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du groupe méthyle lié à un atome d'oxygène dans les molécules : POIDS DES CONTRIBUTIONS STATIQUE ET DYNAMIQUE. Remarquons cependant que la prise en compte de la contribution dynamique conduit, quelle que soit l'évaluation (a) ou (b), à une analyse souvent très comparable des facteurs qui influencent les constantes de force. Nous développerons ce point dans un article ultérieur. Notons, dès à présent, le rôle important des variations de la contribution dynamique dans l'affaiblissement, vis-à-vis des alcènes, de la constante de force de la liaison CH aldéhydique, et dans son accroissement lors de la complexation. Enfin, à l'encontre des aldéhydes substitués et de leurs complexes, la variation du terme £ 0" v P ls V est à l'origine de la non-identité des vibrations CH des composés CH3OR. CONCLUSION. L'hypothèse de la variabilité avec la longueur du vibrateur CH des intégrales de résonance permet une description plus fine de l'évolution de kCH. Remplacer ces intégrales par des valeurs constantes (sorte de moyenne effectuée pour l'ensemble des composés étudiés) conduit cependant à une analyse souvent assez semblable du poids des facteurs statique et dynamique. Séance du 4 février 1974. (1) R. FREYMANN et J. GUÉRON, Comptes rendus, 205, 1937, p. 859; L. SOBEL, Thèse, Paris, 1964; D. ROCHE, A. MARCOU et R. FREYMANN, Comptes rendus, 272, série B, 1971, p. 1052; R. FREYMANN, Colloque international de Spectroscopie moléculaire, Liège, 1969. (2) J. P. PERCHARD, M. T. FOREL et M. L. JOSIEN, J. Chim. Phys., 61, 1964, p. 632. (3) G. LUCAZEAU et A. NOVAK, Spectrochim. Acta, 25 A, 1969, p. 1615; J. Chim. Phys., 67, 1970, p. 1614, et 68, 1971, p. 252. (4) H. HOLLENSTEIN et Hs. H. GUNTHARD, Spectrochim. Acta, 27 A, 1971, p. 2027. (5) E. TAILLANDIER, J. LIQUIER et M. TAILLANDIER, J. Mol. Structure, 10, 1971, p. 463; T. BEN LAKHDAR, Thèse 3e cycle, Paris, 1973. (6) P. LABARBE, M. T. FOREL et G. BESSIS, Spectrochim. Acta, 24 A, 1968, p. 2165. (7) A. ALLAN, D. C. Mc KEAN, J. P. PERCHARD et M. L. JOSIEN, Spectrochim. Acta, 27 A, 1971, p. 1409. (8) S. BRATOS, Colloque international
SOBEL, Thèse, Paris, 1964; D. ROCHE, A. MARCOU et R. FREYMANN, Comptes rendus, 272, série B, 1971, p. 1052; R. FREYMANN, Colloque international de Spectroscopie moléculaire, Liège, 1969. (2) J. P. PERCHARD, M. T. FOREL et M. L. JOSIEN, J. Chim. Phys., 61, 1964, p. 632. (3) G. LUCAZEAU et A. NOVAK, Spectrochim. Acta, 25 A, 1969, p. 1615; J. Chim. Phys., 67, 1970, p. 1614, et 68, 1971, p. 252. (4) H. HOLLENSTEIN et Hs. H. GUNTHARD, Spectrochim. Acta, 27 A, 1971, p. 2027. (5) E. TAILLANDIER, J. LIQUIER et M. TAILLANDIER, J. Mol. Structure, 10, 1971, p. 463; T. BEN LAKHDAR, Thèse 3e cycle, Paris, 1973. (6) P. LABARBE, M. T. FOREL et G. BESSIS, Spectrochim. Acta, 24 A, 1968, p. 2165. (7) A. ALLAN, D. C. Mc KEAN, J. P. PERCHARD et M. L. JOSIEN, Spectrochim. Acta, 27 A, 1971, p. 1409. (8) S. BRATOS, Colloque international du C. N. R. S., 1958, p. 287. (9) M. T. MEAUME, S. ODIOT et N. BRIGOT, Comptes rendus, 272, série B, 1971, p. 591. (10) H. PERRIN, Thèse 3e cycle, Paris, 1972. (11) C. C. J. ROOTHAN, J. Chem. Phys., 19, 1951, p. 1445. (12) Cette hypothèse s'inspire de l'approximation (3 = po S qui permet le calcul de l'énergie par la méthode CNDO/2. (13) R. S. MULLIKEN, C. A. RIEKE, D. ORLOFF et H. ORLOFF, J. Chem. Phys., 17, 1949, p. 1248. Laboratoire de Physique