jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
détecteur (5). Le signal minimum détectable est de 4 coups/s dans les conditions optimales de rapport signal/bruit. Les impulsions du photomultiplicateur mises en forme passent par une porte synchronisée sur le plasma récurrent et sont dirigées : soit sur un intégrateur à constante de temps ajustable et l'on obtient le spectre directement sur un enregistreur (fig. 2); soit sur un analyseur pour une sortie numérique des résultats. Dans ce cas le couplage d'un calculateur permet d'ajuster après l'enregistrement la constante de temps d'intégration (6). 3. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. Un enregistrement de spectre est représenté sur la figure 2. La raie Hp
spectre est représenté sur la figure 2. La raie Hp non déplacée par effet Doppler (4861 Å) est due à l'excitation électronique du gaz froid résiduel provenant de l'injecteur. La raie « chaude » H* déplacée par effet Doppler permet de réaliser les mesures de spectre et d'énergie du faisceau. L'on distingue également la raie HJ. La largeur AX = 0,9 Å utilisée pour le découpage du spectre est le résultat de la convolution de la largeur instrumentale propre du spectromètre (0,67 Å) par une fonction instrumentale d'incertitude de mesure (0,4 Å) (7). Il a été vérifié que l'intensité totale
(0,4 Å) (7). Il a été vérifié que l'intensité totale de la raie Doppler est une fonction linéaire de la densité du gaz cible et que des réactions du type suivant n'existent pas : La densité de courant du faisceau dans chaque intervalle spectral est Le courant d'ions dans le faisceau de section S est Le dépouillement du spectre de la figure 2 est détaillé dans le tableau suivant : TABLEAU Énergie cinétique moyenne (keV) Section efficace Courant de chaque intervalle moyenne Intensité ionique spectral (10^20cm2) (photons/s) (J/mA) 3,7. 5,5 3,84.104 1,74 3,1. 4,9 1,19 .105 6,07 2,54. 4 3,185.105
3,84.104 1,74 3,1. 4,9 1,19 .105 6,07 2,54. 4 3,185.105 19,8 2,05. 3,2 4,51 .105 35,2 1,62. 2,6 2,75 .105 26,4 1,2. 2 1,13 .105 12,5 Énergie cinétique maximale du faisceau : 4 keV. Énergie cinétique moyenne : 2 keV. Courant d'ions : 102 mA entre 1 et 4 keV. Densité de courant : 57 mA/cm2 entre 1 et 4 keV. (*) Séance du 19 novembre 1973. (1) T. CONSOLI et R. B. HALL, Fusion nucléaire, 3, 1963, p. 237. (2) R. GELLER, W. HESS, M. HESSE, B. JACQUOT et C. JACQUOT, Vth Eur. Conference on Controlled Fusion and Plasma
C. JACQUOT, Vth Eur. Conference on Controlled Fusion and Plasma Physics, Grenoble, 1972. (3) W. HESS, Phys. Lett., 41 A, n° 1, 1972, p. 66. (4) B. MOULIN et P. STEVENIN, EUR-CEA-FC n° 542, p. 94-96. (5) M. CLÉMENT et P. STEVENIN, EUR-CEA-FC n° 641, p. 5-11. (6) W. HESS, EUR-CEA-FC n° 701. (7) R. GELLER, EUR-CEA-FC n° 679, janvier 1973. Service de Documentation, C. E. N.-Saclay, B. P. n° 2, 91190 Gif-sur-Yvette. SPECTROSCOPIE HERTZIENNE. Structure hyperfine de quelques transitions du spectre basse fréquence de H2 13CO. Note (*) de MM. Jean-Claude Chardon et Claude Genty, présentée par M. Pierre
MM. Jean-Claude Chardon et Claude Genty, présentée par M. Pierre Grivet. On étudie la structure hyperfine magnétique de quelques transitions de dédoublement K de H2 13CO. Des mesures d'intensité de raies, on déduit la disposition relative des niveaux d'énergie hyperfins et le signe des constantes hyperfines. Ensuite on compare les résultats expérimentaux à la théorie et on détermine les constantes de couplage spin-rotation de 13C. Dans une Note précédente (1) nous avons décrit des expériences qui nous ont permis d'observer les raies de dédoublement K de H2 13CO en abondance naturelle dans le trioxyméthylène. Avec le même appareillage, nous avons
