jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
sont comptabilisées dans un analyseur multicanaux par l'intermédiaire d'un circuit-porte dont l'ouverture est commandée par les impulsions du courant de décharge, une ligne à retard assurant une bonne synchronisation avec les photons qui leur sont associés (fig.). La faible durée d'ouverture de la porte (2.10^-8 s) permet de s'affranchir des impulsions parasites dues au courant d'obscurité du P. M. dans les intervalles de temps séparant les sparks successifs (10^-8 s), ce qui donne une probabilité de ne compter qu'une impulsion parasite toutes les 20 min. Le monochromateur effectue un balayage lent (1 Å/min) tandis que toutes les D décharges (2.10^9), comptabilisées par l'échelle, l'analyseur multicanaux commandé par celles-ci, passe d'un canal au suivant. Nous obtenons ainsi la visualisation du profil de la tête de bande, ce qui permet d'évaluer nt avec une bonne précision par la lecture de son maximum. Séance du 28 février 1972. (1) G. HARTMANN, Comptes rendus, 270, série B, 1970, p. 309. (2) R. W. NICHOLLS, Ann. Geophys., 14, 1958, p. 208. (3) J. JANŇA, Czechoslovak J. of Phys., B, 15, 1965, p. 662-666. (4) G. HERZBERG, Molecular spectra and molecular structure. I : Spectra of diatomic molecules, D. Van Nostrand Co, New York, 1950. Laboratoire de Physique des Décharges, Équipe de Recherches du CNRS n° 114, École Supérieure d'Électricité, 10, avenue Pierre-Larousse, 92-Malakoff, Hauts-de-Seine. C. R. Acad. Sc. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 707 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE. — Spectres de diffusion Raman des halogènes cuivreux à température ordinaire et à basse température. Note de MM. BERNARD PREVOT, CONSTANTIN CARABATOS et GUY LEROY, présentée par M. Jean Lecomte. Les spectres de diffusion Raman du premier et du deuxième ordre sont présentés à la température ambiante et à basse température pour les trois halogènes cuivreux. Une première assignation est avancée quant aux raies du deuxième ordre. Les halogènes de cuivre, CuCl, CuBr et Cul, appartiennent au groupe spatial symmétrique T = 43 m. Ce réseau est pratiquement celui du type diamant, à cette différence que les deux sous-réseaux à faces centrées, sont constitués d'ions d'espèces différentes; ils entrent dans la catégorie des composés binaires
de Physique des Décharges, Équipe de Recherches du CNRS n° 114, École Supérieure d'Électricité, 10, avenue Pierre-Larousse, 92-Malakoff, Hauts-de-Seine. C. R. Acad. Sc. Paris, t. 274 (6 mars 1972) Série B — 707 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE. — Spectres de diffusion Raman des halogènes cuivreux à température ordinaire et à basse température. Note de MM. BERNARD PREVOT, CONSTANTIN CARABATOS et GUY LEROY, présentée par M. Jean Lecomte. Les spectres de diffusion Raman du premier et du deuxième ordre sont présentés à la température ambiante et à basse température pour les trois halogènes cuivreux. Une première assignation est avancée quant aux raies du deuxième ordre. Les halogènes de cuivre, CuCl, CuBr et Cul, appartiennent au groupe spatial symmétrique T = 43 m. Ce réseau est pratiquement celui du type diamant, à cette différence que les deux sous-réseaux à faces centrées, sont constitués d'ions d'espèces différentes; ils entrent dans la catégorie des composés binaires de structure blende. Pour cette structure, on s'attend à observer les modes optiques transverse et longitudinal au premier ordre. Dans le cas de la diffusion Raman du deuxième ordre, des phonons de vecteur d'onde non nul peuvent intervenir et en particulier, les phonons bord de zone, à condition que les symétries des vibrations soient compatibles avec les règles de sélection. Une telle analyse, par la théorie des groupes, a été effectuée pour la première fois par Birman (2) et reprise plus tard par Nielsen (3) à propos de ZnS. Deux phonons issus des points critiques X, L ou W