jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
d'onde Hartree-Fock de Clementi développées sur des orbitales de base de Slater et de même énergie totale que. Dans nous avons montré que le calcul des facteurs de diffusion moléculaire est beaucoup plus simple en utilisant des fonctions d'onde de type plutôt que celles de types car le produit de deux gaussiennes est égal à une gaussienne donc les intégrales à quatre centres se réduisent à des intégrales à deux centres. Les facteurs de diffusion atomique calculés à l'aide des fonctions d'onde de type et de même énergie totale sont identiques. On peut donc supposer que les facteurs de diffusion moléculaire calculés avec une fonction d'onde moléculaire développée sur des orbitales de base gaussienne et d'énergie totale voisine de l'énergie Hartree-Fock donnera une bonne intensité moléculaire totale théorique, puisque celle-ci fonction des facteurs de diffusion moléculaire, est reliée directement à l'énergie totale. Enfin, nous devons signaler un travail voisin du nôtre. Note de M. JEAN EVRARD et CAMILLE DUCULOT, présentée par M. Séance du 10 août 1970. Jean Lecomte. Présentation d'une nouvelle méthode de détermination directe des intensités absolues avec la considération spéciale des effets d'aile. Appréciation de la précision de cette nouvelle méthode. Mise en évidence d'une précision plus grande pour la branche positive que pour la branche négative de chaque bande examinée. L'imprécision des méthodes d'intégration directes pour la détermination des intensités absolues de bandes d'absorption infrarouges des substances en phase liquide est principalement imputable à l'inadaptation des profils théoriques ajustés au niveau des ailes. Des mesures expérimentales précises permirent d'avancer l'idée qu'un segment spécial ajusté à la largeur de chaque aile au 1/16 de la densité optique au maximum d'absorption, diminuerait sensiblement ces imprécisions. Nous avons dès lors tenté d'améliorer la méthode de Cabana et Sandorfy en introduisant ce segment supplémentaire et en définissant le tableau I les nouvelles limites de intégration L1 et L2 des cinq segments de Lorentz ajustés pour les différents niveaux i à chacune des deux branches de la bande expérimentale. Nous avons établi dans ces conditions la nouvelle formule pour le calcul de l'intensité absolue A qui s'écrit, en employant les notations
grande pour la branche positive que pour la branche négative de chaque bande examinée. L'imprécision des méthodes d'intégration directes pour la détermination des intensités absolues de bandes d'absorption infrarouges des substances en phase liquide est principalement imputable à l'inadaptation des profils théoriques ajustés au niveau des ailes. Des mesures expérimentales précises permirent d'avancer l'idée qu'un segment spécial ajusté à la largeur de chaque aile au 1/16 de la densité optique au maximum d'absorption, diminuerait sensiblement ces imprécisions. Nous avons dès lors tenté d'améliorer la méthode de Cabana et Sandorfy en introduisant ce segment supplémentaire et en définissant le tableau I les nouvelles limites de intégration L1 et L2 des cinq segments de Lorentz ajustés pour les différents niveaux i à chacune des deux branches de la bande expérimentale. Nous avons établi dans ces conditions la nouvelle formule pour le calcul de l'intensité absolue A qui s'écrit, en employant les notations de Cabana et Sandorfy : l'indice « prime » et l'indice « seconde » servant à distinguer les deux branches de la bande. 504 Série B C. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Nous avons appliqué cette méthode à la bande de vibration de valence de nombreux nitriles aromatiques en solutions très diluées dans CCl4, vérifiant la loi de Beer et Lambert. Dans tous les cas examinés, les très faibles valeurs du quotient de la largeur de fente spectrale par la largeur de bande aux différents niveaux d'ajustement nous ont dispensés de retenir les corrections de déconvolution des profils des bandes expérimentales par la fonction caractéristique du spectromètre. L'intérêt de la méthode proposée est attesté par les figures 1 et 2 et par le tableau II. TABLEAU II. (cm-1). A. (R). (C-S). (E-D). 4-fluorobenzonitrile 2234,8 2195 12,6 4,5 0,0 4-chlorobenzonitrile 2234,7 2122, 71,1 6,8 2,3 4-bromobenzonitrile 2234,2 2086 17,9 7,0 2,3 Écarts %. 1° La figure 1 illustre la qualité du profil de l'ajustement des dix segments recommandés qui sont superposés à la bande expérimentale du para-chlorobenzonitrile situé à 2235 cm-1 2° La figure 2 représente pour la méthode de Ramsay (R), pour celle de Cabana et