naturelle dans le trioxyméthylène. Avec le même appareillage, nous avons en outre observé des raies supplémentaires dues à la structure hyperfine. Fig. 1 Le spin nucléaire de 13C est Ic = 1/2. Les interactions hyperfines dans la molécule considérée sont d'origine magnétique; ce sont : l'interaction IcJ spin-rotation de 13C, l'interaction IHJ spin-rotation des protons, l'interaction IH IH spin-spin des deux protons, l'interaction IH Ic spin-spin des protons et du carbone. Les interactions IH IH, IH J et IH IC que l'on peut évaluer à partir des résultats obtenus sur H2 12CO (2) et de la structure moléculaire sont très
H2 12CO (2) et de la structure moléculaire sont très petites par rapport à l'interaction Ic J. Les spectres observés sont interprétés en ne considérant que cette interaction spin-rotation de 13C : dans leur mouvement de rotation les particules composant la molécule créent un champ magnétique qui agit sur le moment magnétique de 13C. L'énergie hyperfine s'écrit Ce), (4), (5)] : F, I, J sont les nombres quantiques habituels. < J2 > sont les carrés moyens pour l'état de rotation considéré des composantes des opérateurs moments angulaires suivant les trois axes g principaux d'inertie de la molécule. L'axe z est
axes g principaux d'inertie de la molécule. L'axe z est dirigé suivant l'axe moléculaire, l'axe x est perpendiculaire au plan de la molécule. Mgg sont les constantes de couplage spin-rotation, Mra est défini en référence (5) [expression (6)], le signe de Mgg est différent de celui défini en référence (2). Puisque F = J ± 1/2, chaque état de rotation est décomposé en deux niveaux d'énergie. En champ d'irradiation faible, on n'observe que la raie centrale; elle correspond aux deux transitions AF = 0 non résolues; leur écart, proportionnel à la différence des < J2 > de l'état supérieur (s)
la différence des < J2 > de l'état supérieur (s) et inférieur (i) du doublet K, est très faible car < J2 >s < J2 >j. C'est la raison pour laquelle nous avons calculé < J2 > = 1/2 [< J2 >s + < J2 >j] à partir des résultats de Bragg et Golden (tableau I). Lorsque l'amplitude du champ d'irradiation croît, deux composantes hyperfines correspondant aux transitions AF = ± 1 apparaissent; elles sont symétriques par rapport à la raie centrale qui s'élargit sous l'effet d'un début de saturation. La figure 1 représente les deux composantes hyperfines du doublet
La figure 1 représente les deux composantes hyperfines du doublet 22. Nous avons observé la structure hyperfine sur quatre doublets K (tableau II); dans la troisième colonne, nous avons indiqué l'intensité calculée de ces deux composantes hyperfines en régime de non saturation. Notons que Flygare et Weiss (7) ont observé la structure hyperfine du doublet 11. Par ailleurs on constate que l'intensité maximale de la composante hyperfine de plus grande fréquence est toujours supérieure à celle de la raie inférieure. Sur la figure 1 on constate que le rapport est de l'ordre de 3. Cet effet s'explique en prenant en
de l'ordre de 3. Cet effet s'explique en prenant en considération l'évolution des niveaux d'énergie d'une molécule de la sortie du premier focaliseur à l'entrée de la cellule d'irradiation. Sur la figure 2, nous avons tracé le comportement qualitatif des niveaux d'énergie relatifs aux composantes supérieures du doublet 22 d'une molécule au cours de son évolution dans cette région intermédiaire où le champ électrostatique varie. La variation du champ est assez lente pour que la plupart des molécules traversent cette région de manière adiabatique. À la sortie du focaliseur, les molécules focalisées sont dans un état M, # 0. Donc,
molécules focalisées sont dans un état M, # 0. Donc, si la répartition des niveaux hyperfins est celle de la figure 2 (le niveau supérieur correspondant à F = 5/2), les populations des niveaux F = 5/2 et F = 3/2 sont respectivement proportionnelles à 6 et 2. À saturation on égalise les populations, et puisque toutes les molécules qui ont transité dans l'état inférieur du doublet K sont éliminées, on trouve que dans ce cas le rapport des intensités des deux raies observées est 3. Par contre, si le niveau supérieur correspondait à F = 3/2, une analyse analogue