peuvent participer soit à des combinaisons additives ou soustractives, si les deux modes appartiennent à des représentations irréductibles différentes, soit à des fréquences d'harmoniques si les deux modes appartiennent à la même représentation. Nous avons effectué des expériences de diffusion Raman sur des monocristaux des trois halogènes cuivreux, préparés dans le Laboratoire de Spectroscopie. Les mesures ont été menées à la température ordinaire et à 190 K. Les figures 1, 2 et 3 montrent les spectres obtenus à ces deux températures pour CuCl, CuBr et Cul. Dans le tableau sont rassemblés les différents résultats expérimentaux, compte tenu des raies parasites dues
symétries des vibrations soient compatibles avec les règles de sélection. Une telle analyse, par la théorie des groupes, a été effectuée pour la première fois par Birman (2) et reprise plus tard par Nielsen (3) à propos de ZnS. Deux phonons issus des points critiques X, L ou W peuvent participer soit à des combinaisons additives ou soustractives, si les deux modes appartiennent à des représentations irréductibles différentes, soit à des fréquences d'harmoniques si les deux modes appartiennent à la même représentation. Nous avons effectué des expériences de diffusion Raman sur des monocristaux des trois halogènes cuivreux, préparés dans le Laboratoire de Spectroscopie. Les mesures ont été menées à la température ordinaire et à 190 K. Les figures 1, 2 et 3 montrent les spectres obtenus à ces deux températures pour CuCl, CuBr et Cul. Dans le tableau sont rassemblés les différents résultats expérimentaux, compte tenu des raies parasites dues au néon. Le spectre de diffusion Raman de CuCl a déjà été étudié par Krauzman (4). Nos résultats sont comparables aux siens à cette différence que nous n'avons pu détecter la raie à 64 cm-1 (75 cm-1 à 90 K). Les données concernant l'absorption infrarouge des halogènes de cuivre (5), ainsi que de récentes déterminations des courbes de dispersion par technique neutronique sur CuCl (6) et Cul (7) permettent l'assignation des raies dues aux phonons optiques TO et LO pour ces deux composés. Pour CuCl, nous attribuons donc la raie à 161 cm-1 (166 cm-1 à 190 K) au mode transverse optique, tandis que la raie à 199 cm-1 (212 cm-1) est due au mode longitudinal optique. La troisième raie, observée à 122 cm-1, se déplaçant à 131 cm-1 à basse température, semble provenir d'une combinaison additive de phonons; Son déplacement avec la température (8 %) est important comparativement à celui des modes fondamentaux. Dans cette hypothèse, sa position correspondrait bien à la combinaison LA(L) + TA(L) active en Raman du deuxième ordre, et dont la valeur est 130 cm-1 ± 5 d'après nos mesures aux neutrons. Pour CuBr, nous observons une faible structure vers 75 cm-1 à température ordinaire
ainsi que de récentes déterminations des courbes de dispersion par technique neutronique sur CuCl (6) et Cul (7) permettent l'assignation des raies dues aux phonons optiques TO et LO pour ces deux composés. Pour CuCl, nous attribuons donc la raie à 161 cm-1 (166 cm-1 à 190 K) au mode transverse optique, tandis que la raie à 199 cm-1 (212 cm-1) est due au mode longitudinal optique. La troisième raie, observée à 122 cm-1, se déplaçant à 131 cm-1 à basse température, semble provenir d'une combinaison additive de phonons; Son déplacement avec la température (8 %) est important comparativement à celui des modes fondamentaux. Dans cette hypothèse, sa position correspondrait bien à la combinaison LA(L) + TA(L) active en Raman du deuxième ordre, et dont la valeur est 130 cm-1 ± 5 d'après nos mesures aux neutrons. Pour CuBr, nous observons une faible structure vers 75 cm-1 à température ordinaire et sur certains spectres à basse température; elle pourrait être l'analogue de la raie à 64 cm-1 (75 cm-1 à 90 K) observée par Krauzman sur CuCl. Dans ce cas, il s'agirait d'une combinaison soustractive au point critique L (LA(L)–TA(L)) ou d'un harmonique de la TA(X) ou TA(L). Nous attribuons la raie à 161 cm-1 (169 cm-1) au mode LO, tandis que la raie centrée à 115 cm-1, se dédoublant à basse température correspond au mode TO et à un mode de combinaison additive. Un autre argument en faveur de cette interprétation est l'augmentation de la largeur à mi-hauteur de cette raie lorsque la température décroît (28 cm-1 à 295 K contre 32 cm-1 à 190 K. Dans cette hypothèse, on peut penser que le mode TO se situerait du côté des hautes énergies vers 125 cm-1 (131 à 190 K), tandis que la combinaison serait du côté des basses énergies vers 110 cm-1 (121 à 190 K) et correspondrait à TA(L) + LA(L) par analogie avec CuCl. Pour Cul, les raies observées à 124 cm-1 (128 cm-1 à 190 K) et à 140 cm-1 (147 cm-1 à 190 K) sont respectivement attribuées aux modes optiques transverse et longitudinal. La
la raie à 161 cm-1 (169 cm-1) au mode LO, tandis que la raie centrée à 115 cm-1, se dédoublant à basse température correspond au mode TO et à un mode de combinaison additive. Un autre argument en faveur de cette interprétation est l'augmentation de la largeur à mi-hauteur de cette raie lorsque la température décroît (28 cm-1 à 295 K contre 32 cm-1 à 190 K. Dans cette hypothèse, on peut penser que le mode TO se situerait du côté des hautes énergies vers 125 cm-1 (131 à 190 K), tandis que la combinaison serait du côté des basses énergies vers 110 cm-1 (121 à 190 K) et correspondrait à TA(L) + LA(L) par analogie avec CuCl. Pour Cul, les raies observées à 124 cm-1 (128 cm-1 à 190 K) et à 140 cm-1 (147 cm-1 à 190 K) sont respectivement attribuées aux modes optiques transverse et longitudinal. La raie peu intense située à 91 cm-1 (96 cm-1 à 190 K) serait identique à celles situées à 65 cm-1 pour CuCl et à 75 cm-1 pour CuBr. Dans ce cas, nous pouvons admettre qu'il s'agisse soit d'un harmonique 2 TA(X), soit une combinaison LA(L)-TA(L). Nous n'observons pas de combinaison additive sur Cul. Il se pourrait cependant que la raie à 124 cm-1 renferme à la fois la TO et cette combinaison, d'autant plus que son intensité est anormalement forte vis-à-vis de celle présentée par le bromure et le chlorure. D'une façon générale, on a remarqué que la loi de variation des fréquences fondamentales est linéaire en fonction de la racine carrée de l'inverse des masses réduites. La relation de Lyddane, Sachs et Teller (vTO/vLO)2 = εopt/εsm qui lie les fréquences optiques aux constantes diélectriques optique et statique, est vérifiée à moins de 1 % avec les valeurs établies pour CuCl à température ordinaire. Pour CuBr et Cul, nous avons déterminé à la température ambiante, connaissant le rapport des fréquences optiques. Les valeurs des constantes diélectriques optiques εopt (CuBr) = 3,7 et (Cul) = 4,85 ont été obtenues par réflexion infrarouge entre 8 et 22 m. L'application de la relation
additive sur Cul. Il se pourrait cependant que la raie à 124 cm-1 renferme à la fois la TO et cette combinaison, d'autant plus que son intensité est anormalement forte vis-à-vis de celle présentée par le bromure et le chlorure. D'une façon générale, on a remarqué que la loi de variation des fréquences fondamentales est linéaire en fonction de la racine carrée de l'inverse des masses réduites. La relation de Lyddane, Sachs et Teller (vTO/vLO)2 = εopt/εsm qui lie les fréquences optiques aux constantes diélectriques optique et statique, est vérifiée à moins de 1 % avec les valeurs établies pour CuCl à température ordinaire. Pour CuBr et Cul, nous avons déterminé à la température ambiante, connaissant le rapport des fréquences optiques. Les valeurs des constantes diélectriques optiques εopt (CuBr) = 3,7 et (Cul) = 4,85 ont été obtenues par réflexion infrarouge entre 8 et 22 m. L'application de la relation L.S.T. fournit les valeurs des constantes statiques εst (CuBr) = 7,0 et (Cul) = 6,2. Il est remarquable que ces valeurs soient d'une part inférieures à