jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
constate, d'une part que les centres F et M disparaissent pour des températures voisines et d'autre part, que l'absorption dans la région M est toujours inférieure à celle de la bande F. Par contre, si l'on tient compte de la coloration bleue observée dans le cas de NaCl : Na+ on peut attribuer ces fortes absorptions observées à 475 m pour LiF : Li+ et 480 mμ pour LiF : Na+ à la présence de colloïdes de lithium. Pour vérifier cette hypothèse nous avons effectué des recuits de 30 mn à des températures croissantes. La figure 4 indique, pour un cristal LiF : Li+, qu'à partir de 350°C les centres du type F, M, ... ont disparu et montre une bande d'absorption dont le maximum situé à 475 mμ évolue vers les grandes longueurs d'onde lorsque la température augmente. Cette évolution peut être reliée aux travaux théoriques de Radchenko (7) concernant les colloïdes de lithium dans le LiF. Dans ce cas, les absorptions que nous avons observées à 475 m (fig. 1 b) et à 480 m (fig. 26) correspondraient à des colloïdes de lithium ayant un rayon de 10 à 20 m. Séance du 20 juillet 1970. T. KAMIKAWA et K. OZAWA, J. Phys. Soc. Japan, 27, n° 5, 1969, p. 1212-1216. K. L. VAN DER LUGT, J. COMAS et E. A. WOLICKI, J. Phys. Chem. Solids, 30, 1969, p. 2486-2490. M. SAVOSTIANOVA, Z. Physik, 61, 1980, p. 161. A. SMAKULA, Z. Physik, 59, 1930, p. 603. D. L. DEXTER, Phys. Rev., 101, 1956, p. 48. J. SERUGHETTI, R. SCHAEFFER, C. H. S. DUPUY et H. SAUCIER, C. R. 92e Cong. Soc. Sav., Strasbourg, Bibliothèque Nationale, Paris, 1970. I. S. RADCHENKO, Soviet Physics, Solid State, 11, n° 7, 1970, p. 1476-1479. Laboratoire d’Émission Électronique du Département de Physique des Matériaux, Faculté des Sciences de Lyon, 43, boulevard du Novembre 1918, 69 Villeurbanne, Rhône. C. R. Acad. Sci. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 523 LUMINESCENCE. — Fluorescence de l’ion Europium dans les matrices du type LnLiO2. Vérification de la symétrie des sites. Note de Mmes MONIQUE BLANCHARD,
et K. OZAWA, J. Phys. Soc. Japan, 27, n° 5, 1969, p. 1212-1216. K. L. VAN DER LUGT, J. COMAS et E. A. WOLICKI, J. Phys. Chem. Solids, 30, 1969, p. 2486-2490. M. SAVOSTIANOVA, Z. Physik, 61, 1980, p. 161. A. SMAKULA, Z. Physik, 59, 1930, p. 603. D. L. DEXTER, Phys. Rev., 101, 1956, p. 48. J. SERUGHETTI, R. SCHAEFFER, C. H. S. DUPUY et H. SAUCIER, C. R. 92e Cong. Soc. Sav., Strasbourg, Bibliothèque Nationale, Paris, 1970. I. S. RADCHENKO, Soviet Physics, Solid State, 11, n° 7, 1970, p. 1476-1479. Laboratoire d’Émission Électronique du Département de Physique des Matériaux, Faculté des Sciences de Lyon, 43, boulevard du Novembre 1918, 69 Villeurbanne, Rhône. C. R. Acad. Sci. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 523 LUMINESCENCE. — Fluorescence de l’ion Europium dans les matrices du type LnLiO2. Vérification de la symétrie des sites. Note de Mmes MONIQUE BLANCHARD, CHRISTIANE LINARES et FRANÇOISE GAUME-MAHN, transmise par M. Alfred Kastler. On étudie l'émission de l'ion Eu3+ dans les oxydes mixtes LnLiO2. La structure de ces composés varie en fonction du rayon d'ion de l’élément trivalent. L’étude de la transition de base sur le nombre des raies et leur intensité, confirme ces structures. Les oxydes mixtes de lithium et de terres rares du type LnLiO2 activés par l’ion Eu3+ présentent, pour Ln = Sc, Lu, Y ou Gd, une fluorescence rouge orangée assez intense. La structure de ces composés varie notablement en fonction du rayon d'ion de l’élément trivalent comme le montre le tableau I. Nous nous sommes proposé d’étudier le comportement de l'ion Eu3+ dans chacune de ces structures. TABLEAU I. Rayon d'ion de la terre rare Structure Symétrie Composé étudié. (Å). et groupe d’espace. Réf. du site. ScLiO2 0,83 Quadratique D2d LuLiO2 0,99 Quadratique D2d YLiO2 1,06 Quadratique D2d Monoclinique Ci GdLiO2 1,11 Orthorhombique C ScLiO2, LuLiO2, YLiO2 sont préparés par réaction en phase solide, à 1000°C, des mélanges d’oxydes de terres rares et de carbonate de lithium activés par 1 mole % d’europium. L'obtention de phases pures nécessite deux cuissons successives avec addition intermédiaire de carbonate de lithium.