niveau supérieur correspondait à F = 3/2, une analyse analogue montre que les deux composantes hyperfines auraient la même intensité à saturation. Puisque le niveau hyperfin de plus grande énergie correspond donc à F = J +1/2, on montre à partir de l'expression (1) que E Mgg < J; > est négatif. Des écarts hyperfins mesurés on obtient Puisque Mzz est négatif, les effets électroniques sont supérieurs aux effets des charges nucléaires lors de la rotation autour de l'axe z. À partir de nos mesures, il est difficile de calculer séparément Mu et Myy avec précision. Une analyse détaillée des
séparément Mu et Myy avec précision. Une analyse détaillée des résultats expérimentaux montre que la différence Mu-Myy est positive; on peut l'estimer à 20±15 kHz, ce qui donne Dans la cinquième colonne du tableau II, nous avons reporté les valeurs des écarts hyperfins calculés à partir des constantes précédentes. Les expériences ont été réalisées avec D. Guichon et N. Sungur. Séance du 7 janvier 1974. (1) J. C. CHARDON, C. GENTY et J. G. THÉOBALD, Comptes rendus, 278, série B, 1974, p. 1. (2) J. C. CHARDON et D. GUICHON, J. Phys., 34, 1973, D. 791. (3) G. R. GUNTHER
J. Phys., 34, 1973, D. 791. (3) G. R. GUNTHER MOHR, C. H. TOWNES et J. H. VAN VLECK, Phys. Rev., 94, 1954, p. 1191. (4) D. W. POSENER, Australian J. Phys., 11, 1958, D. 1. (5) W. H. FLYGARE, Chem. Phys., 41, 1964, p. 793. (6) J. K. BRAGG et S. GOLDEN, Phys. Rev., 75, 1949, p. 735. (7) W. H. FLYGARE et V. W. WEISS, J. Chem. Phys., 45, 1966, p. 2785. Laboratoire de Spectroscopie hertzienne et électronique, Faculté des Sciences, La Bouillante, 25030 Besançon-Cedex. PHYSIQUE DES SOLIDES. Comportement anélastique de la glace aux faibles fréquences de sollicitation.
Comportement anélastique de la glace aux faibles fréquences de sollicitation. Note de MM. René Vassoille, Jacques Tatibouet, Joseph Perez et Pierre-François Gobin, présentée par M. André Guinier. L'étude des propriétés anélastiques de la glace a jusqu'ici été réalisée à des fréquences de sollicitation centrées sur le kilohertz. L'emploi de faibles fréquences (voisines de l'hertz) décale l'ensemble du spectre de frottement intérieur vers les basses températures et permet de séparer nettement le pic de relaxation attribué à la réorientation des molécules d'eau, d'un maximum indiscernable à haute fréquence et associé à la présence de joints de grains. Ce maximum se superpose
la présence de joints de grains. Ce maximum se superpose à une croissance rapide du frottement intérieur au voisinage de la température de fusion où la mobilité des dislocations permet une déformation plastique du matériau. Le comportement anélastique de la glace dans un domaine de température compris entre 0 et 180°C a été mis en évidence dès 1955 par H. O. Kneser et coll. Les résultats expérimentaux les plus connus concernant la glace Ih monocristalline ou polycristalline, pure ou dopée ont été publiés par P. Schiller et D. Kuroïwa : il apparaît à des fréquences de l'ordre du kilohertz un
il apparaît à des fréquences de l'ordre du kilohertz un pic de frottement intérieur. L'origine de la dissipation d'énergie associée à ce phénomène est encore mal connue. Bass interprète la relaxation mécanique par un réarrangement des molécules d'eau respectant les règles de Bernoulli et Fowler. De manière analogue, Gosar considère chaque molécule d'eau comme un défaut ponctuel dans le réseau de la glace et calcule, grâce à la théorie de Nowick et Heller, l'énergie de déformation du réseau cristallin qui conduit à une relaxation mécanique. K. Itagaki donne pour sa part une interprétation très différente basée sur le mouvement des