expérimentale moléculaire, Université de Paris VI, 4, place Jussieu, 75005 Paris PHYSIQUE DES SOLIDES. L'effet Faraday en champ magnétique intense dans les composés semi-conducteurs de type III-V. Note de M. Denys Julienne, Mlle Françoise Le Saos et M. André Fortini, présentée par M. Alfred Kastler. On a observé l'effet Faraday des électrons libres dans InSb et GaAs à 10,6 µm, en fonction du champ magnétique variant de 0 à 27 Teslas. On en déduit la masse effective des électrons et on discute la possibilité d'étudier à partir de cette expérience l'influence du champ magnétique sur les mécanismes de relaxation. 1. INTRODUCTION. Avec l'apparition des lasers submillimétriques et infrarouges se sont ouvertes de nouvelles
l'approximation (3 = po S qui permet le calcul de l'énergie par la méthode CNDO/2. (13) R. S. MULLIKEN, C. A. RIEKE, D. ORLOFF et H. ORLOFF, J. Chem. Phys., 17, 1949, p. 1248. Laboratoire de Physique expérimentale moléculaire, Université de Paris VI, 4, place Jussieu, 75005 Paris PHYSIQUE DES SOLIDES. L'effet Faraday en champ magnétique intense dans les composés semi-conducteurs de type III-V. Note de M. Denys Julienne, Mlle Françoise Le Saos et M. André Fortini, présentée par M. Alfred Kastler. On a observé l'effet Faraday des électrons libres dans InSb et GaAs à 10,6 µm, en fonction du champ magnétique variant de 0 à 27 Teslas. On en déduit la masse effective des électrons et on discute la possibilité d'étudier à partir de cette expérience l'influence du champ magnétique sur les mécanismes de relaxation. 1. INTRODUCTION. Avec l'apparition des lasers submillimétriques et infrarouges se sont ouvertes de nouvelles perspectives de développement en magnéto-optique des semi-conducteurs. Le laser à anhydride carbonique qui peut fournir une radiation intense, polarisée linéairement, offre un moyen particulièrement commode d'étude de l'effet Faraday des porteurs libres. Si l'on dispose d'un champ magnétique d'intensité suffisamment élevée on peut observer un grand nombre d'oscillations en fonction du champ, correspondant à des rotations de 2 q n (q entier) du plan de polarisation. Grâce à l'utilisation d'un générateur de champ magnétique puisé, permettant d'atteindre 27 T/ms, nous avons pu observer en « magnéto-optique rapide » l'effet Faraday des électrons à 10,6 µm dans des échantillons relativement dopés de InSb et GaAs de type n. 2. THÉORIE DE BOLTZMANN. L'expression de l'intensité transmise par un échantillon suivi d'un analyseur laissant passer les vibrations de polarisation parallèle à celle de la vibration incidente est co est la pulsation de l'onde, d l'épaisseur de l'échantillon, c la vitesse de la lumière, n± , K:t, R:t, T± sont respectivement les indices réels et imaginaires et les coefficients de réflexion et de transmission pour les composantes tournantes droite et gauche de l'onde rectiligne incidente par rapport à l'axe de propagation 0 z. Dans cette expression les effets d'interférences de type Perot-Fabry ont
