jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
l'électron, h la constante de Planck et s le coefficient de diffusion élastique : s = 4 π/1. sin 0/2; X est la longueur d'onde relativiste associée à l'électron. En portant (5) dans la relation (4), on obtient finalement à l'aide de l'expression : où aH = h2/4 π2 me représente le rayon relativiste de l'atome d'hydrogène de Bohr. CALCUL DE LA SECTION EFFICACE INÉLASTIQUE. Nous utilisons la relation D'après les travaux de Morse, on a où lx est le coefficient de diffusion pour les rayons X, lié à la section efficace élastique par la relation Tous calculs effectués, on obtient finalement pour cri(a) : COMPARAISON AVEC LES RÉSULTATS EXPÉRIMENTALES. Les valeurs des paramètres p et q, que nous avons déterminées à partir de nos résultats expérimentaux par une méthode des moindres carrés, sont consignées dans le tableau I. TABLEAU I Al Cu Ag Au p. 1010 cm 4,98 3,01 2,18 0,58 ?.10locm 15,0 12,9 11,6 11,1 Dans les tableaux II et III, nous comparons les valeurs expérimentales des sections efficaces totales (première ligne) aux valeurs théoriques (deuxième ligne), déduites des relations (6), (10) et (3), dans le cas de l'aluminium et de l'or. TABLEAU II Aluminium : Sections efficaces totales (en 10-20 cm2) a.102 rd V (keV) 2 3 4,5 5,6 1200. 7,73 3,88 2,06 1,30 7,77 3,74 1,75 1,14 14,6 7,30 3,87 2,44 15,0 7,71 3,71 2,44 54,0 27,1 14,4 9,05 45,6 28,0 15,2 10,4 TABLEAU III Or : Sections efficaces totales (en 10-20 cm2) a. 101 rd V(keV) 2 3 4,5 5,6 144 76,5 38,7 30,0 146 73,5 35,1 23,0 259 138 70,0 54,2 750. 264 146 73,2 48,8 887 471 238 185 3(X), 680 467 277 196 L'erreur relative des résultats théoriques par rapport aux résultats expérimentaux est en moyenne inférieure à 10 et, dans le cas le plus défavorable, à 25%. L'accord est donc assez convenable puisque l'erreur sur la détermination expérimentale des sections efficaces peut être estimée à environ 10. Séance du 21 janvier 1974. (1) F. ARNAL, B. MARAIS et P. VERDIER, Comptes rendus, 276, série B, 1973, p. 393. (2) F. LENZ,
totales (en 10-20 cm2) a.102 rd V (keV) 2 3 4,5 5,6 1200. 7,73 3,88 2,06 1,30 7,77 3,74 1,75 1,14 14,6 7,30 3,87 2,44 15,0 7,71 3,71 2,44 54,0 27,1 14,4 9,05 45,6 28,0 15,2 10,4 TABLEAU III Or : Sections efficaces totales (en 10-20 cm2) a. 101 rd V(keV) 2 3 4,5 5,6 144 76,5 38,7 30,0 146 73,5 35,1 23,0 259 138 70,0 54,2 750. 264 146 73,2 48,8 887 471 238 185 3(X), 680 467 277 196 L'erreur relative des résultats théoriques par rapport aux résultats expérimentaux est en moyenne inférieure à 10 et, dans le cas le plus défavorable, à 25%. L'accord est donc assez convenable puisque l'erreur sur la détermination expérimentale des sections efficaces peut être estimée à environ 10. Séance du 21 janvier 1974. (1) F. ARNAL, B. MARAIS et P. VERDIER, Comptes rendus, 276, série B, 1973, p. 393. (2) F. LENZ, Z. Naturf., 9 a, 1954, p. 185. (3) R. E. BURGE et G. H. SMITH, Proc. Phys. Soc., 79, 1962, p. 673. (4) G. WENTZEL, Z. Physik, 40, 1927, p. 590. (5) D. BohM, Quantum Theory (Constable, London), 1951. (6) N. F. MOTT, Proc. Roy. Soc., A, 127, 1930, p. 658. (7) P. M. MORSE, Phys. Z., 33, 1932, p. 443. Laboratoire d'Optique électronique du CNRS, 29, rue Jeanne-Marvig, B. P. n° 4007, 31055 Toulouse-Cedex. Le but de cette méthode est d'observer à l'aide d'un spectromètre et d'une chaîne de détection à comptage photonique les déplacements, élargissement et amplitude d'une raie atomique. Cette raie est émise par des atomes neutres à vitesse dirigée issus de la réaction d'échange de charge avec excitation des ions du faisceau sur un gaz cible. La section efficace d'échange de charge avec excitation a10^0n de proton sur l'azote a été mesurée dans un domaine d'énergie des ions de 0,3 à 3 keV (3). Le déplacement Doppler de la raie Hp est donné par où VH+ et W" sont la vitesse et l'énergie des ions et a l'angle d'observation. L'intensité de la raie Hp est nc, nH+, densités du gaz cible et du faisceau d'ions; ao.1,