part une interprétation très différente basée sur le mouvement des dislocations dans la glace. En utilisant la technique du pendule inversé, nous nous proposons d'apporter de nouvelles données concernant le frottement intérieur de la glace dans le domaine des basses fréquences, voisines de l'hertz, avec la possibilité, lors d'études ultérieures, de faire varier de manière importante la valeur de la déformation de l'échantillon. La glace monocristalline nous a été fournie par le laboratoire de Spectrométrie physique de l'Université de Grenoble et la glace polycristalline a été fabriquée au laboratoire. La résistivité de l'eau provenant des échantillons, mesurée après manipulation sur
résistivité de l'eau provenant des échantillons, mesurée après manipulation sur le pendule, est de l'ordre de 0,4 et 0,2 M Ω.cm respectivement. L'éprouvette de glace est taillée mécaniquement dans des blocs polycristallin et monocristallin puis est montée dans un ensemble pendulaire asservi. L'amplitude des déformations est de l'ordre de 10-5. La figure 1 représente les variations du décrément logarithmique Δ des oscillations du pendule en fonction de la température. Pour une lame polycristalline, on observe sur la courbe A un pic de relaxation situé entre 100 et 200 K. Nous constatons en outre la présence d'un pic à haute température
constatons en outre la présence d'un pic à haute température d'amplitude très importante suivi d'une remontée de frottement intérieur au voisinage immédiat du point de fusion. Dans le cas d'une lame monocristalline dont la grande dimension est dans la direction de l'axe c, nous obtenons le spectre correspondant à la courbe B. Le pic de relaxation situé vers 174 K n'est alors suivi que d'une remontée de frottement intérieur au voisinage du point de fusion. Sur la figure 2, nous comparons les pics de relaxation précédents au pic obtenu par D. Kuroïwa pour une fréquence de 170 Hz (3). Le
D. Kuroïwa pour une fréquence de 170 Hz (3). Le décalage du pic vers les basses températures pour les faibles fréquences de sollicitation apparaît très nettement et il s'accompagne d'une diminution très sensible du fond continu du côté des basses températures. Sur la même figure, nous avons représenté l'anomalie de module en portant les valeurs de P-2 en fonction de la température, P étant la période, et en les comparant aux variations du coefficient C44 calculées à partir des données de la littérature (9). Enfin, la figure 3 donne les valeurs du temps de relaxation T en fonction de 1/T
valeurs du temps de relaxation T en fonction de 1/T pour des échantillons monocristallins et polycristallins soumis à des oscillations de fréquences différentes. Sur cette même figure sont rappelés les résultats obtenus par les auteurs précédents. Les trois points suivants sont à discuter : le pic de relaxation, le pic à haute température, la montée de frottement intérieur au voisinage du point de fusion. Le pic de relaxation est généralement décrit par un pic de Debye; la valeur du rapport (AM/M)/Q;calculee à partir de la courbe donnant les variations de p-2 en fonction de la température, est de 2,08 +
p-2 en fonction de la température, est de 2,08 + 0,12, proche de la valeur théorique 2 ce qui justifie cette description. Nous pouvons alors calculer l'énergie d'activation à partir de la largeur du pic qui est de 25 ± 2°C et nous trouvons W = 0,35 ± 0,04 eV. Ce résultat est en assez bon accord avec la valeur de 0,40 ± 0,05 eV déterminée à partir des points expérimentaux de la figure 3 où le temps de relaxation suit une loi d'Arrhenius du type x = x0 exp (W/kT) avec x compris entre 7.10-14 et 2.10-11 s. Si
(W/kT) avec x compris entre 7.10-14 et 2.10-11 s. Si l'on calcule x à partir de la relation x = 1 nous trouvons x compris entre 1,5. 10-12 et 3. 10-10. Dans ces conditions : a. la valeur de l'énergie d'activation est inférieure à celle calculée à partir des expériences réalisées au kilohertz (0,58 eV); b. le temps de relaxation est plus grand que celui donné par Schiller (3.10-16 s) et D. Kuroïwa (6,9. 10-16 s). Ces différences peuvent s'expliquer en partie par une pureté de nos échantillons de glace moins grande que celle utilisée par Schiller (0,5 M Ω.cm).
