jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
dépolarisant du côté de la surface éclairée, les centres de nucléation sont probablement situés dans l'intérieur du cristal, et le champ local de nucléation EN serait donc plus grand pour ces centres internes que pour les centres superficiels. Dans les deux cas dès que le champ électrique atteint la valeur critique EN ou E^ un germe se produit et croît d'abord longitudinalement en moins de 1 μs. 2.2. Variations en surface. Nous avons étudié en détail la variation du champ local E^ de nucléation avec une lame de TGS pur d'épaisseur 20 μm qu'on examinait sur une surface circulaire de diamètre 1 mm. La lame est rendue monodomaine par application d'un champ de 0,45 MV/m pendant 1 min. On applique ensuite un champ opposé pendant un temps variable entre 0,01 et 5 s, et on explore la lame. Il faut un champ supérieur à 0,15 MV/m pour produire un renversement. Si le temps d'application est court (0,001 s) le renversement est toujours localisé au même point. Pour un temps plus long (0,01 s) il y a déplacement de mm, et une partie notable de la surface est renversée. Pour un temps encore plus long (1 s), suivant que le champ atteint 0,15 MV/m ou non, il y a renversement total ou aucun effet. Il semble bien qu'il y ait des centres de nucléation facilement localisés à la surface d'un cristal de TGS, que le champ de nucléation superficielle y ait une valeur E^ assez bien déterminée dans chaque cas (0,13 MV/m dans une autre expérience correspondant à une lame d'épaisseur 6 μm), et que le temps d'application du champ ne modifie pas beaucoup ce seuil mais permette d'étendre latéralement le germe créé. Il restera à étudier les lois du déplacement des murs. Fig. 2. Lorsqu'on applique un champ polarisant au même cristal, les extrasignaux ne sont donnés par le laser que si l'on augmente l'éclairement du point considéré de la surface : l'augmentation d'éclairement nécessaire est proportionnel au champ appliqué. (TGS activé au fer, épaisseur e = 10 μm) Fig. 3. Le cycle d'hystérésis s'élargit considérablement lorsque la fréquence augmente.
atteint 0,15 MV/m ou non, il y a renversement total ou aucun effet. Il semble bien qu'il y ait des centres de nucléation facilement localisés à la surface d'un cristal de TGS, que le champ de nucléation superficielle y ait une valeur E^ assez bien déterminée dans chaque cas (0,13 MV/m dans une autre expérience correspondant à une lame d'épaisseur 6 μm), et que le temps d'application du champ ne modifie pas beaucoup ce seuil mais permette d'étendre latéralement le germe créé. Il restera à étudier les lois du déplacement des murs. Fig. 2. Lorsqu'on applique un champ polarisant au même cristal, les extrasignaux ne sont donnés par le laser que si l'on augmente l'éclairement du point considéré de la surface : l'augmentation d'éclairement nécessaire est proportionnel au champ appliqué. (TGS activé au fer, épaisseur e = 10 μm) Fig. 3. Le cycle d'hystérésis s'élargit considérablement lorsque la fréquence augmente. Pour les basses fréquences, la valeur du champ coercitif mesure le champ de nucléation superficielle (TGS pur, épaisseur e = 20 μm). Il semble qu'en modifiant l'épaisseur de la lame on puisse faire varier leur vitesse de deux ou trois ordres de grandeur. 3. NOTION DE CHAMP COERCITIF. La figure 3 représente des cycles d'hystérésis obtenus avec la même lame de TGS pure (N 20 gm) étudiée en 2.2, et des fréquences différentes. Le cycle intérieur correspond à 0,05 c/s, le champ coercitif est de 0,13 MV/m et ne diminue plus lorsqu'on abaisse encore la fréquence à 0,02 c/s. On retrouve bien l'ordre de grandeur du champ de nucléation superficielle E^. Le cycle est décrit de A vers B, et en B lorsque la valeur E^ est atteinte, un germe prend naissance, traverse le cristal en une fraction de microseconde, et se développe latéralement en un temps de l'ordre de 0,01 s de telle sorte qu'en C la moitié seulement de la surface est retournée et, en D toute la surface. Les autres cycles correspondent successivement à des fréquences de 0,5; 5; 50 et 500 c/s. On voit que le champ coercitif augmente avec la fréquence. À 500 c/s par
