jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
Examinons le cas particulier de X2 Y4 de symétrie D2h (fig. 2). L'énergie potentielle contient des coefficients Cij qui se comportent comme : À Qij désigne les distances séparant les noyaux i et j, Δuvw est l'angle de valence uvw, Pk, représente l'angle entre les plans formés par XY2 et l'axe XX, et y est l'angle de torsion des deux groupements XY2 autour de l'axe XX. Fig. 2. Molécule plane X2 Y4 (D2h) [Herzberg (2)]. On n'a pas tenu compte des termes rectangles. Il suffit alors d'examiner les permutations des indices sous l'action de G. Ainsi l'application de S = 0'1 donne l'-»5; 3-«–»4; 2&lt;-»6. Par suite : De même, pour S = a2 : 1 +-+ 2; 5 +-+ 6; 1«-+2; 5«->6; Finalement : 30 Potentiel de Urey-Bradley-Shimanouchi. Ce potentiel peut se mettre sous la forme où ri est la distance entre les ions liés à un ion central, aj les angles entre ions liés i et j et q ij les distances entre atomes non liés. Fig. 3. Ion moléculaire MoO3F (C3v) [Leroy et coll. (4)]. Appliquons la formule (5) au cas particulier (4) de l'ion Mo O3F de symétrie C3v (fig. 3) : L'application des opérateurs de G montre que le potentiel doit contenir deux coefficients Ki différents, deux coefficients Hij différents et un seul coefficient Fu. Séance du 11 février 1974. M. SIESKIND, J. Chem. Phys., 59, (9), 1973, p. 4768. G. HERZBERG, Molecular spectra and molecular structure, II, D. Van Nostrand and Company, 1966. H. C. UREY et C. A. BRADLEY, Phys. Rev., 38, 1931, p. 1969; T. SHIMANOUCHI, J. Chem. Phys. 17, 1949, p. 245. M. LEROY, G. KAUFMANN et R. ROHMER, Bull. Soc. chim. Fr., 10, 1967, p. 3640. Laboratoire de Spectroscopie et d'Optique du Corps solide, Groupe de Recherche n° 15 du C. N. R. S., Université Louis Pasteur, 5, rue de la Université, 67084 Strasbourg-Cedex. PHYSIQUE THÉORIQUE. Modèle d'interaction entre une onde de gravitation et un courant circulaire. Note (*) de MM. Jean-Louis Grossiord et Philippe Tourrenc, transmise par M. Gérard Petiau. Étude de la variation de vitesse angulaire d'une charge
G montre que le potentiel doit contenir deux coefficients Ki différents, deux coefficients Hij différents et un seul coefficient Fu. Séance du 11 février 1974. M. SIESKIND, J. Chem. Phys., 59, (9), 1973, p. 4768. G. HERZBERG, Molecular spectra and molecular structure, II, D. Van Nostrand and Company, 1966. H. C. UREY et C. A. BRADLEY, Phys. Rev., 38, 1931, p. 1969; T. SHIMANOUCHI, J. Chem. Phys. 17, 1949, p. 245. M. LEROY, G. KAUFMANN et R. ROHMER, Bull. Soc. chim. Fr., 10, 1967, p. 3640. Laboratoire de Spectroscopie et d'Optique du Corps solide, Groupe de Recherche n° 15 du C. N. R. S., Université Louis Pasteur, 5, rue de la Université, 67084 Strasbourg-Cedex. PHYSIQUE THÉORIQUE. Modèle d'interaction entre une onde de gravitation et un courant circulaire. Note (*) de MM. Jean-Louis Grossiord et Philippe Tourrenc, transmise par M. Gérard Petiau. Étude de la variation de vitesse angulaire d'une charge dans une spire circulaire, consécutive au passage d'une impulsion gravitationnelle gaussienne. 1. On considère une charge qui, en l'absence d'une onde de gravitation, se déplace dans une spire circulaire sans épaisseur de rayon R, avec la vitesse angulaire constante Q. La position de la charge dans la spire, dont le plan est pris confondu avec le plan xOy, est repérée par l'angle 0 (t) entre Ox et le rayon vecteur OM : co (t) étant la variation de vitesse angulaire provoquée par l'onde de gravitation. Nous admettrons sans démonstration que la déformation de la spire provoquée par le passage de l'onde de gravitation est un effet du second ordre par rapport à celui que nous étudions et nous le négligerons : dans ce qui suit, les lignes d'univers des points de la spire ont pour équation Xi = Cte (i = 1, 2, 3). Le champ de gravitation linéarisée e), décrit par les quantités h,,, = gpv-llpv peut être considéré comme une perturbation extérieure imposée (2) et peut, dans un système de coordonnées et un repère particuliers, être caractérisé ainsi : h11 = -h22 = h(ct-z); hl2 = h2i =j(ct-z); ho,, = fyiO = h3p = hp3 = ,0 On