moins grande que celle utilisée par Schiller (0,5 M Ω.cm). En effet, la fréquence de rotation d'un défaut de Bjerrum est proportionnelle à l'expression où c est la concentration en défauts induits par la présence de certaines impuretés, EF l'énergie de formation du défaut et EM son énergie d'activation du déplacement. Il peut alors se faire que le terme c soit prépondérant devant le terme exp [-(EF/kT)] c'est le cas de la glace impure; seul EM intervient, alors que pour une glace pure c est négligeable devant exp [ (EF/kT)] et l'énergie d'activation apparente s'écrit EF + EM. Notons que
et l'énergie d'activation apparente s'écrit EF + EM. Notons que la condition c > exp [ (EF/kT)] est d'autant plus facile à remplir que la température est basse (cas des expériences à basse fréquence). Le second point de la discussion se rapporte à l'obtention d'un pic à haute température pour les lames polycristallines. Les résultats expérimentaux connus jusqu'à présent et publiés par D. Kuroïwa (3) d'une part et Gavrilo et coll. (10) d'autre part, indiquent que dans ce domaine de température le frottement intérieur augmente de manière importante. L'interprétation de ce phénomène est liée au mouvement des joints de grains.
ce phénomène est liée au mouvement des joints de grains. À des fréquences beaucoup plus faibles, nous décalons le spectre vers les basses températures et nous mettons en évidence non seulement une augmentation du frottement intérieur, mais l'ensemble du pic de joints de grains non décelable dans le domaine du kilohertz. Enfin, au voisinage de 270 K, l'augmentation de σ devient importante pour les lames polycristallines et reste très notable pour les lames monocristallines. Dans ce domaine, la mobilité des dislocations augmente rapidement avec la température; sous l'effet de la contrainte de mesure, les dislocations peuvent alors se déplacer à
contrainte de mesure, les dislocations peuvent alors se déplacer à courte distance provoquant ainsi un phénomène de dissipation d'énergie d'ailleurs observé dans le cas des métaux. Séance du 21 janvier 1974. H. O. Kneser, S. Magun, et G. Ziegler, Naturwiss, 42, 1955, p. 437. P. Schiller, Thèse, Stuttgart, 1958; Z. Physik, 153, S 1, 1958, p. 15. D. Kuronaga, Contr. n° 667, Inst. Low. Temp. Sci., Hokkaido University, A 18, 1964, p. 1. R. Bass, Z. Phys., 153, 1958, p. 16; Proc. Roy. Soc. London, A, 247, 1958, p. 462. J. D. Bernal et R. H. Fowler, J. Chem. Phys.,
J. D. Bernal et R. H. Fowler, J. Chem. Phys., 1, n° 8, 1933, p. 515. P. Gosar (à paraître). A. S. Nowick et W. R. Heller, Advances in Physics, 1963, p. 251. K. Itagaki, Int. Symposium on Phys. of Ice, Ottawa, 1972. G. Dantl, Phys. of Ice, Plenum Press, New York, 1969, p. 223. V. P. Gravilov, A. V. Gusev, V. N. Mal'kov, et A. P. Polyakov, Bull. Acad. Sc. U. R. S. S., Phys. Sol. Earth, U. S. A., 1971, p. 448. Laboratoire de Physique des Matériaux, L N. S. A.-Lyon, 20, avenue Albert Einstein, 69621 Villeurbanne. PHYSIQUE
N. S. A.-Lyon, 20, avenue Albert Einstein, 69621 Villeurbanne. PHYSIQUE DES SOLIDES. Effet Tomasch dans un bilame Supraconducteur-Matériau magnétique. Note de MM. Pierre Nédellec et Étienne Guyon, présentée par M. André Guinier. Étude de la variation de la densité d'états d'un bilame supraconducteur S/matériau magnétique due aux résonances géométriques dans S. L'indication des extréma de la densité d'états est sensible à la portée de la variation du potentiel de paires. La densité d'états, mesurée par effet tunnel, d'un bilame S/N (S : film supraconducteur propre, d'épaisseur d; N : film d'un matériau normal) présente des oscillations au-dessus de la bande
d'un matériau normal) présente des oscillations au-dessus de la bande d'énergie interdite de S : c'est l'effet Tomasch. Ces oscillations sont reliées à un effet de résonances géométriques dans S dues à la diffusion électron-trou des excitations du supraconducteur à cause de la variation du potentiel de paires A(r) au voisinage de l'interface S/N. Les modèles théoriques de l'effet tunnel ne prenaient en compte que la variation d'une perturbation de A à l'interface. Nous avons par la suite étudié l'effet d'une variation plus réaliste du potentiel de paires sur la position en énergie de ces oscillations de la densité d'états.
