M. Ghislain Larcher et Mme Madeleine Rousseau, présentée par M. Pierre Jacquinot. Lorsqu'un objet diffusant subit, entre deux poses, un déplacement perpendiculaire à l'axe optique du système, il apparaît des phénomènes d'interférences. On montre que les systèmes de franges dans les ordres 0 et 1 sont localisés dans les plans des spectres de Fourier, c'est-à-dire dans le plan
les plans des spectres de Fourier, c'est-à-dire dans le plan de la source objet et dans le plan de la source de référence. INTRODUCTION. Plusieurs auteurs ont défini la surface de localisation des phénomènes d'interférences comme le lieu d'intersection de deux rayons diffusés par un même point de l'objet [1], [2]. De façon très générale, nous montrons que dans tous les ordres de diffraction, les franges sont localisées dans les plans des spectres de Fourier [3]. Dans tous les autres plans, la fonction interférences est convoluée avec un terme quadratique de phase qui traduit l'influence d'un défaut de mise au
de phase qui traduit l'influence d'un défaut de mise au point. 1. MONTAGE. On utilise un montage classique d'holographie de Fourier [4], [5] (fig.). A. Enregistrement. Une onde sphérique issue du point S0 éclaire un diffuseur plan (D). La source de référence S1 est placée dans le plan (D). Dans le plan (H) de la plaque holographique vont interférer l'onde diffusée par l'objet et l'onde sphérique émise par S1. Dans les positions (D1) et (D2) du diffuseur, la plaque reçoit successivement les amplitudes A(C1) et A(C2): et enregistre l'éclairement les indices o et r désignant les ondes provenant de l'objet
indices o et r désignant les ondes provenant de l'objet et de la source de référence. B. Restitution. La plaque remise en place, est éclairée par une onde convergeant en S1. L'observation se fait dans un plan (P) parallèle à (H) qui occupe une position quelconque sur l'axe du système. L'hologramme transmet les amplitudes A(C1) et A(C2) dans le spectre d'ordre 1, 2. NOTATIONS ET CALCULS. Les points courants des plans (D), (H), (P) sont repérés par les coordonnées (x, y), (ç, il), (X, Y). Les différentes distances sont : S0 D = R, DH = L, HP = L',
S0 D = R, DH = L, HP = L', DP = L". Soit t(x, y) la transmittance du diffuseur. L'amplitude dans le plan (D) est donnée par L'amplitude dans le plan (H) s'obtient en appliquant le principe d'Huygens-Fresnel l'expression (6) peut s'écrire avec (9) Ds = transformée de Fourier de Ds. Si le diffuseur occupe successivement les positions (D1) et (D2) décalées de 2 x0, la plaque (H) reçoit successivement les amplitudes A(C1) et A(C2): A(C2) se déduit de A(C1) en changeant x0 en xo. 3. RÉSULTATS. Les expressions (3) et (4) permettent de déterminer les amplitudes restituées. A.
(3) et (4) permettent de déterminer les amplitudes restituées. A. Spectre d'ordre 1. À partir de l'amplitude dans le plan (D) on calcule l'amplitude et l'éclairement dans un plan (P) tel que DP = L" Des franges sinusoïdales de pas (À L" 12 xo) apparaissent dans le spectre du diffuseur. Leur visibilité dépend de la convolution avec C. Le contraste est maximal lorsquä C" = Õ, c'est-à-dire lorsque 1/L" = 1/R : le plan d'observation contient le point So. B. Spectre d'ordre 0. Dans le plan (H) on a l'amplitude On en déduit la répartition des éclairements dans le plan
On en déduit la répartition des éclairements dans le plan (P) situé à la distance HP = L' En désignant par d[Ds] la fonction d'autocorrélation de la fonction D, l'équation (19) s'écrit On observe des franges sinusoïdales de pas (À S/2 Xo) sur un « fond » qui est dû à la fonction d'autocorrélation du diffuseur. La visibilité de ces franges est maximale lorsque 1/S' = 0 ou L = L', c'est-à-dire lorsque le plan (P) passe par le point Sr. CONCLUSION. On a montré que, dans tous les cas, la visibilité des franges dépend de l'influence de la convolution