ces structures. Les oxydes mixtes de lithium et de terres rares du type LnLiO2 activés par l’ion Eu3+ présentent, pour Ln = Sc, Lu, Y ou Gd, une fluorescence rouge orangée assez intense. La structure de ces composés varie notablement en fonction du rayon d'ion de l’élément trivalent comme le montre le tableau I. Nous nous sommes proposé d’étudier le comportement de l'ion Eu3+ dans chacune de ces structures. TABLEAU I. Rayon d'ion de la terre rare Structure Symétrie Composé étudié. (Å). et groupe d’espace. Réf. du site. ScLiO2 0,83 Quadratique D2d LuLiO2 0,99 Quadratique D2d YLiO2 1,06 Quadratique D2d Monoclinique Ci GdLiO2 1,11 Orthorhombique C ScLiO2, LuLiO2, YLiO2 sont préparés par réaction en phase solide, à 1000°C, des mélanges d’oxydes de terres rares et de carbonate de lithium activés par 1 mole % d’europium. L'obtention de phases pures nécessite deux cuissons successives avec addition intermédiaire de carbonate de lithium. GdLiO2 est obtenu par décomposition thermique à 750°C d’un mélange des nitrates de gadolinium et de lithium. Les spectres d’émission de ces produits sont étudiés à la température de 77°K. On obtient pour chaque composé les raies caractéristiques de la transition En prenant cette transition comme exemple, nous allons montrer comment les règles de sélection permettent de différencier ces diverses symétries. Dans le cadre des symétries définies plus haut, les représentations irréductibles servant à caractériser les états sont rassemblées dans le tableau II. Au tableau III sont données les règles de sélection qui correspondent à la transition dipolaire électrique. On sait que le moment dipolaire électrique se transforme comme un vecteur (x, y, z). C. R. Acad. Sci. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B — 525 6100 Å 6100 Å Spectres d’émission des composés LnLiO2 (77°K, dispersion 8 Å/mm). Dans le cas d’une symétrie D2d, les transitions A1A1 et A1B1 sont interdites; on voit qu’on ne doit donc observer que deux raies: l’une intense A1E (composantes x et y) et l’autre plus faible A1B2 (composante z). Sur la TABLEAU II. États. Symétries D2d. C. Ci. 5Do A1 A' A 7F2 A1+B1 + B2 + E 3 A' +
comment les règles de sélection permettent de différencier ces diverses symétries. Dans le cadre des symétries définies plus haut, les représentations irréductibles servant à caractériser les états sont rassemblées dans le tableau II. Au tableau III sont données les règles de sélection qui correspondent à la transition dipolaire électrique. On sait que le moment dipolaire électrique se transforme comme un vecteur (x, y, z). C. R. Acad. Sci. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B — 525 6100 Å 6100 Å Spectres d’émission des composés LnLiO2 (77°K, dispersion 8 Å/mm). Dans le cas d’une symétrie D2d, les transitions A1A1 et A1B1 sont interdites; on voit qu’on ne doit donc observer que deux raies: l’une intense A1E (composantes x et y) et l’autre plus faible A1B2 (composante z). Sur la TABLEAU II. États. Symétries D2d. C. Ci. 5Do A1 A' A 7F2 A1+B1 + B2 + E 3 A' + 2 A" 5 A TABLEAU III. Symétrie D2d. C. Ci. État initial 5Do A1, A'. A. État final 7F2 B1— 3 A' xy 5A xyz B2 z 2 A" z E xy figure I, 1 est représenté le spectre d’émission de ScLiO2, correspondant à la transition. On observe bien la raie intense A1E à 6139 Å et la raie plus faible A1B2 à 6207 Å. Pour une symétrie Cs, on doit attendre trois raies A' plus intenses que les deux raies A" ; c’est bien ce que l’on observe sur le spectre 2 C. R. Acad. Sci. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B — 525 (fig. i) relatif à GdLiO2 sur lequel on ne voit que les trois raies A'A' situées à 6121, 6200 et 6240 A. (En augmentant la sensibilité, on peut déceler les deux raies très faibles A'A".) Lorsque l’on étudie la symétrie Ci (fig. 1, 3), on constate que les cinq raies AA sont également permises: le spectre de YLiO2 montre ces raies situées respectivement à 6117, 6133, 6197, 6220 et 6244 Å. Pour ce composé YLiO2, un seul type de spectre correspondant à la symétrie D2d a été principalement obtenu, quelle que soit la
raie intense A1E à 6139 Å et la raie plus faible A1B2 à 6207 Å. Pour une symétrie Cs, on doit attendre trois raies A' plus intenses que les deux raies A" ; c’est bien ce que l’on observe sur le spectre 2 C. R. Acad. Sci. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B — 525 (fig. i) relatif à GdLiO2 sur lequel on ne voit que les trois raies A'A' situées à 6121, 6200 et 6240 A. (En augmentant la sensibilité, on peut déceler les deux raies très faibles A'A".) Lorsque l’on étudie la symétrie Ci (fig. 1, 3), on constate que les cinq raies AA sont également permises: le spectre de YLiO2 montre ces raies situées respectivement à 6117, 6133, 6197, 6220 et 6244 Å. Pour ce composé YLiO2, un seul type de spectre correspondant à la symétrie D2d a été principalement obtenu, quelle que soit la méthode de préparation. La forme quadratique D2d signalée par F. Bertaut et M. Gondrand (4) n'a pu être préparée pure en présence de Eu3+, vraisemblablement en raison de la dimension de cet ion qui stabilise la structure monoclinique. Ces différents résultats confirment donc les conclusions des études cristallographiques. On voit que l’influence de la symétrie du site est importante non seulement sur le nombre de raies du spectre de Eu3+, mais aussi sur leur intensité. Séance du 10 août 1970. G. BLASSE et A. BRIL, J. Chem. Phys., 45, n° 9, 1966, p. 3327. P. M. JAFFE et J. D. KONITZER, J. Electrochem. Soc, 116, n° 5, 1969, p. G33. R. HOPPE, B. SCHEPERS, H. J. ROHRBORN et E. VIELHABER, Z. anorg. allg. Chem., 339, 1965, p. 130. F. BERTAUT et M. GONDRAND, Comptes rendus, 255, 1962, p. n35. M. GONDRAND et F. BERTAUT, Bull. Soc. franc. Min.-Crist., 86, 1963, p. 301. (Équipe de Recherche du C. N. R. S., Laboratoire de Spectroscopie et de Luminescence de la Faculté des Sciences, 43, boulevard du 11-Novembre 1918, 69-Villeurbanne, Rhône.) 526 — Série B G. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). GÉOPHYSIQUE. — Gonflement des sols par le gel.