nitriles aromatiques en solutions très diluées dans CCl4, vérifiant la loi de Beer et Lambert. Dans tous les cas examinés, les très faibles valeurs du quotient de la largeur de fente spectrale par la largeur de bande aux différents niveaux d'ajustement nous ont dispensés de retenir les corrections de déconvolution des profils des bandes expérimentales par la fonction caractéristique du spectromètre. L'intérêt de la méthode proposée est attesté par les figures 1 et 2 et par le tableau II. TABLEAU II. (cm-1). A. (R). (C-S). (E-D). 4-fluorobenzonitrile 2234,8 2195 12,6 4,5 0,0 4-chlorobenzonitrile 2234,7 2122, 71,1 6,8 2,3 4-bromobenzonitrile 2234,2 2086 17,9 7,0 2,3 Écarts %. 1° La figure 1 illustre la qualité du profil de l'ajustement des dix segments recommandés qui sont superposés à la bande expérimentale du para-chlorobenzonitrile situé à 2235 cm-1 2° La figure 2 représente pour la méthode de Ramsay (R), pour celle de Cabana et Sandorfy (C-S) et pour celle proposée dans cet article (E-D), en fonction de l'écart réduit des fréquences défini par le rapport de l'intensité intégrée tronquée calculée selon chaque méthode en vue, à l'intensité intégrée tronquée calculée par ordinateur sur la bande expérimentale. On peut suivre pour chaque branche et de la bande de vibration de valence des para-fluoro, para-chloro et para-bromo benzonitriles, l'évolution de la qualité de l'ajustement le long des ailes appréciée ici du point de vue des intensités intégrées. Notons au passage que les courbes des dérivés fluoré et bromé s'infléchissent légèrement au voisinage de l'abscisse en raison de l'existence à cet endroit d'une faible bande parasite. RAMSAY CABANA SANDORFY EVRARD DUCULOT Fig. 2. Quelles que soient les méthodes employées et les substances examinées dans cette figure 2, la précision des résultats est plus grande pour les branches positives que pour les branches négatives des bandes. Le fait est d'importance et vaut qu'on y insiste parce que son analyse a permis de constater que l'aile de la branche négative a un caractère lorentzien moins accentué que l'aile de la branche positive d'un même bande. 3° Le tableau II compare les pourcentages d'écart des intensités absolues calculées selon les
la bande de vibration de valence des para-fluoro, para-chloro et para-bromo benzonitriles, l'évolution de la qualité de l'ajustement le long des ailes appréciée ici du point de vue des intensités intégrées. Notons au passage que les courbes des dérivés fluoré et bromé s'infléchissent légèrement au voisinage de l'abscisse en raison de l'existence à cet endroit d'une faible bande parasite. RAMSAY CABANA SANDORFY EVRARD DUCULOT Fig. 2. Quelles que soient les méthodes employées et les substances examinées dans cette figure 2, la précision des résultats est plus grande pour les branches positives que pour les branches négatives des bandes. Le fait est d'importance et vaut qu'on y insiste parce que son analyse a permis de constater que l'aile de la branche négative a un caractère lorentzien moins accentué que l'aile de la branche positive d'un même bande. 