plan est pris confondu avec le plan xOy, est repérée par l'angle 0 (t) entre Ox et le rayon vecteur OM : co (t) étant la variation de vitesse angulaire provoquée par l'onde de gravitation. Nous admettrons sans démonstration que la déformation de la spire provoquée par le passage de l'onde de gravitation est un effet du second ordre par rapport à celui que nous étudions et nous le négligerons : dans ce qui suit, les lignes d'univers des points de la spire ont pour équation Xi = Cte (i = 1, 2, 3). Le champ de gravitation linéarisée e), décrit par les quantités h,,, = gpv-llpv peut être considéré comme une perturbation extérieure imposée (2) et peut, dans un système de coordonnées et un repère particuliers, être caractérisé ainsi : h11 = -h22 = h(ct-z); hl2 = h2i =j(ct-z); ho,, = fyiO = h3p = hp3 = ,0 On supposera que l'onde de gravitation est polarisée rectilignement de telle sorte que f (ct z) = 0, et qu'elle possède une répartition gaussienne : h(t-z) = Ae"-C(-z)2/2a2]. La célérité c de la lumière est prise égale à l'unité. 2. En l'absence, comme en présence de champ de gravitation, une charge dans la spire est soumise à la quadriforce où ulJ = dxlJ/ds est le quadrivecteur vitesse de la charge. Nous nous restreindrons à l'étude d'un mouvement sans frottement; auquel cas, puisque Fi (i = 1, 2, 3) ne travaillent pas, F0 = 0, et par conséquent : L'intervalle de temps propre pour la charge étant donné par ds2 = dt2 R2 dQ2 + h R2 dQ2 (sin2 0 cos2 0), il vient, en se limitant au premier ordre : et par conséquent, l'équation du mouvement de la charge : s'écrit [on a posé h (M) = dh (u)/du] : et par conséquent, il vient à l'approximation du premier ordre : 0 = Clt +oc. 3. Calculons la variation de vitesse angulaire Am après passage de l'onde de gravitation : ce qui donne, après quelques calculs, et en réintroduisant les dimensions convenables : Pour déterminer A, nous utilisons comme ordre de
dans la spire est soumise à la quadriforce où ulJ = dxlJ/ds est le quadrivecteur vitesse de la charge. Nous nous restreindrons à l'étude d'un mouvement sans frottement; auquel cas, puisque Fi (i = 1, 2, 3) ne travaillent pas, F0 = 0, et par conséquent : L'intervalle de temps propre pour la charge étant donné par ds2 = dt2 R2 dQ2 + h R2 dQ2 (sin2 0 cos2 0), il vient, en se limitant au premier ordre : et par conséquent, l'équation du mouvement de la charge : s'écrit [on a posé h (M) = dh (u)/du] : et par conséquent, il vient à l'approximation du premier ordre : 0 = Clt +oc. 3. Calculons la variation de vitesse angulaire Am après passage de l'onde de gravitation : ce qui donne, après quelques calculs, et en réintroduisant les dimensions convenables : Pour déterminer A, nous utilisons comme ordre de grandeur de l'énergie par unité de surface contenue dans l'impulsion gravitationnelle (3) : E = 7.103 ergs/cm2. Sachant alors que le flux d'énergie gravitationnel est (4) : et par conséquent : Am présente une valeur maximale (pour R et a donnés) : Le cas le plus intéressant est celui où les dimensions de la spire sont petites devant l'étalement de l'impulsion gravitationnelle; on obtient alors : 4. Il est clair que la mise en évidence d'un effet de l'ordre de grandeur évalué ci-dessus est délicate et aléatoire. Remarquons cependant que l'effet sera d'autant plus important, dans les conditions optimales, que l'impulsion gravitationnelle sera plus brève; ce qui autorise certains espoirs dans une étude des systèmes atomiques (5). Séance du 28 janvier 1974. M.-A. TONNELAT, Théories unitaires de l'électromagnétisme et de la gravitation, Gauthier-Villars, Paris, 1965. P. TOURRENC et J. L. GROSSIORD, Détection d'ondes de gravitation par interactions résonantes avec un champ électromagnétique [Nuovo Cimento, 19, B, 1974, p. 105]. YA. B. ZELDOVITCH et I. D. NOVIKOV, Relativistic Astrophysics-Stars and relativity, University of Chicago Press, 1971. L. LANDAU et E. LIFSHITZ, Théorie du champ, Ed. Mir, Moscou, 1966. P. TOURRENC et J. L. GROSSIORD, Étude de l'effet cyclotron en présence d'un