3 représente des cycles d'hystérésis obtenus avec la même lame de TGS pure (N 20 gm) étudiée en 2.2, et des fréquences différentes. Le cycle intérieur correspond à 0,05 c/s, le champ coercitif est de 0,13 MV/m et ne diminue plus lorsqu'on abaisse encore la fréquence à 0,02 c/s. On retrouve bien l'ordre de grandeur du champ de nucléation superficielle E^. Le cycle est décrit de A vers B, et en B lorsque la valeur E^ est atteinte, un germe prend naissance, traverse le cristal en une fraction de microseconde, et se développe latéralement en un temps de l'ordre de 0,01 s de telle sorte qu'en C la moitié seulement de la surface est retournée et, en D toute la surface. Les autres cycles correspondent successivement à des fréquences de 0,5; 5; 50 et 500 c/s. On voit que le champ coercitif augmente avec la fréquence. À 500 c/s par exemple la nucléation a lieu sensiblement pour le même champ E^ mais les murs se déplacent ensuite à peine plus vite de telle sorte que la polarisation nulle se sera pas atteinte qu'après un temps de l'ordre de 0,01 s à peine plus court que dans le cycle à 0,5 c/s, et ce temps correspond maintenant à une fraction importante de période où le champ a pris une valeur Ec (500 c/s) = 0,33 MV/m, largement supérieure à E^ = Ec (0,05 c/s) = 0,15 MV/m. En résumé, la notion de champ coercitif est une notion complexe puisqu'elle fait intervenir, et le champ de nucléation superficiel E^ et la vitesse de déplacement des murs. Dans le cas des très basses fréquences, nous avons montré que Ec = E^, et dans ce cas seulement le champ coercitif représente une grandeur fondamentale. Dans le cas de TGS à 20°C, nous trouvons E^ = Ec (0,05 c/s) = 0,15 MV/m, valeur très différente de celles du champ coercitif qu'on trouve dans la littérature. Jona et Shirane par exemple (4) citent Ec (50 c/s) = 0,04 MV/m. Cela provient de la faible épaisseur (e = 20 gm) de la lame étudiée. Kay et Dunn
c/s, et ce temps correspond maintenant à une fraction importante de période où le champ a pris une valeur Ec (500 c/s) = 0,33 MV/m, largement supérieure à E^ = Ec (0,05 c/s) = 0,15 MV/m. En résumé, la notion de champ coercitif est une notion complexe puisqu'elle fait intervenir, et le champ de nucléation superficiel E^ et la vitesse de déplacement des murs. Dans le cas des très basses fréquences, nous avons montré que Ec = E^, et dans ce cas seulement le champ coercitif représente une grandeur fondamentale. Dans le cas de TGS à 20°C, nous trouvons E^ = Ec (0,05 c/s) = 0,15 MV/m, valeur très différente de celles du champ coercitif qu'on trouve dans la littérature. Jona et Shirane par exemple (4) citent Ec (50 c/s) = 0,04 MV/m. Cela provient de la faible épaisseur (e = 20 gm) de la lame étudiée. Kay et Dunn (5) en 1962 avaient trouvé Ec = ec 1/2 Nos expériences nous ont plutôt conduit à reprendre la loi proposée par Merz (6) pour BaTiO3 : mais pour TGS, ec est trois fois plus grand, soit e0 = 170 Am, et E0e = 0,023 MV/m. On voit toutes les précautions qu'il reste à prendre pour définir des grandeurs significatives en ferroélectricité. (*) Séance du 26 novembre 1973. (1) A. HADNI, J. PERRIN, R. THOMAS, et P. SCHOUMACHER, Comptes rendus, 273, série B, 1971, p. 537. (2) A. HADNI, X. GERBAUX et R. THOMAS, Ferroélectrics, 1973. (3) J. P. LAMBERT, A. HADNI, D. CHANAL et M. M. PRADHAN, Infrared Physics, 1973, p. 305. (4) F. JONA et G. SHIRANE, Ferroelectric crystals, Pergamon, 1962. (5) H. F. KAY et J. W. DUNN, Phil. Mag., 7, 1962, p. 2027. (6) W. J. MERZ, Ferroelectricity, Progress in dielectrics, Heywood, London, 4, 1962. Institut de Physique, 2, rue de la Craffe, 54000 Nancy. RADIOACTIVITÉ. Répartition de la charge d'espace au voisinage d'un faisceau de particules el. Note (*) de MM. James Brock, Jean Bricard, Guy Madelaine, Michel Pourprix, présentée par M. Edmond A. Brun. On décrit des expériences et on propose une théorie simplifiée mettant