la visibilité des franges dépend de l'influence de la convolution avec C. Le contraste est maximal si l'observation se fait dans le plan des sources. Les résultats expérimentaux vérifient la théorie à 5 près [6]. (*) Séance du 11 février 1974. O C. FROEHLY, J. MONNERET, J. PASTEUR et J.-C. VIENOT, Optica Acta. 16, 3. 1969. P. 343. (2) R. J. COLLIER, C. B. BUCKAARDT et L. H. LIN, Optical holography, Academic Press, 1971. (3) M. ROUSSEAU, Comptes rendus, 264, série B, 1967, p. 1569. (4) M. FRANCON, Holographie, Masson, Paris, 1969. (5) J. W. GOODMAN, Introduction à l'optique de
Paris, 1969. (5) J. W. GOODMAN, Introduction à l'optique de Fourier et à l'holographie, Masson, Paris, 1972. (6) N. ANTHORE, Thèse de 3 e cycle, mars 1973. Laboratoire d'Optique cohérente, Faculté des Sciences et Techniques, 76130 Mont-Saint-Aignan. PHYSIQUE ATOMIQUE. Détermination des sections efficaces de collisions atomiques: Ne + He* (2 1S)-He + Ne* (3 s2) [aj et Ne + He* (2 3 S) → He + Ne* (2 s2) [oj]. Note (*) de MM. Michel Aubès et Jean-Michel Rocard, transmise par M. Gaston Dupouy. Nous montrons que les sections efficaces de transfert résonnant aj et o3 varient en fonction de
de transfert résonnant aj et o3 varient en fonction de la température To des atomes d'hélium et de néon; aj augmente de 1,4 à 3,5.10-16 cm2, o de 2 à 6.10-17 cm2 quand To croît de 400 à 600 K. 1. INVERSION DE POPULATIONS DANS UN LASER He-Ne. À partir des équations cinétiques et compte tenu de certaines simplifications dans le domaine des courants et des pressions utilisés, on montre que l'état stationnaire les concentrations des atomes excités du néon (3 s2 et 2 s2) sont données respectivement par Comme, dans les mêmes conditions, la densité volumique des électrons est
dans les mêmes conditions, la densité volumique des électrons est proportionnelle au courant I et à la pression p de la décharge (ne = Ci I p), nous pouvons écrire : d'autre part N*(2 p4) = K4 I [vérification expérimentale (2)]. De ces expressions, il est possible de déduire les variations des inversions de populations (3 S2 → 2 pA et 2 s2 → 2 P4) en fonction du courant I : Pour calculer les sections efficaces de transfert, il suffit de poser r = Kx/K2 et ré = K1/K2, et de tirer de ces relations les expressions de <aj>
et de tirer de ces relations les expressions de <aj> et <o3> : Le tube laser utilisé (longueur : 1 m) a un diamètre de 4,2 mm et, par suite, la longueur caractéristique de diffusion A est de 8,7.10-2 cm. Ricard (3) a déterminé expérimentalement, dans un tube de même diamètre, les coefficients de collisions électroniques : Dans la même référence (3), on trouve les températures des atomes d'hélium et de néon correspondant au courant de thermalisation Ith de la décharge, ce qui nous permet de calculer les vitesses relatives v de ces atomes ainsi que les concentrations NNe dans
v de ces atomes ainsi que les concentrations NNe dans les relations (3) et (4) [tube laser non scellé mais relié à un bâti à vide qui permet un fonctionnement à pression constante p = nk T 0]. Enfin, les coefficients de diffusion des atomes métastables de l'hélium D1 = 440 ± 50 cm2/s (21S) et D3 = 470 ± 25 cm2/s (23S) sont tirés de la référence (4). Compte tenu des valeurs numériques ci-dessus, les relations (3) et (4) peuvent s'écrire : Donc, si nous connaissons Ith (ou I0), nous pouvons à l'aide de la relation (3)' [ou (4)']