les dimensions de la spire sont petites devant l'étalement de l'impulsion gravitationnelle; on obtient alors : 4. Il est clair que la mise en évidence d'un effet de l'ordre de grandeur évalué ci-dessus est délicate et aléatoire. Remarquons cependant que l'effet sera d'autant plus important, dans les conditions optimales, que l'impulsion gravitationnelle sera plus brève; ce qui autorise certains espoirs dans une étude des systèmes atomiques (5). Séance du 28 janvier 1974. M.-A. TONNELAT, Théories unitaires de l'électromagnétisme et de la gravitation, Gauthier-Villars, Paris, 1965. P. TOURRENC et J. L. GROSSIORD, Détection d'ondes de gravitation par interactions résonantes avec un champ électromagnétique [Nuovo Cimento, 19, B, 1974, p. 105]. YA. B. ZELDOVITCH et I. D. NOVIKOV, Relativistic Astrophysics-Stars and relativity, University of Chicago Press, 1971. L. LANDAU et E. LIFSHITZ, Théorie du champ, Ed. Mir, Moscou, 1966. P. TOURRENC et J. L. GROSSIORD, Étude de l'effet cyclotron en présence d'un champ de gravitation (en préparation). Institut Henri Poincaré, Laboratoire de Physique théorique associé au C. N. R. S., 11, rue Pierre-et-Marie Curie, 75005 Paris. Daniel Vidal, Albert Dedit et Michel Lallemand, présentée par M. Edmond-A. Brun. La constante diélectrique de l'argon gazeux a été mesurée en utilisant un condensateur pouvant supporter des pressions hydrostatiques allant jusqu'à 12 kbar. La fonction de Clausius-Mossotti a été déterminée avec une précision de 0,3 à partir de 2 kbar; à la densité extrême obtenue, elle présente une diminution de 3 par rapport à sa valeur dans le gaz dilué. Une comparaison est faite avec les données expérimentales de la littérature dans les phases gazeuse, liquide et solide. L'étude de la constante diélectrique des gaz non polaires dans leurs phases denses liquide et solide, e], a déjà permis de remarquer que la fonction de Clausius-Mossotti (CM) : où d est la masse volumique, présentait des valeurs nettement inférieures à celle de la phase gazeuse diluée, pour laquelle on a la relation avec N le nombre d'Avogadro, M la masse molaire de la substance, et ïï sa polarisabilité. Dans le cas de l'argon dense gazeux, les résultats de A. Michels (3) ont montré que cet effet
supporter des pressions hydrostatiques allant jusqu'à 12 kbar. La fonction de Clausius-Mossotti a été déterminée avec une précision de 0,3 à partir de 2 kbar; à la densité extrême obtenue, elle présente une diminution de 3 par rapport à sa valeur dans le gaz dilué. Une comparaison est faite avec les données expérimentales de la littérature dans les phases gazeuse, liquide et solide. L'étude de la constante diélectrique des gaz non polaires dans leurs phases denses liquide et solide, e], a déjà permis de remarquer que la fonction de Clausius-Mossotti (CM) : où d est la masse volumique, présentait des valeurs nettement inférieures à celle de la phase gazeuse diluée, pour laquelle on a la relation avec N le nombre d'Avogadro, M la masse molaire de la substance, et ïï sa polarisabilité. Dans le cas de l'argon dense gazeux, les résultats de A. Michels (3) ont montré que cet effet s'accentuait à partir des densités supérieures à 0,8 g. cm-3. Or, du point de vue moléculaire, les théories de Yvon et de Kirkwood, qui admettent que les molécules peuvent être traitées comme des entités individuelles polarisables, caractérisées par des interactions dipôles rigides-dipôles rigides, prévoient, pour des fluctuations