qu'il reste à prendre pour définir des grandeurs significatives en ferroélectricité. (*) Séance du 26 novembre 1973. (1) A. HADNI, J. PERRIN, R. THOMAS, et P. SCHOUMACHER, Comptes rendus, 273, série B, 1971, p. 537. (2) A. HADNI, X. GERBAUX et R. THOMAS, Ferroélectrics, 1973. (3) J. P. LAMBERT, A. HADNI, D. CHANAL et M. M. PRADHAN, Infrared Physics, 1973, p. 305. (4) F. JONA et G. SHIRANE, Ferroelectric crystals, Pergamon, 1962. (5) H. F. KAY et J. W. DUNN, Phil. Mag., 7, 1962, p. 2027. (6) W. J. MERZ, Ferroelectricity, Progress in dielectrics, Heywood, London, 4, 1962. Institut de Physique, 2, rue de la Craffe, 54000 Nancy. RADIOACTIVITÉ. Répartition de la charge d'espace au voisinage d'un faisceau de particules el. Note (*) de MM. James Brock, Jean Bricard, Guy Madelaine, Michel Pourprix, présentée par M. Edmond A. Brun. On décrit des expériences et on propose une théorie simplifiée mettant en évidence le rôle des électrons dans la répartition des ions au voisinage des trajectoires des particules a. 1. On utilise une source de polonium 210 de 1 mCi émettrice de particules el, collimatée de façon à produire un faisceau aplati de particules ionisantes, dont l'épaisseur et la hauteur sont respectivement de 2 mm et 1 cm et dont la longueur est égale à la portée des particules el (1,4 cm dans nos expériences), le dispositif étant représenté en perspective par la figure 1 b et en projection horizontale par la figure 1 a. On détermine la distribution des concentrations ioniques le long de l'axe x' x perpendiculaire au faisceau en utilisant une méthode déjà décrite où des particules d'aérosol de dimensions et de nature identiques sont utilisées comme de petites sondes électrostatiques caractérisant l'état électrique de l'air où elles se trouvent. Soit p la charge électrique moyenne prise par chacune de ces particules de rayon R lorsqu'elle se trouve à la distance x du faisceau ionisant. p est déterminé expérimentalement avec un analyseur de mobilité déjà décrit (1) et inspiré du dispositif d'Erickson (2). Nos résultats sont indiqués sur la figure 2 a (ordonnée, charge p ; abscisse, distance
respectivement de 2 mm et 1 cm et dont la longueur est égale à la portée des particules el (1,4 cm dans nos expériences), le dispositif étant représenté en perspective par la figure 1 b et en projection horizontale par la figure 1 a. On détermine la distribution des concentrations ioniques le long de l'axe x' x perpendiculaire au faisceau en utilisant une méthode déjà décrite où des particules d'aérosol de dimensions et de nature identiques sont utilisées comme de petites sondes électrostatiques caractérisant l'état électrique de l'air où elles se trouvent. Soit p la charge électrique moyenne prise par chacune de ces particules de rayon R lorsqu'elle se trouve à la distance x du faisceau ionisant. p est déterminé expérimentalement avec un analyseur de mobilité déjà décrit (1) et inspiré du dispositif d'Erickson (2). Nos résultats sont indiqués sur la figure 2 a (ordonnée, charge p ; abscisse, distance Ox de la particule au plan de symétrie du faisceau). Les points marqués représentent les résultats expérimentaux. On voit que les particules d'aérosol se chargent positivement dans la région voisine de x = 0, ce qui indique une région caractérisée par une charge d'espace positive. Inversement, la charge d'espace est négative à l'extérieur de cette région. Si on diminue la pression, toutes choses égales d'ailleurs, on constate comme on pouvait s'y attendre que la portée du rayonnement a est augmentée, mais que l'allure de la courbe représentée sur la figure 2 a n'est pas modifiée. 2. Une théorie simplifiée permet d'interpréter ces résultats. Pour mettre le problème en équations, on schématise le montage de la figure 1 en supposant que la région ionisée est limitée par deux plans parallèles indéfinis distants l'un de l'autre de 2 b. On admet que cette région est ionisée uniformément en permanence, à raison de Q paires d'électrons et d'ions positifs créés par centimètre cube et par seconde. Ces différents porteurs de charge auront tendance à diffuser hors de la région où ils sont produits. On se propose de calculer la distribution des concentrations ioniques dans le milieu ainsi constitué, à l'aide des hypothèses suivantes