3° Le tableau II compare les pourcentages d'écart des intensités absolues calculées selon les 3 méthodes par rapport aux intensités absolues A° (kmole cm2) calculées par ordinateur sur les bandes expérimentales. La valeur moyenne des écarts passe de 15,9 % pour la méthode de Ramsay (R), à 6,1 % pour la méthode de Cabana et Sandorfy (C-S) et enfin à 1,5 % pour la méthode proposée ici (E-D). (*) Séance du 7 juillet 1970 (1) D. A. RAMSAY, J. Amer. Chem. Soc, 74, 1952, p. 72. (2) A. CABANA et C. SANDORFY, Spectrochim. Acta, 16, 1960, p. 355. (3) J. BIEUVELET, Mémoire, Gembloux, 1966 (4) J. EVRARD et C. DUCULOT, Comptes rendus, 271, série B, 1970 (à paraître). Chaire de Physique et Chimie physique, Faculté des Sciences agronomiques de l'État, Gembloux (Belgique). C. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 507 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE. — Largeurs des raies de la bande fondamentale de l'oxyde de carbone CO perturbé par l'argon et l'azote. Note (*) de MM. JEAN-PIERRE BOUANICH et ROBERT FARRENQ, transmise par M. Alfred Kastler. Les demi-largeurs des raies de vibration-rotation de la bande fondamentale de l'oxyde de carbone perturbé par l'argon et l'azote ont été déterminées en utilisant un spectromètre S.I.S.A.M. de très haute résolvance. Les valeurs obtenues sont
méthode proposée ici (E-D). (*) Séance du 7 juillet 1970 (1) D. A. RAMSAY, J. Amer. Chem. Soc, 74, 1952, p. 72. (2) A. CABANA et C. SANDORFY, Spectrochim. Acta, 16, 1960, p. 355. (3) J. BIEUVELET, Mémoire, Gembloux, 1966 (4) J. EVRARD et C. DUCULOT, Comptes rendus, 271, série B, 1970 (à paraître). Chaire de Physique et Chimie physique, Faculté des Sciences agronomiques de l'État, Gembloux (Belgique). C. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 507 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE. — Largeurs des raies de la bande fondamentale de l'oxyde de carbone CO perturbé par l'argon et l'azote. Note (*) de MM. JEAN-PIERRE BOUANICH et ROBERT FARRENQ, transmise par M. Alfred Kastler. Les demi-largeurs des raies de vibration-rotation de la bande fondamentale de l'oxyde de carbone perturbé par l'argon et l'azote ont été déterminées en utilisant un spectromètre S.I.S.A.M. de très haute résolvance. Les valeurs obtenues sont en bon accord avec les valeurs correspondantes données par certains auteurs pour différentes transitions vibrationnelles de l'oxyde de carbone. Pour déterminer les demi-largeurs des raies de la bande fondamentale de CO perturbé par l'argon et l'azote pour des pressions des perturbateurs voisines de 1 atm, nous avons utilisé un spectromètre S.I.S.A.M. (1) dont TABLEAU. (Ar) (cm-1 atm-1). (N2) (cm-1 atm-1). m I. II. III. IV. 1 0,0674 0,0660 0,0817 0,0806 2 0,0196 0,0608 0,0746 0,0754 3 0,0379 0,0573 0,0703 0,0712 4 0,0500 0,0541 0,0664 0,0680 5 0,0523 0,0519 0,0648 0,0651 6 0,0 0,0497 0,063 0,0632 7 0,0481 0,0488 0,0606 0,0616 8 0,0466 0,0472 0,0602 0. 9 0,0462 0,0468 0,0596 0. 0602 9 0,068 0,04640 0,0597 0,0592 10 0,0461 0,0456 0,0582 0,0583 11 0,0458 0,0450 0,0571 0,0577 19 0,0442 0,0446 0,0578 0,0578 13 0,0415 0,0442 0,0572 0,0569 14 0,0435 0,0436 0,0572 0,0561 15 0,0434 0,0430 0,0568 0,0558 16 0,0421 0,0424 0,0554 0,0541 17 0,0434 0,0417 0,0537 0,0541 18 0,0406 0,0409 0,0531 0.030 19 0,0397 0,0402 0,0518 0,0520 20 0,0397 0,0195 0,0504 0,0508 21 0,0390 0,0388 0,0494 0,0497 22 0,0384 0,0382 0,0490 0,0486 23 0,0377 0,0376 0,0482 0,0475 24 0,0386 0,0372 0,0461 0,0464 25 0,0365 0,0366 0,0450 0,0453 26 0,0349 0,0362 0,0435
S.I.S.A.M. (1) dont TABLEAU. (Ar) (cm-1 atm-1). (N2) (cm-1 atm-1). m I. II. III. IV. 1 0,0674 0,0660 0,0817 0,0806 2 0,0196 0,0608 0,0746 0,0754 3 0,0379 0,0573 0,0703 0,0712 4 0,0500 0,0541 0,0664 0,0680 5 0,0523 0,0519 0,0648 0,0651 6 0,0 0,0497 0,063 0,0632 7 0,0481 0,0488 0,0606 0,0616 8 0,0466 0,0472 0,0602 0. 9 0,0462 0,0468 0,0596 0. 