celles indiquées par Plendl et coll. et qu'elles décroissent lorsqu'on passe du chlorure à l'iodure. Un dernier fait expérimental intéressant à noter dans cette étude préliminaire est l'importance des effets du deuxième ordre qui paraissent sinon plus intenses tout au moins comparables à ceux du premier ordre. Une étude plus quantitative de ces phénomènes, notamment en lumière polarisée est en cours, dont nous rendrons compte prochainement. Séance du 28 février 1972. (1) R. W. G. WYCKOFF, Crystal Structures, Interscience Publishers, New York, 1960. (2) R. L. BIRMAN, Phys. Rev., 127, 1962, p. 1093. (3) W. G. NIBLICK, Phys. Rev., 182, 1969, p. 838. (4) M. KRAUZMAN, Light Scattering in Solids, G.B. Wright, Springer Verlag éd., New York, 1969, communication B 3. (5) J. N. PRENDL, A. HADNI, J. CLAUDEL, Y. HENNINGER, G. MORLOT, P. STRIMBER et L. C. MANSUR, Appl. Optics, 5, 1966, p. 397. (6) C. CARABATOS, B. HENNION, K. KUNC, F. MOUSSA et C. SCHWAB, Phys. Rev. Lett., 26, 1971, p. 770. (7) B. HENNION, F. MOUSSA, B. PREVOT, C. CARABATOS et
étude préliminaire est l'importance des effets du deuxième ordre qui paraissent sinon plus intenses tout au moins comparables à ceux du premier ordre. Une étude plus quantitative de ces phénomènes, notamment en lumière polarisée est en cours, dont nous rendrons compte prochainement. Séance du 28 février 1972. (1) R. W. G. WYCKOFF, Crystal Structures, Interscience Publishers, New York, 1960. (2) R. L. BIRMAN, Phys. Rev., 127, 1962, p. 1093. (3) W. G. NIBLICK, Phys. Rev., 182, 1969, p. 838. (4) M. KRAUZMAN, Light Scattering in Solids, G.B. Wright, Springer Verlag éd., New York, 1969, communication B 3. (5) J. N. PRENDL, A. HADNI, J. CLAUDEL, Y. HENNINGER, G. MORLOT, P. STRIMBER et L. C. MANSUR, Appl. Optics, 5, 1966, p. 397. (6) C. CARABATOS, B. HENNION, K. KUNC, F. MOUSSA et C. SCHWAB, Phys. Rev. Lett., 26, 1971, p. 770. (7) B. HENNION, F. MOUSSA, B. PREVOT, C. CARABATOS et C. SCHWAB, Phys. Rev. Lett. (à paraître). (8) R. H. LYDDANE, R. G. SACHS et E. TELLER, Phys. Rev., 59, 1941, p. 673. B. P. et C. C. : Laboratoire de Spectroscopie et d'Optique du Corps solide, Institut de Physique, Université Louis Pasteur, 3, rue de l'Université, 67 -Strasbourg, Bas-Rhin; M. L. : Laboratoire de Chimie minérale et structurale, Institut de Chimie, Université Louis Pasteur, . 1, rue Blaise-Pascal, 67 Strasbourg, Bas-Rhin. On montre que sous l'effet d'un champ d'irradiation fort, les raies latérales de modulation observées sur un jet moléculaire subissent un déplacement radiatif analogue à celui qu'on observe par exemple en résonance électronique. Dans une Note précédente, nous avons rapporté une expérience consistant à produire deux bandes latérales dans le spectre d'un jet moléculaire à l'aide d'un dispositif permettant de moduler dans l'espace le champ de radiofréquence induisant des transitions sur un jet moléculaire. Nous avons constaté qu'aux très forts niveaux, les bandes latérales subissaient un déplacement radiatif illustré par les figures 1 et 2 qui montrent les spectres correspondant à la transition 43 obtenus respectivement pour un niveau très bas et pour un niveau très élevé du champ de radiofréquence la distance parcourue par les molécules entre
M. L. : Laboratoire de Chimie minérale et structurale, Institut de Chimie, Université Louis Pasteur, . 1, rue Blaise-Pascal, 67 Strasbourg, Bas-Rhin. On montre que sous l'effet d'un champ d'irradiation fort, les raies latérales de modulation observées sur un jet moléculaire subissent un déplacement radiatif analogue à celui qu'on observe par exemple en résonance électronique. Dans une Note précédente, nous avons rapporté une expérience consistant à produire deux bandes latérales dans le spectre d'un jet moléculaire à l'aide d'un dispositif permettant de moduler dans l'espace le champ de radiofréquence induisant des transitions sur un jet moléculaire. Nous avons constaté qu'aux très forts niveaux, les