du champ, correspondant à des rotations de 2 q n (q entier) du plan de polarisation. Grâce à l'utilisation d'un générateur de champ magnétique puisé, permettant d'atteindre 27 T/ms, nous avons pu observer en « magnéto-optique rapide » l'effet Faraday des électrons à 10,6 µm dans des échantillons relativement dopés de InSb et GaAs de type n. 2. THÉORIE DE BOLTZMANN. L'expression de l'intensité transmise par un échantillon suivi d'un analyseur laissant passer les vibrations de polarisation parallèle à celle de la vibration incidente est co est la pulsation de l'onde, d l'épaisseur de l'échantillon, c la vitesse de la lumière, n± , K:t, R:t, T± sont respectivement les indices réels et imaginaires et les coefficients de réflexion et de transmission pour les composantes tournantes droite et gauche de l'onde rectiligne incidente par rapport à l'axe de propagation 0 z. Dans cette expression les effets d'interférences de type Perot-Fabry ont été moyennés de manière à tenir compte des imperfections géométriques dans le parallélisme des faces de l'échantillon. Si l'on se contente de décrire l'effet des collisions à l'aide d'un temps de relaxation unique x, on établit facilement les expressions suivantes de n± et K± dans la théorie de Boltzmann : où er est la constante diélectrique du réseau, coc = e B/m* la pulsation cyclotron des porteurs, de charge e et de masse effective m*, cop = (N e2/m* e0 er)1/2 la pulsation de plasma des porteurs, B l'intensité de l'induction magnétique. Ces expressions sont des développements limités valables tant que rop/ro < 1. 1 présente en fonction du champ magnétique des pseudo-oscillations amorties dont la période est définie par où q est entier soit, en utilisant l'expression (2) de n+ et n: La mesure de l'intervalle AB entre deux oscillations fournit la masse effective m*. Fig. 1 Les coefficients de réflexion et de transmission R:t, T±, variant peu avec l'intensité du champ magnétique, l'effet de l'amortissement est principalement décrit dans l'équation (1) par le facteur exp [ –(K+ +K_) (m djc)]. A l'aide de l'expression (2) de K± on obtient pour le comportement de l'amplitude AI des oscillations L'étude
où er est la constante diélectrique du réseau, coc = e B/m* la pulsation cyclotron des porteurs, de charge e et de masse effective m*, cop = (N e2/m* e0 er)1/2 la pulsation de plasma des porteurs, B l'intensité de l'induction magnétique. Ces expressions sont des développements limités valables tant que rop/ro < 1. 1 présente en fonction du champ magnétique des pseudo-oscillations amorties dont la période est définie par où q est entier soit, en utilisant l'expression (2) de n+ et n: La mesure de l'intervalle AB entre deux oscillations fournit la masse effective m*. Fig. 1 Les coefficients de réflexion et de transmission R:t, T±, variant peu avec l'intensité du champ magnétique, l'effet de l'amortissement est principalement décrit dans l'équation (1) par le facteur exp [ –(K+ +K_) (m djc)]. A l'aide de l'expression (2) de K± on obtient pour le comportement de l'amplitude AI des oscillations L'étude de AI en fonction de B (ou roc) permet, en principe, de mesurer le temps de relaxation T. 3. DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL. Le faisceau lumineux émis par un laser à anhydride carbonique éclaire l'échantillon étudié, placé dans un cryostat à azote liquide, au centre d'une bobine de champ magnétique variable. Après passage à travers un analyseur le faisceau est reçu sur un détecteur infrarouge. Le signal de réponse du détecteur est envoyé à l'entrée verticale d'un oscillographe. On mesure le champ magnétique à l'aide d'une sonde bobinée autour de l'échantillon. La tension induite dans cette sonde est, après intégration, envoyée à l'entrée horizontale de l'oscillographe. 4. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. Les figures 1 et 2 montrent les photographies des oscillogrammes de résultats typiques obtenus avec des échantillons de InSb et GaAs. Le grand nombre d'oscillations observées dans InSb tient à la faible valeur de la masse effective dans ce matériau. La mesure de la masse effective est particulièrement commode. Les valeurs obtenues sont en bon accord avec les déterminations connues des valeurs considérées de la densité de porteurs [1], [2]. On constate par contre un désaccord important entre les valeurs du temps de relaxation x déduites d'une part de l'effet Faraday et d'autre
passage à travers un analyseur le faisceau est reçu sur un détecteur infrarouge. Le signal de réponse du détecteur est envoyé à l'entrée verticale d'un oscillographe. On mesure le champ magnétique à l'aide d'une sonde bobinée autour de l'échantillon. La tension induite dans cette sonde est, après intégration, envoyée à l'entrée horizontale de l'oscillographe. 4. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. Les figures 1 et 2 montrent les photographies des oscillogrammes de résultats typiques obtenus avec des échantillons de InSb et GaAs. Le grand nombre d'oscillations observées dans InSb tient à la faible valeur de la masse effective dans ce matériau. La mesure de la masse effective est particulièrement commode. Les valeurs obtenues sont en bon accord avec les déterminations connues des valeurs considérées de la densité de porteurs [1], [2]. On constate par contre un désaccord important entre les valeurs du temps de relaxation x déduites d'une part de l'effet Faraday et d'autre part de l'absorption infrarouge à la même fréquence (xIR) et de la mobilité de Hall (xH) en continu. Les valeurs mesurées de m*, x, xIR, TH sont consignées dans le tableau suivant (me désigne la masse de l'électron) : TABLEAU N T TIR TH (m3) m*/me (s) (s) (s) InSb 5.1023 0,026 3,35.10-13 5,9.10-13 5,5. 10-13 GaAs. 7.1023 0,072 0,55. 10-13 1,7. 10-13 1,3. 10-13 Le désaccord entre x et xIR est très probablement imputable aux insuffisances de la théorie de Boltzmann aux valeurs présentes du champ magnétique. Aux concentrations de porteurs considérées la quantification en sous bandes de Landau est sensible dès que le champ atteint quelques Teslas (h toc EF, énergie de Fermi). Très récemment divers [3], [4], [5] ont analysé l'effet du champ magnétique sur les mécanismes de collision en s'appuyant sur la théorie quantique des phénomènes de transport développée par Kubo [6]. Quoique la situation ne soit pas encore très claire il semble bien que de tels effets quantiques soient à l'origine du comportement assez inattendu de la largeur de raie de résonance cyclotron en champ magnétique intense. Ainsi, outre une méthode séduisante pour étudier la masse effective dans les semiconducteurs, l'effet Faraday en champ magnétique
5.1023 0,026 3,35.10-13 5,9.10-13 5,5. 10-13 GaAs. 7.1023 0,072 0,55. 10-13 1,7. 10-13 1,3. 10-13 Le désaccord entre x et xIR est très probablement imputable aux insuffisances de la théorie de Boltzmann aux valeurs présentes du champ magnétique. Aux concentrations de porteurs considérées la quantification en sous bandes de Landau est sensible dès que le champ atteint quelques Teslas (h toc EF, énergie de Fermi). Très récemment divers [3], [4], [5] ont analysé l'effet du champ magnétique sur les mécanismes de collision en s'appuyant sur la théorie quantique des phénomènes de transport développée par Kubo [6]. Quoique la situation ne