0602 9 0,068 0,04640 0,0597 0,0592 10 0,0461 0,0456 0,0582 0,0583 11 0,0458 0,0450 0,0571 0,0577 19 0,0442 0,0446 0,0578 0,0578 13 0,0415 0,0442 0,0572 0,0569 14 0,0435 0,0436 0,0572 0,0561 15 0,0434 0,0430 0,0568 0,0558 16 0,0421 0,0424 0,0554 0,0541 17 0,0434 0,0417 0,0537 0,0541 18 0,0406 0,0409 0,0531 0.030 19 0,0397 0,0402 0,0518 0,0520 20 0,0397 0,0195 0,0504 0,0508 21 0,0390 0,0388 0,0494 0,0497 22 0,0384 0,0382 0,0490 0,0486 23 0,0377 0,0376 0,0482 0,0475 24 0,0386 0,0372 0,0461 0,0464 25 0,0365 0,0366 0,0450 0,0453 26 0,0349 0,0362 0,0435 27 0,0355 0,0358 28 0,0360 0,0354 La demi-largeur de la fonction d'appareil est approximativement de 0,013 cm-1. Ce spectromètre est doté d'un système d'étalonnage très précis en nombre d'onde qui consiste à enregistrer simultanément le spectre d'absorption et un spectre cannelé d'un étalon Perot-Fabry. Nous avons enregistré plusieurs spectres pour chaque perturbateur dans les conditions expérimentales suivantes : parcours optique de 1 cm, température de 300°K, pression de CO de 1 à 5 Torr, pression des perturbateurs de 82 à 87 cm de mercure. Les demi-largeurs mesurées directement ont été corrigées de l'influence de la fonction d'appareil en utilisant les courbes de correction d'Izatt. Ces corrections supposent une fonction d'appareil de forme gaussienne. L'approximation qui consiste à assimiler la fonction d'appareil à une fonction de Gauss nous semble parfaitement justifiée dans la mesure où les corrections sont faibles (dans le cas le plus défavorable, la correction atteint 12% de la largeur). La pression partielle de CO étant très faible devant celle des perturbateurs, nous avons considéré que les résultats obtenus provenaient uniquement des interactions CO—Ar ou CO —N2 (les interactions entre molécules de CO ont été négligées). Les demi-largeurs relatives à 1 atm des gaz perturbateurs (Ar) et N2 ont
chaque perturbateur dans les conditions expérimentales suivantes : parcours optique de 1 cm, température de 300°K, pression de CO de 1 à 5 Torr, pression des perturbateurs de 82 à 87 cm de mercure. Les demi-largeurs mesurées directement ont été corrigées de l'influence de la fonction d'appareil en utilisant les courbes de correction d'Izatt. Ces corrections supposent une fonction d'appareil de forme gaussienne. L'approximation qui consiste à assimiler la fonction d'appareil à une fonction de Gauss nous semble parfaitement justifiée dans la mesure où les corrections sont faibles (dans le cas le plus défavorable, la correction atteint 12% de la largeur). La pression partielle de CO étant très faible devant celle des perturbateurs, nous avons considéré que les résultats obtenus provenaient uniquement des interactions CO—Ar ou CO —N2 (les interactions entre molécules de CO ont été négligées). Les demi-largeurs relatives à 1 atm des gaz perturbateurs (Ar) et N2 ont été déterminées en appliquant la loi de proportionnalité entre les largeurs et la pression du gaz perturbateur. Dans le tableau, nous donnons, d'une part les moyennes arithmétiques des différents résultats pour une même valeur de (colonnes I et III) et, d'autre part, les valeurs lues sur la courbe moyenne (colonnes II et IV). Il apparaît que les valeurs expérimentales des largeurs des raies des branches P et R ne sont pas absolument identiques. Les largeurs des raies de la branche P sont en moyenne un peu plus importantes que celles de la branche R. Ce résultat demanderait néanmoins à être confirmé par d'autres mesures. Nous estimons que l'erreur relative sur les demi-largeurs est généralement comprise entre 3 et 5%. Cette erreur peut être un peu plus importante pour Nous avons représenté nos valeurs (fig. 2) ainsi que les valeurs expérimentales correspondantes relatives à différentes transitions vibrationnelles de CO. Nous pouvons constater que nos valeurs sont en bon accord avec celles de Draegert et Williams et que l'ensemble des résultats relatifs aux bandes concorde assez bien. À la précision des résultats, il n'est pas possible de mettre en évidence l'influence du niveau de vibration sur les largeurs des raies. Séance du