que l’influence de la symétrie du site est importante non seulement sur le nombre de raies du spectre de Eu3+, mais aussi sur leur intensité. Séance du 10 août 1970. G. BLASSE et A. BRIL, J. Chem. Phys., 45, n° 9, 1966, p. 3327. P. M. JAFFE et J. D. KONITZER, J. Electrochem. Soc, 116, n° 5, 1969, p. G33. R. HOPPE, B. SCHEPERS, H. J. ROHRBORN et E. VIELHABER, Z. anorg. allg. Chem., 339, 1965, p. 130. F. BERTAUT et M. GONDRAND, Comptes rendus, 255, 1962, p. n35. M. GONDRAND et F. BERTAUT, Bull. Soc. franc. Min.-Crist., 86, 1963, p. 301. (Équipe de Recherche du C. N. R. S., Laboratoire de Spectroscopie et de Luminescence de la Faculté des Sciences, 43, boulevard du 11-Novembre 1918, 69-Villeurbanne, Rhône.) 526 — Série B G. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). GÉOPHYSIQUE. — Gonflement des sols par le gel. Note de MM. BAHMAN KHASTOU et JAIME AGUIRRE-PUENTE, présentée par M. Edmond-A. Brun. Pendant la congélation d'un sol fin humide dit « sol gélif », le déplacement du front de gel s'accompagne d'un transfert de masse qui se traduit par un certain nombre de phénomènes tels qu'un feuilletage macroscopique de la glace. Lorsque le milieu est alimenté en eau par l'extérieur, le volume total de l'échantillon augmente sensiblement. Ce « gonflement par le gel » a été l'objet d'une étude expérimentale sur des carottes cylindriques constituées de sols artificiels non consolidés. 1. Afin de faciliter ultérieurement une approche théorique du problème, nous avons imposé à l'installation des conditions telles que le modèle expérimenté puisse être considéré comme semi-infini et le régime thermique unidimensionnel, dans un domaine expérimental aussi étendu que possible. L'élément principal de l'installation est la cellule de congélation (fig. 1) qui contient et calorifuge l'échantillon à étudier (de D = 0,045 m de diamètre et de L = 0,20 m de hauteur) tout en permettant de le visualiser. Le piston supérieur, en contact avec l'échantillon mais non fixé, sert à lui imposer la température la plus basse, et le piston inférieur, fixe, sert à maintenir la température la
la glace. Lorsque le milieu est alimenté en eau par l'extérieur, le volume total de l'échantillon augmente sensiblement. Ce « gonflement par le gel » a été l'objet d'une étude expérimentale sur des carottes cylindriques constituées de sols artificiels non consolidés. 1. Afin de faciliter ultérieurement une approche théorique du problème, nous avons imposé à l'installation des conditions telles que le modèle expérimenté puisse être considéré comme semi-infini et le régime thermique unidimensionnel, dans un domaine expérimental aussi étendu que possible. L'élément principal de l'installation est la cellule de congélation (fig. 1) qui contient et calorifuge l'échantillon à étudier (de D = 0,045 m de diamètre et de L = 0,20 m de hauteur) tout en permettant de le visualiser. Le piston supérieur, en contact avec l'échantillon mais non fixé, sert à lui imposer la température la plus basse, et le piston inférieur, fixe, sert à maintenir la température la plus élevée et à l'alimenter en eau. L'échantillon est légèrement tronconique, évasé vers le haut, afin de faciliter le déplacement du piston supérieur. 2. Les possibilités de l'installation ont été déterminées en comparant les résultats d'un essai fait sur un sol non gélif avec la théorie de la propagation du front de gel (problème de Stefan) établie pour le cas d'un milieu semi-infini, homogène, avec une température à la face froide variable en fonction du temps [1], [2]. L'expérience a porté sur un échantillon de sol non gélif humide (sol n° 1) soumis à une température de la face froide variant de 1 à −8°C au cours des premières 90 mn, puis restant pratiquement constante. La température initiale de l'échantillon était de 1°C et, pendant toute la durée de l'expérience, cette température a été maintenue sur la face chaude de l'échantillon et dans une enveloppe thermostatée entourant la cellule. L'échantillon s'est comporté comme un milieu semi-infini sous un régime thermique unidimensionnel, tant que la profondeur de gel n'a pas dépassé 0,115 m, ce qui a correspondu à une durée d'essai de l'ordre de 9 h [3]. 3. Deux expériences ont été effectuées [3] en imposant, à des échantillons de sol