position en énergie de ces oscillations de la densité d'états. Dans cette Note, nous considérons le cas d'un effet de proximité entre un supraconducteur et un matériau magnétique et nous étudions l'indexation des résonances en fonction de l'épaisseur d. En pratique les résultats expérimentaux sur l'effet Tomasch semblent indiquer que la diffusion des excitations à l'interface est sensible uniquement à la variation du potentiel de paires dans S. La présence de l'interface est reliée à une zone mal définie cristallographiquement sur laquelle les excitations sont diffusées d'une manière incohérente « cachant » à celles-ci la supraconductivité induite dans N. Ici
cachant » à celles-ci la supraconductivité induite dans N. Ici A(r) est nul à l'interface et la variation du potentiel de paires est localisée entièrement dans le supraconducteur. Considérons le problème à une dimension d'un système S (x < 0)/N (x > 0) décrit par un potentiel de paires A(x). L'écart à la densité d'états B. C. S. peut être décrit par un calcul de perturbation au premier ordre sur le supraconducteur homogène défini par un potentiel de paires constant A. L'expérience tunnel mesure cet écart au point x = d du supraconducteur où se trouve la barrière d'oxyde. On
d du supraconducteur où se trouve la barrière d'oxyde. On exprime, en utilisant les résultats de, la variation de la densité d'états en ce point en fonction de la perturbation 8A(x) = A(x)–A : N(0) est la densité d'états au niveau de Fermi, VF la vitesse de Fermi, Q = (E2–A2)1/2. La grandeur mesurée par effet tunnel est une densité d'états pondérée par la distribution angulaire des électrons. Dans le cas simple d'une transmission diffuse, l'équation (1) se met sous la forme (2) : Nous allons développer le calcul de perturbations à l'aide d'une méthode de réponse linéaire qui a
perturbations à l'aide d'une méthode de réponse linéaire qui a l'avantage de rester plus proche de l'explication physique. L'écart à la densité d'états pour une perturbation du potentiel de paires localisée en un point x, ôA(x') = ôA(xx), est donnée par On retrouve le résultat obtenu par McMillan et Anderson lorsque la perturbation est localisée à l'interface (x = 0). On peut écrire la contribution à la densité d'états de l'interface définie par ôA(x) comme la somme des réponses à chaque perturbation élémentaire : Appliquons ce résultat à un bilame supraconducteur/matériau magnétique. Nous construisons un potentiel de paires qui s'annule
supraconducteur/matériau magnétique. Nous construisons un potentiel de paires qui s'annule à l'interface x = 0 et qui prend sa valeur d'équilibre A en x = d; l'échelle de variation du potentiel de paires est fixée par la longueur de cohérence ç. La solution de l'équation de Ginzburg-Landau décrivant cette variation est la suivante : En utilisant les équations (3), (4) et (5) nous obtenons l'écart à la densité d'états tunnel dans cette géométrie : Nous avons introduit l'épaisseur réduite D = d/é; et co = (2Q/hVF) é;. La discussion de ce résultat est portée sur la figure où nous avons
ce résultat est portée sur la figure où nous avons représenté la valeur de Q pour les extrêma de la densité d'états en fonction de n, le numéro d'ordre de ces extrêma. Par convention, les minimums de 8N(E) sont données par les valeurs entières de n et les maximums par les valeurs demi-entières. Le calcul a été fait pour une valeur de l'épaisseur du supraconducteur d = 2,5 µm et pour plusieurs valeurs de l'épaisseur réduite D. La variation de la fonction Q(n) est très sensible à la valeur de D et nous pouvons mettre en évidence deux comportements limites
D et nous pouvons mettre en évidence deux comportements limites pour les faibles et les grandes épaisseurs. 1° Typiquement D < 2,5 : La variation du potentiel de paires prend place sur une distance de l'ordre de grandeur de l'épaisseur de S. Le n-ième minimum de la densité d'états est donné par la relation Cette relation est habituellement utilisée dans l'étude de l'effet Tomasch. Ceci indiquerait qu'en général c'est la variation lente et non pas la discontinuité de A (x) à l'interface qui est le facteur dominant dans la diffusion électron-trou. 2° D > 2,5 : Le deuxième régime est