bandes latérales subissaient un déplacement radiatif illustré par les figures 1 et 2 qui montrent les spectres correspondant à la transition 43 obtenus respectivement pour un niveau très bas et pour un niveau très élevé du champ de radiofréquence la distance parcourue par les molécules entre les deux focaliseurs étant 25 cm. Sur la figure 3, nous reproduisons la position des maximums des bandes latérales de modulation pour des niveaux d'irradiation assez élevés. Dans le cadre de la théorie quantique des champs électromagnétiques, appelons | b, n, n', n" 〉 le niveau supérieur | b 〉 du doublet 43 de la molécule habillée de n photons co (raie centrale), n' photons w + (première bande latérale de modulation) et de n" photons w — (deuxième bande latérale de modulation) est la période de modulation compte tenu des changements de phase. Soit le niveau inférieur du doublet. Appelons V, V', V/ les perturbations associées aux trois champs. Considérons par exemple la résonance à la fréquence de générateur (raie inférieure de modulation), c'est-à-dire la transition à un photon de fréquence w + elle se produit lorsque | b, n, n', n" 〉 et | a, n, n' + 1, n" 〉 sont dégénérés. En utilisant la théorie des perturbations au deuxième ordre, on peut voir que les niveaux b, n, sont déplacés respectivement des quantités dans lesquelles K0, K', K" sont les éléments de matrice associés respectivement à La résonance à un photon de pulsation w — H
du doublet 43 de la molécule habillée de n photons co (raie centrale), n' photons w + (première bande latérale de modulation) et de n" photons w — (deuxième bande latérale de modulation) est la période de modulation compte tenu des changements de phase. Soit le niveau inférieur du doublet. Appelons V, V', V/ les perturbations associées aux trois champs. Considérons par exemple la résonance à la fréquence de générateur (raie inférieure de modulation), c'est-à-dire la transition à un photon de fréquence w + elle se produit lorsque | b, n, n', n" 〉 et | a, n, n' + 1, n" 〉 sont dégénérés. En utilisant la théorie des perturbations au deuxième ordre, on peut voir que les niveaux b, n, sont déplacés respectivement des quantités dans lesquelles K0, K', K" sont les éléments de matrice associés respectivement à La résonance à un photon de pulsation w — H iQ se produit si la pulsation du champ de radiofréquence est égale à autrement dit, la résonance de la raie latérale inférieure se rapproche de la résonance classique. De même, la raie supérieure se rapproche de la même quantité de la raie centrale qui, elle, n'est pas déplacée. COMPARAISON AVEC L'EXPÉRIENCE. — Nous avons tracé la courbe de la figure 3 en fonction du carré de la tension d'irradiation V2. On constate que la courbe n'est pas une droite, ce qui signifie qu'en fonction de V, le rôle des divers états M n'est pas le même. On a tracé la droite théorique correspondant à des éléments de matrice K1 de la transition AM = Q M = I et celle correspondant aux éléments de matrice AM = 0 de l'état M = 4. Dès lors, il est facile de voir qu'au fur et à mesure qu'on sature, les états correspondant aux faibles éléments de matrice donnent les raies latérales les plus éloignées, raies qui se rapprochent le moins de la raie centrale alors que les états correspondant aux forts éléments de matrice donnent des raies qui se confondent rapidement. Cette expérience de déplacement radiatif montre que la modulation spatio-temporelle du