négative à l'extérieur de cette région. Si on diminue la pression, toutes choses égales d'ailleurs, on constate comme on pouvait s'y attendre que la portée du rayonnement a est augmentée, mais que l'allure de la courbe représentée sur la figure 2 a n'est pas modifiée. 2. Une théorie simplifiée permet d'interpréter ces résultats. Pour mettre le problème en équations, on schématise le montage de la figure 1 en supposant que la région ionisée est limitée par deux plans parallèles indéfinis distants l'un de l'autre de 2 b. On admet que cette région est ionisée uniformément en permanence, à raison de Q paires d'électrons et d'ions positifs créés par centimètre cube et par seconde. Ces différents porteurs de charge auront tendance à diffuser hors de la région où ils sont produits. On se propose de calculer la distribution des concentrations ioniques dans le milieu ainsi constitué, à l'aide des hypothèses suivantes : les électrons et les ions positifs se déplacent avec leurs coefficients de diffusion propres De et D+. Ceci revient à supposer les concentrations ioniques suffisamment faibles pour que la diffusion ambipolaire soit négligeable; la probabilité pour qu'un électron se recombine avec un ion positif est nulle; la fixation d'un électron sur une molécule neutre donne naissance à un ion négatif. Cela étant, on peut exprimer les taux de variation des concentrations ioniques le long d'un demi axe Ox perpendiculaire aux plans précédemment définis, le point 0 étant à égale distance b des deux plans. En faisant le bilan des porteurs de charge qui apparaissent et qui disparaissent dans un élément de volume autour du point d'abscisse x, on écrira, à l'équilibre stationnaire : pour les électrons : Dans ces équations, ne n+ et n représentent les concentrations respectives des électrons, ions positifs et ions négatifs à l'abscisse x, P est le coefficient de fixation des électrons sur les molécules neutres et ClO le coefficient de recombinaison des ions ; Q(x) est tel que (4) Q(x)=Q, x < b; (5) Q (x) = 0, x > b. Si on admet que D+ et D sont pratiquement égaux, qu'ils ne varient
électron sur une molécule neutre donne naissance à un ion négatif. Cela étant, on peut exprimer les taux de variation des concentrations ioniques le long d'un demi axe Ox perpendiculaire aux plans précédemment définis, le point 0 étant à égale distance b des deux plans. En faisant le bilan des porteurs de charge qui apparaissent et qui disparaissent dans un élément de volume autour du point d'abscisse x, on écrira, à l'équilibre stationnaire : pour les électrons : Dans ces équations, ne n+ et n représentent les concentrations respectives des électrons, ions positifs et ions négatifs à l'abscisse x, P est le coefficient de fixation des électrons sur les molécules neutres et ClO le coefficient de recombinaison des ions ; Q(x) est tel que (4) Q(x)=Q, x < b; (5) Q (x) = 0, x > b. Si on admet que D+ et D sont pratiquement égaux, qu'ils ne varient pas avec le temps, et que le coefficient de diffusion des électrons De est beaucoup plus grand que celui des ions, on peut alors donner une expression analytique de ne d'une part, et de (n-n+) d'autre part. En évaluant la charge d'espace n+, + n n+ pour chaque valeur de x, on obtient : pour x < b : et où c est la valeur de x pour laquelle les concentrations ioniques deviennent négligeables. On suppose c > b. On a représenté ne + n n + en fonction de x sur la figure 2 b dans le cas où Q = 2.109 paires d'ions par centimètre cube et par seconde, valeur compatible avec la source utilisée; on a pris a = 1 cm-1 en nous basant sur les valeurs indiquées par Loeb, b = 10-1 cm, D = 3.10-2 cm2.s-1. La valeur de c étant indéterminée, on obtient un réseau de courbes avec c en paramètre. Pour la valeur particulière C2 = 2,65 cm, on a une courbe qui peut être comparée avec celle de la figure 2 a, puisque le changement de signe de la charge d'espace s'effectue à abscisse équivalente. Pour interpréter quantitativement ces résultats, il convient