II et IV). Il apparaît que les valeurs expérimentales des largeurs des raies des branches P et R ne sont pas absolument identiques. Les largeurs des raies de la branche P sont en moyenne un peu plus importantes que celles de la branche R. Ce résultat demanderait néanmoins à être confirmé par d'autres mesures. Nous estimons que l'erreur relative sur les demi-largeurs est généralement comprise entre 3 et 5%. Cette erreur peut être un peu plus importante pour Nous avons représenté nos valeurs (fig. 2) ainsi que les valeurs expérimentales correspondantes relatives à différentes transitions vibrationnelles de CO. Nous pouvons constater que nos valeurs sont en bon accord avec celles de Draegert et Williams et que l'ensemble des résultats relatifs aux bandes concorde assez bien. À la précision des résultats, il n'est pas possible de mettre en évidence l'influence du niveau de vibration sur les largeurs des raies. Séance du 15 juillet 1970. (1) R. FARAH, P. PINSON et C. MEYER, Comptes rendus, 269, série B, 1969, p. 363. (2) D. A. DRAEGERT et D. WILLIAMS, J. Opt. Soc. Amer., 58, n° 10, 1968, p. 1399. (3) R. J. THIBAULT, J. H. JAFFE et E. K. PLYLER, J. Research N. B. S., 67 A, n° 2, 1968, p. 113. (4) T. C. JAMES et E. K. PLYLER, J. Chem. Phys., 40, n° 1, 1961, p. 221. (5) J. P. BOUANICH, M. LARVOY et C. HAEUSLER, Comptes rendus, 270, série B, 1970, p. 1990. Laboratoire d'Infrarouge, Équipe de Recherche associée au C. N. R. S., Faculté des Sciences de Paris, Chimie physique, Bât. 350, 91-Orsay, Essonne. G. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 511 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE — Coefficient d'amplification de CO2, excité par décharge électrique dans la transition laser. Note de Mlle DENISE BAILLY, M. CLAUDE MEYER et Mlle COLETTE ROSSETTI, présentée par M. Alfred Kastler. Le coefficient d'amplification de CO2 excité par décharge électrique a été mesuré pour un certain nombre de raies de la transition laser et pour différents mélange. Les populations des niveaux et de CO2 et la température rotationnelle ont été déterminées.
B. S., 67 A, n° 2, 1968, p. 113. (4) T. C. JAMES et E. K. PLYLER, J. Chem. Phys., 40, n° 1, 1961, p. 221. (5) J. P. BOUANICH, M. LARVOY et C. HAEUSLER, Comptes rendus, 270, série B, 1970, p. 1990. Laboratoire d'Infrarouge, Équipe de Recherche associée au C. N. R. S., Faculté des Sciences de Paris, Chimie physique, Bât. 350, 91-Orsay, Essonne. G. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 511 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE — Coefficient d'amplification de CO2, excité par décharge électrique dans la transition laser. Note de Mlle DENISE BAILLY, M. CLAUDE MEYER et Mlle COLETTE ROSSETTI, présentée par M. Alfred Kastler. Le coefficient d'amplification de CO2 excité par décharge électrique a été mesuré pour un certain nombre de raies de la transition laser et pour différents mélange. Les populations des niveaux et de CO2 et la température rotationnelle ont été déterminées. Nous avons déterminé systématiquement le coefficient d'amplification de mélange gazeux pour un certain nombre de raies de la transition laser. La source de rayonnement est un laser à CO2 équipé d'un réseau et stabilisé selon le procédé décrit par ailleurs. Ce laser fournit un rayonnement monochromatique, monomode et stabilisé en puissance à mieux de 2 % pour chacune des raies de la transition. L'amplificateur est un tube à décharge de diamètre intérieur 28mm. La distance entre les électrodes est de 93 cm. Une tension continue régulée, variable jusqu'à 10 kV permet de régler l'intensité du courant de décharge à la valeur choisie. Une chemise à circulation d'eau assure le refroidissement des gaz dans la décharge. Ceux-ci sont introduits dans le tube à chaque extrémité et évacués au centre par un ajutage relié à une pompe à vide. Le débit de chacun des gaz peut être mesuré. Il est de l'ordre de pour CO2. Une jauge manométrique située juste à la sortie du tube mesure la pression des gaz à 0,05 Torr près. La température a été mesurée en différents points du tube à décharge pour différents mélanges gazeux et pour des courants. Le gradient de température le long de l'axe