L'EXPÉRIENCE. — Nous avons tracé la courbe de la figure 3 en fonction du carré de la tension d'irradiation V2. On constate que la courbe n'est pas une droite, ce qui signifie qu'en fonction de V, le rôle des divers états M n'est pas le même. On a tracé la droite théorique correspondant à des éléments de matrice K1 de la transition AM = Q M = I et celle correspondant aux éléments de matrice AM = 0 de l'état M = 4. Dès lors, il est facile de voir qu'au fur et à mesure qu'on sature, les états correspondant aux faibles éléments de matrice donnent les raies latérales les plus éloignées, raies qui se rapprochent le moins de la raie centrale alors que les états correspondant aux forts éléments de matrice donnent des raies qui se confondent rapidement. Cette expérience de déplacement radiatif montre que la modulation spatio-temporelle du champ de radiofréquence irradiant un jet moléculaire est exactement identique aux expériences de résonance rotatoire telles qu'on peut les faire par exemple en RPE. Laboratoire de Spectroscopie hertzienne et d'Électronique, Faculté des Sciences, La Bouille, 25-Besançon, Doubs. PHYSIQUE DES SOLIDES. — Temps de relaxation moyen des porteurs de charges et spectre infrarouge lointain du silicium. Note de Mme MONIQUE VINDEVOGHEL, MM. JEAN VINDEVOGHEL et YVES LEROY, transmise par M. Alfred Kastler. La transmission de différents échantillons de silicium de type N est déterminée, à la température ambiante, dans la gamme des longueurs d'ondes comprises entre 4 mm et 50 μm. Une méthode de détermination du temps de relaxation moyen des porteurs et de sa distribution est ainsi mise en évidence. La détermination des spectres d'absorption et de dispersion présentés par les semi-conducteurs permet d'apporter des informations intéressantes sur les phénomènes de transports de charges. En ce qui concerne le silicium et le germanium à la température ambiante quelques travaux ont déjà été réalisés en gamme hertzienne, jusqu'à des fréquences de l'ordre de 70 GHz et en infrarouge aux longueurs d'ondes inférieures à quelques dizaines de microns, mais à notre connaissance il n'existe aucune étude couvrant toute la gamme millimétrique et
spectre infrarouge lointain du silicium. Note de Mme MONIQUE VINDEVOGHEL, MM. JEAN VINDEVOGHEL et YVES LEROY, transmise par M. Alfred Kastler. La transmission de différents échantillons de silicium de type N est déterminée, à la température ambiante, dans la gamme des longueurs d'ondes comprises entre 4 mm et 50 μm. Une méthode de détermination du temps de relaxation moyen des porteurs et de sa distribution est ainsi mise en évidence. La détermination des spectres d'absorption et de dispersion présentés par les semi-conducteurs permet d'apporter des informations intéressantes sur les phénomènes de transports de charges. En ce qui concerne le silicium et le germanium à la température ambiante quelques travaux ont déjà été réalisés en gamme hertzienne, jusqu'à des fréquences de l'ordre de 70 GHz et en infrarouge aux longueurs d'ondes inférieures à quelques dizaines de microns, mais à notre connaissance il n'existe aucune étude couvrant toute la gamme millimétrique et l'infrarouge lointain. Or, cette partie du spectre est particulièrement intéressante : certains paramètres caractéristiques tels que la conductivité et la transmission subissent dans ces gammes de brusques variations dues à la relaxation des porteurs. Nous entreprenons actuellement une étude systématique qui doit conduire à une méthode de détermination directe des temps de relaxation des porteurs et à la connaissance de la fonction de corrélation des vitesses. Les travaux préliminaires qui sont rapportés ici portent sur des échantillons de silicium de type N de résistivité comprise entre 0,6 et 1,3 cm. La conductivité G' du matériel est déterminée à partir du coefficient de transmission T de lames semi-conductrices de différentes épaisseurs. En pratique le coefficient de transmission T est déterminé expérimentalement à l'aide d'un ensemble d'appareillages comportant : — un spectromètre à réseau Caméca et un interféromètre à transformée de Fourier Beckman dans la gamme des longueurs d'ondes comprises entre 1 mm et 40 µm; — des bancs de mesures dans le domaine millimétrique dont les sources sont une diode à avalanche (λ = 2 mm), un carcinotron (λ = 1 mm) et un klystron (λ = 4,4 mm). Nous représentons à titre d'exemple (fig. 1) la variation en fonction de