front de gel (problème de Stefan) établie pour le cas d'un milieu semi-infini, homogène, avec une température à la face froide variable en fonction du temps [1], [2]. L'expérience a porté sur un échantillon de sol non gélif humide (sol n° 1) soumis à une température de la face froide variant de 1 à −8°C au cours des premières 90 mn, puis restant pratiquement constante. La température initiale de l'échantillon était de 1°C et, pendant toute la durée de l'expérience, cette température a été maintenue sur la face chaude de l'échantillon et dans une enveloppe thermostatée entourant la cellule. L'échantillon s'est comporté comme un milieu semi-infini sous un régime thermique unidimensionnel, tant que la profondeur de gel n'a pas dépassé 0,115 m, ce qui a correspondu à une durée d'essai de l'ordre de 9 h [3]. 3. Deux expériences ont été effectuées [3] en imposant, à des échantillons de sol gélif, des régimes thermiques analogues à celui de l'expérience précédente. L'un des sols étudiés était constitué par un mélange de 90 % de poudre de verre et de 10 % de talc minéral (sol n° 2), et l'autre, par un mélange de 70 % de poudre de silice pure et de 30 % de talc minéral (sol n° 3) ; leurs degrés de saturation étaient respectivement de 0,61 et de 1,00; les diamètres moyens équivalents des grains étaient de l'ordre de 40 pour le sol n° 2 et de 15 pour le sol n° 3. Les mesures effectuées pendant les expériences ont permis de représenter, sur la figure 2, le gonflement xG dû au gel en fonction de l'abscisse xF du front de gel mesurée par rapport à la face froide mobile. On constate que le gonflement n'apparaît que lorsque le front de congélation se trouve à une distance x'F1 de la face froide égale respectivement à 0,043 et à 0,039 m pour le sol n° 2 et pour le sol n° 3. La vitesse d'avancement du front de congélation, qui est une fonction décroissante du temps, a été déterminée pour les deux valeurs de xF1 à l'aide de la
de 30 % de talc minéral (sol n° 3) ; leurs degrés de saturation étaient respectivement de 0,61 et de 1,00; les diamètres moyens équivalents des grains étaient de l'ordre de 40 pour le sol n° 2 et de 15 pour le sol n° 3. Les mesures effectuées pendant les expériences ont permis de représenter, sur la figure 2, le gonflement xG dû au gel en fonction de l'abscisse xF du front de gel mesurée par rapport à la face froide mobile. On constate que le gonflement n'apparaît que lorsque le front de congélation se trouve à une distance x'F1 de la face froide égale respectivement à 0,043 et à 0,039 m pour le sol n° 2 et pour le sol n° 3. La vitesse d'avancement du front de congélation, qui est une fonction décroissante du temps, a été déterminée pour les deux valeurs de xF1 à l'aide de la fonction xF (t) obtenue expérimentalement : on trouve des valeurs égales à 2,5.106 m/s pour le sol n° 2 et à 4,16. 106 m/s pour le sol n° 3. Cette constatation est en accord avec la théorie de Feldman sur le gonflement, théorie établie pour le cas d'un modèle semi-infini avec température constante de la face froide [4] et qui prévoit l'absence de gonflement tant que la vitesse vv est supérieure à une valeur, caractéristique du milieu et appelée « vitesse critique du milieu ». Une fois que le gonflement a débuté, il varie d'abord linéairement avec l'abscisse du front de gel jusqu'à des valeurs de l'abscisse du front égales à 0,09 m pour le sol n° 2 et à 0,1 m pour le sol n° 3; ces valeurs correspondent à des durées d'essai de 7 et 8 h. La proportionnalité existe donc dans le domaine expérimental délimité par l'essai fait avec le sol non gélif, où le modèle est semi-infini et le processus thermique unidimensionnel. C'est aussi un résultat qui est prévu par la théorie de Feldman. 4. Nous avons représenté, sur la figure 3, le gonflement xG en fonction de la racine carrée de l'indice de gel :