puissance à mieux de 2 % pour chacune des raies de la transition. L'amplificateur est un tube à décharge de diamètre intérieur 28mm. La distance entre les électrodes est de 93 cm. Une tension continue régulée, variable jusqu'à 10 kV permet de régler l'intensité du courant de décharge à la valeur choisie. Une chemise à circulation d'eau assure le refroidissement des gaz dans la décharge. Ceux-ci sont introduits dans le tube à chaque extrémité et évacués au centre par un ajutage relié à une pompe à vide. Le débit de chacun des gaz peut être mesuré. Il est de l'ordre de pour CO2. Une jauge manométrique située juste à la sortie du tube mesure la pression des gaz à 0,05 Torr près. La température a été mesurée en différents points du tube à décharge pour différents mélanges gazeux et pour des courants. Le gradient de température le long de l'axe ne dépasse pas 18°C. Le tube amplificateur est monté sur une platine mobile qui permet une orientation précise de son axe par rapport au faisceau incident. Celui-ci est limité à un diamètre de 2 mm au moyen de deux diaphragmes placés respectivement à l'entrée et à la sortie du tube amplificateur. La puissance du faisceau laser est réduite au minimum pour éviter tout effet de saturation dans l'amplificateur : ce faisceau laser est ensuite reçu sur la fente d'entrée d'un spectromètre Perkin-Elmer à réseau. L'élongation mesurée sur un enregistreur est proportionnelle à l'intensité du rayonnement issu de l'amplificateur. La figure 1 représente la distribution radiale du gain dans l'amplificateur pour la raie. Ce gain G présente un minimum au centre pour les mélanges ce qui n'est pas le cas pour les mélanges contenant de l'hélium. Ceci est en accord avec les courbes théoriques données par Sobolev. Tous les résultats donnés ultérieurement correspondent à des mesures faites dans l'axe du tube. La figure 2 représente les résultats expérimentaux obtenus pour la raie pour différents mélanges réalisés à partir d'une pression partielle de CO2 égale à 0,8 Torr. G décroît quand I augmente dans les mélanges CO2-N2, c'est le processus inverse pour
amplificateur. La puissance du faisceau laser est réduite au minimum pour éviter tout effet de saturation dans l'amplificateur : ce faisceau laser est ensuite reçu sur la fente d'entrée d'un spectromètre Perkin-Elmer à réseau. L'élongation mesurée sur un enregistreur est proportionnelle à l'intensité du rayonnement issu de l'amplificateur. La figure 1 représente la distribution radiale du gain dans l'amplificateur pour la raie. Ce gain G présente un minimum au centre pour les mélanges ce qui n'est pas le cas pour les mélanges contenant de l'hélium. Ceci est en accord avec les courbes théoriques données par Sobolev. Tous les résultats donnés ultérieurement correspondent à des mesures faites dans l'axe du tube. La figure 2 représente les résultats expérimentaux obtenus pour la raie pour différents mélanges réalisés à partir d'une pression partielle de CO2 égale à 0,8 Torr. G décroît quand I augmente dans les mélanges CO2-N2, c'est le processus inverse pour les mélanges CO2-He. Pour les mélanges ternaires, le courant optimal est 15 mA. Nous avons étudié systématiquement selon la même méthode et pour différentes pressions partielles de CO2, un certain nombre de raies de la transition. Pour chacune d'elles, nous avons déterminé le coefficient d'amplification du mélange à partir du gain G, par la loi de Beer Lambert. Ce coefficient d'amplification au sommet d'une raie de forme gaussienne est défini théoriquement par la relation classique, où v est le nombre d'onde et Δv la demi-largeur Doppler de la raie considérée; P(v) est la probabilité de transition radiative définie par l'expression, où pour la branche P et pour la branche R, P(v) est la probabilité de transition vibrationnelle et F(m) le facteur d'interaction vibration-rotation. Nous avons adopté les valeurs, nous avons admis, en outre, que la forme des raies est définie dans le milieu excité comme dans le gaz en équilibre thermique. Dans ces conditions, il faut tenir compte de l'effet des chocs intermoléculaires sur l'élargissement des raies dès que la pression totale atteint 0,8 Torr. La formule (i) doit être multipliée par un facteur inférieur à 1, qui dépend de la raie étudiée et du mélange considéré. Pour définir les