de densité négligeables, que le champ électrique macroscopique retrouve son expression de la théorie de Lorentz, entraînant à nouveau la validité de la relation CM. On est donc amené à admettre, lorsque les effets de recouvrement prennent de l'importance, qu'il leur est associé une diminution de la polarisabilité effective des atomes. Pour l'argon, un traitement quantique a permis de prévoir d'ailleurs une variation de 6 de ïï lorsque deux atomes primitivement éloignés l'un de l'autre, atteignent une distance comparable à celle de la séparation des premiers voisins dans le cristal de gaz rare à 0 K (4). Ce sont des effets de ce type que nous avons tenté de mettre en évidence, en étudiant la constante diélectrique de l'argon pour l'isotherme 35°C, dans un domaine de pression s'étendant de 1,5 à 12 kbar, correspondant à une variation de densité comprise entre 1,10 et 1,85 g.cm-3, cette dernière valeur étant supérieure d'environ 10% à
que le champ électrique macroscopique retrouve son expression de la théorie de Lorentz, entraînant à nouveau la validité de la relation CM. On est donc amené à admettre, lorsque les effets de recouvrement prennent de l'importance, qu'il leur est associé une diminution de la polarisabilité effective des atomes. Pour l'argon, un traitement quantique a permis de prévoir d'ailleurs une variation de 6 de ïï lorsque deux atomes primitivement éloignés l'un de l'autre, atteignent une distance comparable à celle de la séparation des premiers voisins dans le cristal de gaz rare à 0 K (4). Ce sont des effets de ce type que nous avons tenté de mettre en évidence, en étudiant la constante diélectrique de l'argon pour l'isotherme 35°C, dans un domaine de pression s'étendant de 1,5 à 12 kbar, correspondant à une variation de densité comprise entre 1,10 et 1,85 g.cm-3, cette dernière valeur étant supérieure d'environ 10% à la densité du solide à 83,85 K. DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL. Les mesures de e ont été effectuées au moyen d'un condensateur cylindrique, soumis à la pression hydrostatique du gaz confiné dans une enceinte haute pression; la distance de séparation entre les armatures est de 0,5 mm; il est muni d'électrodes de garde, et son isolement électrique a été maintenu grâce à de petits cylindres de saphir. Nous avons pu constater qu'il pouvait être soumis à une pression de 12 kbar sans laisser apparaître de déformation permanente; en particulier, la valeur initiale de sa capacité mesurée à la pression atmosphérique, est retrouvée avec un écart inférieur à 10-4 après plusieurs montées aux pressions les plus élevées de notre domaine d'étude (5). Ce comportement nous a permis d'admettre que notre condensateur réagissait sous contrainte comme un solide élastique, de sorte que la loi d'évolution, avec la pression, de la capacité nominale, est donnée par Co(P) = Co(1 atm) (1 + y P), où y est caractéristique du métal de construction; pour l'acier utilisé, nous avons choisi ce coefficient égal à 2,0. 10-7 bar-1. La capacité a été mesurée par une méthode à trois fils, à la fréquence de 1 kHz, à l'aide d'un
garde, et son isolement électrique a été maintenu grâce à de petits cylindres de saphir. Nous avons pu constater qu'il pouvait être soumis à une pression de 12 kbar sans laisser apparaître de déformation permanente; en particulier, la valeur initiale de sa capacité mesurée à la pression atmosphérique, est retrouvée avec un écart inférieur à 10-4 après plusieurs montées aux pressions les plus élevées de notre domaine d'étude (5). Ce comportement nous a permis d'admettre que notre condensateur réagissait sous contrainte comme un solide élastique, de sorte que la loi d'évolution, avec la pression, de la capacité nominale, est donnée par Co(P) = Co(1 atm) (1 + y P), où y est caractéristique du métal de construction; pour l'acier utilisé, nous avons choisi ce coefficient égal à 2,0. 