soit pas encore très claire il semble bien que de tels effets quantiques soient à l'origine du comportement assez inattendu de la largeur de raie de résonance cyclotron en champ magnétique intense. Ainsi, outre une méthode séduisante pour étudier la masse effective dans les semiconducteurs, l'effet Faraday en champ magnétique intense offre, concurremment à la résonance cyclotron, un nouveau moyen d'analyser l'effet du champ magnétique sur les mécanismes de relaxation. (*) Séance du 4 février 1974. (1) W. G. SPITZER et H. Y. FAN, Phys. Rev., 5, 1957, p. 882. (2) M. CARDONA, Phys. Rev., 121, 1961, p. 752. (3) H. J. R. APEL, T. O. POEHLER, C. R. WESTGATE et R. I. JOSEPH, Phys. Rev., 4, 1971, p. 436. (4) R. KAPLAN, B. D. MC COURBE et R. J. WAGNER, Solid State Com., 12, 1973, p. 967-971. (5) E. E. H. SHIN, T. N. ARGYRE et B. LAX, Phys. Rev., B, 7, n° 8, 1973, p. 3572. (6) R. KUBO, S. J. MIYAKE et H. HASMITSUME, Solid State Physics, 17, 1965, p. 269. Laboratoire de Physique du Solide, Université de Caen, 14032 Caen-Cedex. RÉSONANCE PARAMAGNÉTIQUE ÉLECTRONIQUE. Étude du degré d'ordre de radicaux nitroxydes dissous dans un cristal liquide en phase nématique. Note (*) de MM. François Barbarin, Jean-Paul Germain et Mlle Colette Viaule, transmise par M. Louis Néel. Les spectres de résonance paramagnétique électronique de radicaux nitroxydes dissous dans le N-(p-méthoxybenzylidène)-p-butylaniline en phase nématique montrent que les sondes radicalaires sont orientées par interaction avec les molécules du cristal liquide,
H. J. R. APEL, T. O. POEHLER, C. R. WESTGATE et R. I. JOSEPH, Phys. Rev., 4, 1971, p. 436. (4) R. KAPLAN, B. D. MC COURBE et R. J. WAGNER, Solid State Com., 12, 1973, p. 967-971. (5) E. E. H. SHIN, T. N. ARGYRE et B. LAX, Phys. Rev., B, 7, n° 8, 1973, p. 3572. (6) R. KUBO, S. J. MIYAKE et H. HASMITSUME, Solid State Physics, 17, 1965, p. 269. Laboratoire de Physique du Solide, Université de Caen, 14032 Caen-Cedex. RÉSONANCE PARAMAGNÉTIQUE ÉLECTRONIQUE. Étude du degré d'ordre de radicaux nitroxydes dissous dans un cristal liquide en phase nématique. Note (*) de MM. François Barbarin, Jean-Paul Germain et Mlle Colette Viaule, transmise par M. Louis Néel. Les spectres de résonance paramagnétique électronique de radicaux nitroxydes dissous dans le N-(p-méthoxybenzylidène)-p-butylaniline en phase nématique montrent que les sondes radicalaires sont orientées par interaction avec les molécules du cristal liquide, parallèlement à la direction du champ magnétique. Le degré d'ordre de la sonde radicalaire, inférieur à celui du cristal liquide pour les radicaux utilisés, dépend de la géométrie de la molécule dissoute. Les phases nématiques sont connues pour présenter une structure ordonnée [2] dans des champs magnétiques intenses; dans cet état le grand axe des molécules tend à s'aligner avec la direction du champ magnétique [3]. Cependant l'ordre n'est pas complet; il est caractérisé par le degré d'ordre S. Fig. 1. Radicaux nitroxydes utilisés comme sonde radicalaire dans le MBBA. Une sonde radicalaire dissoute dans le cristal liquide, en phase nématique, tend à s'aligner partiellement avec les molécules de ce dernier; son degré d'ordre peut être déterminé [4] par l'étude des spectres de résonance paramagnétique électronique (RPE). L'orientation en phase nématique de deux radicaux nitroxydes (fig. 1) : le 2,4-dinitrophénylhydrazone du 2,2,6,6-tétraméthyl-4-pipéridone nitroxyde (radical I) et le 2,2,6,6-tétraméthyl-4-pipéridone nitroxyde (radical II) a été étudiée en fonction de la température dans le N-(p-méthoxybenzylidène)-p-butylaniline (MBBA) orienté par un champ magnétique intense (3 400 Gs). Dans ce cas l'amplificateur de spin décrivant les spectres de RPE de tels radicaux s'écrit [5] : g et a sont les invariants isotropes du tenseur g (de