nous pouvons à l'aide de la relation (3)' [ou (4)'] calculer < crtl > [ou < cr,, >]. TABLEAU Ith (mA) 10 20 30 40 50 60 70 10 20 30 40 50 60 70, 3 THe (K). 460 540 590 615 630 640 650 ( SNe (K). 380 455 500 530 555 570 580 p = 0,6 Torr : 10 (mA). 23 ± 2 22 ± 3 28 ± 2 37 ± 3 52 ± 5 80 ± 30 ~.lO~cm~ 0,7(?) 0,6(1) 1,3 2,6 4,8 10 (?) Io (mA) 29 ± 3 36 ± 4 29 ± 3 36
29 ± 3 36 ± 4 29 ± 3 36 ± 4 37 ± 4 a, .1017 cm2 1,3 1,4 2,2 p = 0,8 Torr : 10 (mA). 25 ± 3 37 ± 3 24 ± 3 34 ± 4 30 ± 10 34 ± 6 33 ± 3 atl.1016cm2. 1,7 2,3 1,8 3,3 2,7 3,3 3,2 1^ (mA) 22 ± 2 22 ± 2 28 ± 2 40 ± 4 33 ± 3 a" .1017 cm2 1,8 2 6,3 16 10 p = 1 Torr : I0 (mA). 15 ± 2 * 23 ± 5 34 ± 7 26
± 2 * 23 ± 5 34 ± 7 26 ± 3 24 ± 4 atl.1016cm2. J 2,1 3,7 2,7 2,5 Io (mA) 15 ± 2 19 ± 3 15 ± 6 af3.1017cm2 1,7 4,7 2 < atl > moy-1016 cm2 1,4 2,2 1,6 3,2 2,7 3,5 < af3 > moy-1017 cm2 =2 ^3 c-6 =6 =6 2. MÉTHODE DE DÉTERMINATION DES PARAMÈTRES I0 ET I0. Pour déterminer I0 (ou I0), nous enregistrons la puissance de la raie laser émise (6 328 ou 11 523 Å) en fonction du courant I de décharge. Pour ce faire, nous utilisons, d'une part
I de décharge. Pour ce faire, nous utilisons, d'une part un spectrographe à réseau (600 traits/mm) suivi d'un tube P. M., et d'autre part un dispositif de balayage linéaire de la haute tension continue qui nous permet d'enregistrer la courbe en 30 s après avoir laissé thermaliser la décharge pendant 10 mn environ avec le courant Ith. La figure représente une courbe moyenne typique. La variation de la puissance de sortie d'une raie laser avec l'inversion de population est monotone [6], [7]. La puissance de sortie passe donc par un maximum pour I = Im et, à une puissance de
maximum pour I = Im et, à une puissance de sortie donnée (fig.), il correspond deux valeurs Il et 12 du courant de décharge telles que N14 (11) = N14 (I2). A l'aide de deux relations similaires (l'une correspondant à un couple de valeurs Il, 12, l'autre à un couple 13, 14), nous obtenons et une relation identique pour Iq. Les résultats expérimentaux que nous avons obtenus à l'aide de cette méthode sont rassemblés dans le tableau. L'incertitude AI0 entraîne une incertitude relative Aat/Iat de 15 à 25 sauf dans les cases marquées du signe (?) où elle dépasse 50
les cases marquées du signe (?) où elle dépasse 50 %; en conséquence, nous n'avons pas tenu compte des valeurs correspondantes dans le calcul des valeurs moyennes. Dans le cas de cr,3, l'incertitude relative est plus importante et dépasse souvent 100 %. Les deux dernières lignes de ce tableau représentent l'évolution, en fonction de la température des atomes neutres, des sections efficaces de transfert résonnant < atl > et < cr,, >. 3. DISCUSSIONS ET CONCLUSION. Remarquons que les courbes enregistrées se resserrent de plus en plus lorsque la pression augmente (p 1,2 Torr); cela entraîne des incertitudes relatives AI0/I0
augmente (p 1,2 Torr); cela entraîne des incertitudes relatives AI0/I0 importantes et parfois l'impossibilité d'utiliser la méthode (cas à 1,4 Torr). Par contre, pour des valeurs inférieures à 1 Torr, les courbes de prêtent bien à la détermination de I0 mais les termes de diffusion deviennent importants. Toutes ces raisons expliquent que les résultats les plus réguliers soient obtenus à la pression intermédiaire de 0,8 Torr. D'autre part, la détermination de at3 est plus difficile que celle de at). En effet, le niveau Ne* (2 s,) est peuplé de façon équivalente par excitation électronique directe et par transfert à partir