avec température constante de la face froide [4] et qui prévoit l'absence de gonflement tant que la vitesse vv est supérieure à une valeur, caractéristique du milieu et appelée « vitesse critique du milieu ». Une fois que le gonflement a débuté, il varie d'abord linéairement avec l'abscisse du front de gel jusqu'à des valeurs de l'abscisse du front égales à 0,09 m pour le sol n° 2 et à 0,1 m pour le sol n° 3; ces valeurs correspondent à des durées d'essai de 7 et 8 h. La proportionnalité existe donc dans le domaine expérimental délimité par l'essai fait avec le sol non gélif, où le modèle est semi-infini et le processus thermique unidimensionnel. C'est aussi un résultat qui est prévu par la théorie de Feldman. 4. Nous avons représenté, sur la figure 3, le gonflement xG en fonction de la racine carrée de l'indice de gel : on trouve une relation linéaire entre xG et mais le domaine où cette dépendance est valable est délimité par des valeurs de correspondant à des durées d'essai de l'ordre de 80 h, soit à des valeurs de l'abscisse du front de l'ordre de 0,144 m pour le sol n° 2 et 0,192 m pour le sol n° 3. Ce comportement des sols gélifs a servi à mettre au point une méthode expérimentale de classement des sols où le paramètre de comparaison de degré de gélivité est le rapport de la droite obtenue pour chaque sol dans la représentation. L'utilisation de traceurs colorés a permis d'étudier le déplacement des plans horizontaux de l'échantillon perpendiculairement au flux thermique et à montrer qu'une couche de matrice poreuse limitée par deux plans horizontaux gonfle pendant qu'elle est traversée par le front de congélation; ensuite, les couches ne gonflent pratiquement plus, mais elles se déplacent globalement vers le haut à cause du gonflement des couches inférieures. Du point de vue macroscopique, le transfert d'eau par rapport à la matrice poreuse n'intéresse donc plus la partie gelée; par contre, le transfert existe dans la partie non gelée à cause d'une aspiration exercée au voisinage du front
et 0,192 m pour le sol n° 3. Ce comportement des sols gélifs a servi à mettre au point une méthode expérimentale de classement des sols où le paramètre de comparaison de degré de gélivité est le rapport de la droite obtenue pour chaque sol dans la représentation. L'utilisation de traceurs colorés a permis d'étudier le déplacement des plans horizontaux de l'échantillon perpendiculairement au flux thermique et à montrer qu'une couche de matrice poreuse limitée par deux plans horizontaux gonfle pendant qu'elle est traversée par le front de congélation; ensuite, les couches ne gonflent pratiquement plus, mais elles se déplacent globalement vers le haut à cause du gonflement des couches inférieures. Du point de vue macroscopique, le transfert d'eau par rapport à la matrice poreuse n'intéresse donc plus la partie gelée; par contre, le transfert existe dans la partie non gelée à cause d'une aspiration exercée au voisinage du front de gel. L'eau aspirée se transforme en glace au niveau même du front de gel. Séance du 20 juillet 1970. J. AGUIRRE-PUENTE, B. LE FUR et I. SZANTO, Rapport 65-5 du Laboratoire d'Aérothermique du CNRS. B. KHASTOU, Étude du gonflement des sols par le gel (Thèse Docteur-Ingénieur, Paris, 1970). G. M. FEL'DMAN, Inz.-fix. Zur., n° 6, 1967. J. AGUIRRE-PUENTE et A. DUPAS, Rapport commun du Laboratoire d'Aérothermique du CNRS et du Laboratoire Central des Ponts et Chaussées (juin 1970). (Laboratoire d'Aérothermique du CNRS, 4 ter, route des Gardes, 92-Meudon, Hauts-de-Seine.) G. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). OCÉANOGRAPHIE PHYSIQUE. — Au sujet de l'applicabilité de la théorie d'Ekman sur les courants marins. Note de M. JOSEPH GONELLA présentée par M. André Gougenheim. 1. En 1905, Ekman proposait une théorie des courants marins induits par le vent en tenant compte de l'influence de la rotation terrestre. Cette théorie classique, dite d'Ekman, est enseignée comme étant la théorie du courant de dérive en mer homogène. L'attention doit être attirée sur le mot « homogène ». Dans son travail original, Ekman ne précise pas, tout au moins dans la première partie, que la mer est homogène; mais il semble le