x, on obtient : pour x < b : et où c est la valeur de x pour laquelle les concentrations ioniques deviennent négligeables. On suppose c > b. On a représenté ne + n n + en fonction de x sur la figure 2 b dans le cas où Q = 2.109 paires d'ions par centimètre cube et par seconde, valeur compatible avec la source utilisée; on a pris a = 1 cm-1 en nous basant sur les valeurs indiquées par Loeb, b = 10-1 cm, D = 3.10-2 cm2.s-1. La valeur de c étant indéterminée, on obtient un réseau de courbes avec c en paramètre. Pour la valeur particulière C2 = 2,65 cm, on a une courbe qui peut être comparée avec celle de la figure 2 a, puisque le changement de signe de la charge d'espace s'effectue à abscisse équivalente. Pour interpréter quantitativement ces résultats, il convient de chercher une relation liant p à (ne+n+-n+). Mais, on sait seulement relier p à n+ In grâce à la relation de Gunn. On se propose de réaliser ce calcul. Par contre, au point de vue qualitatif, on peut remarquer la bonne concordance entre la théorie et nos résultats expérimentaux. Séance du 7 janvier 1974. (1) M. POURPRIX, Thèse de Docteur Ingénieur, Paris, 1973. (2) H. A. ERNEKSON, Phys Rev., 2e série, 1, n° 2, 1922, p. 117. (3) L. B. LOEB, Basic Processes of Gaseous Electronics, Berkeley et Los Angeles, 1960. (4) R. GUNN, J. of Meteor, 11, 5, 1954, p. 337 James B. : Université d'AustinTexas; Jean B. : Université Paris VI; G. M. et M. P. : Centre d'Études nucléaires, 92260 Fontenay-aux-Roses. ASTROPHYSIQUE. Étude spectroscopique de quelques galaxies compactes. Note de Mme Nicole Carozzi, M. Pierre Chamaraux et Mme Renée Duflot, présentée par M. Charles Fehrenbach. Parmi les quatorze galaxies compactes bleues étudiées, sept possèdent un spectre d'absorption et cinq présentent des raies en émission. Sur le diagramme de Hubble ces galaxies se situent, aux erreurs de mesures près, entre les galaxies normales et les QSS. Les spectres de quatorze galaxies compactes ont été obtenus en novembre
Séance du 7 janvier 1974. (1) M. POURPRIX, Thèse de Docteur Ingénieur, Paris, 1973. (2) H. A. ERNEKSON, Phys Rev., 2e série, 1, n° 2, 1922, p. 117. (3) L. B. LOEB, Basic Processes of Gaseous Electronics, Berkeley et Los Angeles, 1960. (4) R. GUNN, J. of Meteor, 11, 5, 1954, p. 337 James B. : Université d'AustinTexas; Jean B. : Université Paris VI; G. M. et M. P. : Centre d'Études nucléaires, 92260 Fontenay-aux-Roses. ASTROPHYSIQUE. Étude spectroscopique de quelques galaxies compactes. Note de Mme Nicole Carozzi, M. Pierre Chamaraux et Mme Renée Duflot, présentée par M. Charles Fehrenbach. Parmi les quatorze galaxies compactes bleues étudiées, sept possèdent un spectre d'absorption et cinq présentent des raies en émission. Sur le diagramme de Hubble ces galaxies se situent, aux erreurs de mesures près, entre les galaxies normales et les QSS. Les spectres de quatorze galaxies compactes ont été obtenus en novembre 1972 et en janvier 1973 à l'Observatoire de Haute Provence à l'aide d'un tube image RCA 33011 e). Les objets étudiés ont été choisis dans le catalogue de Zwicky (2) parmi les plus bleus pour que les propriétés optiques et radio aient le maximum de chance de se manifester. Sept de ces objets ont un spectre d'absorption. Cinq présentent des raies en émission. VII-Zw 421 a un spectre en absorption et en émission tandis que VII-Zw 68, une galaxie double, montre seulement un spectre continu dans les conditions de notre expérience. Nous décrivons rapidement les spectres de ces différents objets. Quand les résultats de l'observation l'ont permis, la vitesse de récession a été mesurée et corrigée du mouvement de la Terre par rapport au Soleil. Les intensités relatives de quelques raies en émission ont été mesurées avec une précision de 15%. Aucune des galaxies étudiées n'a l'aspect des galaxies de Seyfert. Dans les astres à raies d'absorption, les caractères les plus usuels sont les raies de la série de Balmer. Dans V-Zw 206 et VII-Zw 23 on trouve de plus les raies H et K de Ca II. Cette dernière galaxie présente à la longueur d'onde X 4 144 A