10-7 bar-1. La capacité a été mesurée par une méthode à trois fils, à la fréquence de 1 kHz, à l'aide d'un pont d'une résolution de 10-6, et d'une précision de 10-4. Nous avons pu vérifier que les pertes du condensateur étaient indécelables, et que les capacités parasites, dues notamment aux passages étanches de courant aménagés dans la tête de l'enceinte haute pression, étaient totalement éliminées par le procédé de mesure. Une jauge à manganine nous a permis d'effectuer la mesure de la pression du gaz étudié; elle était logée dans une enceinte thermostatée annexe, et soumise à la pression gazeuse. Son coefficient de pression (1/R) (LR/LPh a été déterminé au moyen d'une balance manométrique Harwood, dans l'intervalle 700-7 200 bar; au-delà, il a été obtenu par extrapolation. À titre indicatif, nous donnons dans le tableau 1 ses variations pour trois valeurs de la pression. Compte tenu des incertitudes sur le retour à zéro de la jauge après une compression, nous estimons, dans ces conditions, que la pression est connue avec une erreur inférieure à 10-3 à partir de 2 kbar. TABLEAU 1 P (bar). 700 7 200 12 000 (1/R) (AR/AP) (bar-1) 2,875 2,866 2,850 L'argon étudié a été fourni par la Société « L'Air Liquide », qui le garantit d'une pureté supérieure à 99,995. Il a été maintenu à 35,0
jauge à manganine nous a permis d'effectuer la mesure de la pression du gaz étudié; elle était logée dans une enceinte thermostatée annexe, et soumise à la pression gazeuse. Son coefficient de pression (1/R) (LR/LPh a été déterminé au moyen d'une balance manométrique Harwood, dans l'intervalle 700-7 200 bar; au-delà, il a été obtenu par extrapolation. À titre indicatif, nous donnons dans le tableau 1 ses variations pour trois valeurs de la pression. Compte tenu des incertitudes sur le retour à zéro de la jauge après une compression, nous estimons, dans ces conditions, que la pression est connue avec une erreur inférieure à 10-3 à partir de 2 kbar. TABLEAU 1 P (bar). 700 7 200 12 000 (1/R) (AR/AP) (bar-1) 2,875 2,866 2,850 L'argon étudié a été fourni par la Société « L'Air Liquide », qui le garantit d'une pureté supérieure à 99,995. Il a été maintenu à 35,0 + 0,1°C pendant toutes les expériences, température pour laquelle la masse volumique du gaz a été déterminée expérimentalement jusqu'à 10,3 kbar, avec une précision de 0,3 (6). De sorte que nous pouvons considérer que la fonction CM de l'argon, que nous présentons, a été obtenue à 0,3 à partir de 2 kbar. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. Nous donnons, dans le tableau II, pour l'isotherme 35°C en fonction de la pression et de la masse volumique, les valeurs de la constante diélectrique déterminées dans nos expériences, ainsi que celles de la fonction CM correspondantes. TABLEAU II (8 l)/(e + 2) Md P (bar) d (g.cm-3) e (cm3.g-1) 1500. 1,095 1,3830 0,10340 2 000 1,198 1,4227 0,10308 3 000 1,339 1,4785 0,10273 4000. 1,442 1,5192 0,10231 5000. 1,522 1,5518 0,10208 6000. 1,588 1,5791 0,10189 8 000. 1,697 1,6245 0,10153 10 000 1,784 1,6590 0,10096 12 000 1,855 (*) 1,6898 0,10078 (*) Extrapolée. La courbe de variation de la fonction CM expérimentale a été reportée sur la figure, ainsi que les données antérieures obtenues dans les phases gazeuses ce), C)], liquide (2) et solide (1). On note qu'à la précision annoncée, nos résultats s'inscrivent dans le prolongement de ceux de A. Michels pour l'état gazeux,