état le grand axe des molécules tend à s'aligner avec la direction du champ magnétique [3]. Cependant l'ordre n'est pas complet; il est caractérisé par le degré d'ordre S. Fig. 1. Radicaux nitroxydes utilisés comme sonde radicalaire dans le MBBA. Une sonde radicalaire dissoute dans le cristal liquide, en phase nématique, tend à s'aligner partiellement avec les molécules de ce dernier; son degré d'ordre peut être déterminé [4] par l'étude des spectres de résonance paramagnétique électronique (RPE). L'orientation en phase nématique de deux radicaux nitroxydes (fig. 1) : le 2,4-dinitrophénylhydrazone du 2,2,6,6-tétraméthyl-4-pipéridone nitroxyde (radical I) et le 2,2,6,6-tétraméthyl-4-pipéridone nitroxyde (radical II) a été étudiée en fonction de la température dans le N-(p-méthoxybenzylidène)-p-butylaniline (MBBA) orienté par un champ magnétique intense (3 400 Gs). Dans ce cas l'amplificateur de spin décrivant les spectres de RPE de tels radicaux s'écrit [5] : g et a sont les invariants isotropes du tenseur g (de composantes gxx, gyy, gzz) et du tenseur d'interaction hyperfine a de l'électron avec le noyau 14N, (de composantes ax, ay, azz); ces deux tenseurs sont exprimés dans le référentiel qui les diagonalise simultanément. Dans ce référentiel : a = 14,7 Gs; azz = 32 Gs; aL = 6 Gs; g = 2,0060; gxx = 2,0089; gyy = 2,0061 ; gzz = 2,0027. Les éléments de la matrice d'ordre peuvent être calculés à partir des équations (1). Dans le cas où les axes x, y, z (fig. 1) coïncident avec les axes principaux de la matrice d'ordre, la connaissance de S11 = Sxx, S22 = Syy, S33 = Szz définit complètement cette matrice (trace S = 0). Le degré d'ordre du cristal liquide, déterminé par résonance magnétique nucléaire (RMN) est légèrement perturbé par l'introduction d'une sonde radicalaire, même à faible concentration (fig. 2). Ceci se traduit par une diminution du degré d'ordre et par un abaissement de la température de la transition isotrope-nématique. La molécule du radical 1 de forme allongée, est à symétrie cylindrique; elle s'oriente préférentiellement avec son grand axe parallèle à la direction d'orientation du cristal liquide. L'angle θ, comme le montre le modèle moléculaire, est petit, et
= 2,0060; gxx = 2,0089; gyy = 2,0061 ; gzz = 2,0027. Les éléments de la matrice d'ordre peuvent être calculés à partir des équations (1). Dans le cas où les axes x, y, z (fig. 1) coïncident avec les axes principaux de la matrice d'ordre, la connaissance de S11 = Sxx, S22 = Syy, S33 = Szz définit complètement cette matrice (trace S = 0). Le degré d'ordre du cristal liquide, déterminé par résonance magnétique nucléaire (RMN) est légèrement perturbé par l'introduction d'une sonde radicalaire, même à faible concentration (fig. 2). Ceci se traduit par une diminution du degré d'ordre et par un abaissement de la température de la transition isotrope-nématique. La molécule du radical 1 de forme allongée, est à symétrie cylindrique; elle s'oriente préférentiellement avec son grand axe parallèle à la direction d'orientation du