de ces objets ont un spectre d'absorption. Cinq présentent des raies en émission. VII-Zw 421 a un spectre en absorption et en émission tandis que VII-Zw 68, une galaxie double, montre seulement un spectre continu dans les conditions de notre expérience. Nous décrivons rapidement les spectres de ces différents objets. Quand les résultats de l'observation l'ont permis, la vitesse de récession a été mesurée et corrigée du mouvement de la Terre par rapport au Soleil. Les intensités relatives de quelques raies en émission ont été mesurées avec une précision de 15%. Aucune des galaxies étudiées n'a l'aspect des galaxies de Seyfert. Dans les astres à raies d'absorption, les caractères les plus usuels sont les raies de la série de Balmer. Dans V-Zw 206 et VII-Zw 23 on trouve de plus les raies H et K de Ca II. Cette dernière galaxie présente à la longueur d'onde X 4 144 A un caractère en absorption bien visible. Les raies en absorption difficiles à observer ne permettent pas de déterminer des vitesses radiales avec précision. Nous trouvons pour les raies d'absorption les vitesses approximatives suivantes : V 3 000 km.s-1 pour IV-Zw 67, V 9 960 km.s-1 VII-Zw 23, V 9 000 km.s-1 VII-Zw 527. L'objet VII-Zw 421 qui présente de plus Ha et Hp en émission a une vitesse moyenne pour l'ensemble des raies d'absorption et d'émission V = 2 980 ± 190 km.s-1. Dans les galaxies en émission on remarque le plus souvent les raies de l'hydrogène, les raies XX 4 959 et 5 007 de [O III], X 6 584 de [N II] et XX 6 717-6 731 de [S II]. Les mesures d'intensité des raies Hp et [O III] permettent de déceler un degré d'excitation relativement élevé dans les objets II-Zw 33 et VII-Zw 156. Les vitesses respectives de ces deux galaxies sont V = 2 870 ± 66 km.s-1 et 3 580 ± 95 km.s-1. Pour NGC 2944 le degré d'excitation est au contraire assez bas. Les raies, fines, se prolongent de part et d'autre du noyau et sont légèrement inclinées. Une plus grande dispersion serait nécessaire
km.s-1 VII-Zw 527. L'objet VII-Zw 421 qui présente de plus Ha et Hp en émission a une vitesse moyenne pour l'ensemble des raies d'absorption et d'émission V = 2 980 ± 190 km.s-1. Dans les galaxies en émission on remarque le plus souvent les raies de l'hydrogène, les raies XX 4 959 et 5 007 de [O III], X 6 584 de [N II] et XX 6 717-6 731 de [S II]. Les mesures d'intensité des raies Hp et [O III] permettent de déceler un degré d'excitation relativement élevé dans les objets II-Zw 33 et VII-Zw 156. Les vitesses respectives de ces deux galaxies sont V = 2 870 ± 66 km.s-1 et 3 580 ± 95 km.s-1. Pour NGC 2944 le degré d'excitation est au contraire assez bas. Les raies, fines, se prolongent de part et d'autre du noyau et sont légèrement inclinées. Une plus grande dispersion serait nécessaire pour mesurer la rotation. La vitesse de récession est V = 6 985 + 160 km.s-1. La galaxie VII-Zw 162 est différente des précédentes. Sur un fond continu intense se détachent les raies X 5 007 de [O III] et IX 6 717-6 731 de [S II] très faibles, les raies Hp, Ha et cinq caractères en émission entre X 4 232 et X 5 891; la précision de nos mesures ne permet pas une identification certaine : l'élément le plus probable paraît être Fe II. Dans cette hypothèse, la galaxie VII-Zw 162 se rapprocherait, par sa composition, de I-Zw 0051 + 12 étudié par Sargent et de 2-C-BNG 14254+13,1 mesuré par Fairall. Bien que la raie X 4 959 de [O III] ne soit pas visible, nous déduisons de la présence de la raie X 5 007 [O III] que les « raies de Fe II » se produisent dans une région différente de la galaxie, certainement la région centrale où la densité est plus élevée. La prise prochaine de spectres plus dispersés permettra de préciser ces résultats. La vitesse de récession est V = 9 030 ± 200 km.s-1. Dans la galaxie VII-Zw 501 le degré d'excitation est