2 kbar. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. Nous donnons, dans le tableau II, pour l'isotherme 35°C en fonction de la pression et de la masse volumique, les valeurs de la constante diélectrique déterminées dans nos expériences, ainsi que celles de la fonction CM correspondantes. TABLEAU II (8 l)/(e + 2) Md P (bar) d (g.cm-3) e (cm3.g-1) 1500. 1,095 1,3830 0,10340 2 000 1,198 1,4227 0,10308 3 000 1,339 1,4785 0,10273 4000. 1,442 1,5192 0,10231 5000. 1,522 1,5518 0,10208 6000. 1,588 1,5791 0,10189 8 000. 1,697 1,6245 0,10153 10 000 1,784 1,6590 0,10096 12 000 1,855 (*) 1,6898 0,10078 (*) Extrapolée. La courbe de variation de la fonction CM expérimentale a été reportée sur la figure, ainsi que les données antérieures obtenues dans les phases gazeuses ce), C)], liquide (2) et solide (1). On note qu'à la précision annoncée, nos résultats s'inscrivent dans le prolongement de ceux de A. Michels pour l'état gazeux, que les valeurs dans l'état liquide leur sont supérieures d'environ 0,4 %, qu'il existe un écart de 1 entre les valeurs de CM du gaz dense chaud et du solide d'argon à 83,85 K pour des densités égales; enfin, nous pouvons remarquer que par rapport au gaz dilué, la fonction CM accuse une diminution de 3 pour la densité maximale atteinte, passant de 0,10355 à 0,1004 cm3 .g-l. Sur la même figure, nous avons représenté la fonction CM donnée par la théorie de Yvon-Kirkwood sous la forme d'un développement du type viriel, dont les trois premiers coefficients sont calculables pour un modèle de sphères rigides. CONCLUSION. Si l'on admet que la théorie classique des fluctuations de champs donne une bonne description des phénomènes de nature statistique, et la prévision du maximum de la fonction CM pour les gaz rares lourds nous y autorise, il est possible d'attribuer le désaccord atteignant l'amplitude totale de l'effet pour notre densité maximale à la variation de la polarisabilité de l'atome lorsque son entourage se resserre. Néanmoins, l'écart constaté dans le comportement des phases solide et gazeuse à la densité du solide nous montre l'insuffisance d'une interprétation théorique de la variation de la polarisabilité avec
CM accuse une diminution de 3 pour la densité maximale atteinte, passant de 0,10355 à 0,1004 cm3 .g-l. Sur la même figure, nous avons représenté la fonction CM donnée par la théorie de Yvon-Kirkwood sous la forme d'un développement du type viriel, dont les trois premiers coefficients sont calculables pour un modèle de sphères rigides. CONCLUSION. Si l'on admet que la théorie classique des fluctuations de champs donne une bonne description des phénomènes de nature statistique, et la prévision du maximum de la fonction CM pour les gaz rares lourds nous y autorise, il est possible d'attribuer le désaccord atteignant l'amplitude totale de l'effet pour notre densité maximale à la variation de la polarisabilité de l'atome lorsque son entourage se resserre. Néanmoins, l'écart constaté dans le comportement des phases solide et gazeuse à la densité du solide nous montre l'insuffisance d'une interprétation théorique de la variation de la polarisabilité avec la densité, qui s'appuie sur une configuration rigide d'atomes. (*) Séance du 4 février 1974. (x) R. L. AMEY et R. H. COLE, J. Chem. Phys., 40, 1964, p. 146. (2) A. Cops, M. CAUBERGH et W. VAN DEAL, Proc. Int. Cryoe. Enfl. Conf. 3rd, 1970. (3) A. MICHELS, C. A. SELDAM et S. D. J. OVERDIJK. Phvsica. 17. 1951. Õ. 781. (4) T. H. KEIL, J. Chem. Phvs.. 46. 1967. D. 4404. (5) A. DEDIT, D. VIDAL et M. LALLEMAND (a DaraÎtre). (6) S. L. ROBERTSON, S. E. BABB JR et GENE SCOTT. J. Chem. Phvs.. 50. 1960. P. 2160. (7) R. H. ORCUTT et R. H. COLE. J. Chem. Phys.. 46. 1967. D. 697. (8) H. B. LÉVINE et D. A. Mc QUARRIE, J. Chem. Phys., 44, 1966, p. 3500. Laboratoire des Interactions moléculaires et des Hautes Pressions, C. N. R. S., 1, place Aristide-Briand, 92190 Meudon-Bellevue. MICROSCOPIE ÉLECTRONIQUE. Normalisation des courbes de transmission d'électrons monocinétiques. Note (*) de MM. Floréal Arnal, Jean-Louis Balladore, Bernard Marais et Pierre Verdier, transmise par M. Gaston Dupouy. Les courbes qui représentent les variations du coefficient de transmission, correspondant à une ouverture donnée, en fonction de l'épaisseur de l'échantillon se ramènent à