cristal liquide. L'angle θ, comme le montre le modèle moléculaire, est petit, et les axes du tenseur interaction coïncident avec les axes principaux de la matrice d'ordre. Celle-ci est complètement définie par la connaissance de Sxx = Syy = S33; la matrice d'ordre est donc à symétrie cylindrique. Les valeurs de Szz indiquent que le grand axe de la sonde radiculaire s'oriente assez bien suivant la direction du champ magnétique appliqué. Fig. 3. Variation du degré d'ordre du radical 1 et du radical II (concentration M/2 000) dans la phase nématique du MBBA. : radical I; : radical II. Tc : température de la transition isotrope-nématique du MBBA + sonde radiculaire. Pour le radical II, la molécule est pratiquement sphérique; les valeurs obtenues pour Sxx, Syy et Szz = S33 sont plus faibles; la valeur négative de Szz montre que la molécule tend à orienter son plan xy parallèlement à la direction du champ magnétique. L'étude des spectres RPE des deux sondes radiculares confirme l'existence d'une phase nématique en surfusion dans laquelle le degré d'ordre des radicaux dissous augmente par suite de l'inhibition partielle du mouvement. Le radical II semble de peu d'intérêt pour l'étude par RPE des cristaux liquides. Le radical I, mieux orienté par le cristal liquide peut permettre en particulier
bien suivant la direction du champ magnétique appliqué. Fig. 3. Variation du degré d'ordre du radical 1 et du radical II (concentration M/2 000) dans la phase nématique du MBBA. : radical I; : radical II. Tc : température de la transition isotrope-nématique du MBBA + sonde radiculaire. Pour le radical II, la molécule est pratiquement sphérique; les valeurs obtenues pour Sxx, Syy et Szz = S33 sont plus faibles; la valeur négative de Szz montre que la molécule tend à orienter son plan xy parallèlement à la direction du champ magnétique. L'étude des spectres RPE des deux sondes radiculares confirme l'existence d'une phase nématique en surfusion dans laquelle le degré d'ordre des radicaux dissous augmente par suite de l'inhibition partielle du mouvement. Le radical II semble de peu d'intérêt pour l'étude par RPE des cristaux liquides. Le radical I, mieux orienté par le cristal liquide peut permettre en particulier une étude plus complète des phénomènes de relaxation électronique en milieu anisotrope. Séance du 4 février 1974. Avec la collaboration de M. Claude Fabre, Groupe de Recherche n° 12, 2, rue Henri-Dunand, 94320 Thiais. G. W. GRAY, Molecular Structure and the Properties of Liquid Crystal, Academic Press Inc., London, 1962. J. C. ROWELL, W. D. PHILLIPS, L. R. MELBY et M. PANAR, J. Chem. Phys., 43, 1965, p. 3442. P. FERRUTI, D. GILL, M. A. HARPOLD et M. P. KLEIN, J. Chem. Phys., 50, n° 10, 1969, p. 4545. G. R. LUCKHURST, Mol. Cryst., 2, 1967, p. 363. E. G. ROZANTSEV et M. B. NEIMAN, Tetrahedron, 20, 1964, p. 131. P. L. NORDLO, G. RIGATTI et U. SEGRE, J. Chem. Phys., 56, n° 5, 1972, p. 2117. Laboratoire d'Électronique et Résonance magnétique, Équipe de Recherche associée au C. N. R. S., U. E. R. Sciences Recherche, Université de Clermont-Ferrand, 24, avenue des Landais, 63170 Aubière. SEMI-CONDUCTEURS. Influence d'un éclairement continu sur les caractéristiques C (V) de type haute fréquence d'une structure M. O. S. Note de MM. Charles Rakotondrazafy et Jacques Boucher, transmise par M. Léopold Escande. Une étude théorique simplifiée permet de prévoir les variations de la capacité M.