658. (7) P. M. MORSE, Phys. Z., 33, 1932, p. 443. Laboratoire d'Optique électronique du CNRS, 29, rue Jeanne-Marvig, B. P. n° 4007, 31055 Toulouse-Cedex. Le but de cette méthode est d'observer à l'aide d'un spectromètre et d'une chaîne de détection à comptage photonique les déplacements, élargissement et amplitude d'une raie atomique. Cette raie est émise par des atomes neutres à vitesse dirigée issus de la réaction d'échange de charge avec excitation des ions du faisceau sur un gaz cible. La section efficace d'échange de charge avec excitation a10^0n de proton sur l'azote a été mesurée dans un domaine d'énergie des ions de 0,3 à 3 keV (3). Le déplacement Doppler de la raie Hp est donné par où VH+ et W" sont la vitesse et l'énergie des ions et a l'angle d'observation. L'intensité de la raie Hp est nc, nH+, densités du gaz cible et du faisceau d'ions; ao.1, section efficace d'échange de charge avec excitation; Fig.2 A42/ E A4j, rapport des probabilités de transition (0,28 pour H)p; j= 1,3 V, volume émetteur; Q, angle solide d'observation. 2. SYSTÈME DE COMPTAGE PHOTONIQUE. L'emploi d'un système de comptage photonique est nécessaire pour optimiser le rapport signal/bruit du détecteur. Le photomultiplicateur sélectionné à très faible bruit est refroidi (4); le choix des tensions interdynodes, du gain du préamplificateur et du seuil de comptage du sélecteur d'amplitude permet d'éliminer les fluctuations d'émission secondaire des dynodes et les impulsions du courant d'obscurité du détecteur (5). Le signal minimum détectable est de 4 coups/s dans les conditions optimales de rapport signal/bruit. Les impulsions du photomultiplicateur mises en forme passent par une porte synchronisée sur le plasma récurrent et sont dirigées : soit sur un intégrateur à constante de temps ajustable et l'on obtient le spectre directement sur un enregistreur (fig. 2); soit sur un analyseur pour une sortie numérique des résultats. Dans ce cas le couplage d'un calculateur permet d'ajuster après l'enregistrement la constante de temps d'intégration (6). 3. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. Un enregistrement de spectre est représenté sur la figure 2. La raie Hp non déplacée par effet Doppler (4861 Å) est due à
sélectionné à très faible bruit est refroidi (4); le choix des tensions interdynodes, du gain du préamplificateur et du seuil de comptage du sélecteur d'amplitude permet d'éliminer les fluctuations d'émission secondaire des dynodes et les impulsions du courant d'obscurité du détecteur (5). Le signal minimum détectable est de 4 coups/s dans les conditions optimales de rapport signal/bruit. Les impulsions du photomultiplicateur mises en forme passent par une porte synchronisée sur le plasma récurrent et sont dirigées : soit sur un intégrateur à constante de temps ajustable et l'on obtient le spectre directement sur un enregistreur (fig. 2); soit sur un analyseur pour une sortie numérique des résultats. Dans ce cas le couplage d'un calculateur permet d'ajuster après l'enregistrement la constante de temps d'intégration (6). 3. RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX. Un enregistrement de spectre est représenté sur la figure 2. La raie Hp non déplacée par effet Doppler (4861 Å) est due à l'excitation électronique du gaz froid résiduel provenant de l'injecteur. La raie « chaude » H* déplacée par effet Doppler permet de réaliser les mesures de spectre et d'énergie du faisceau. L'on distingue également la raie HJ. La largeur AX = 0,9 Å utilisée pour le découpage du spectre est le résultat de la convolution de la largeur instrumentale propre du spectromètre (0,67 Å) par une fonction instrumentale d'incertitude de mesure (0,4 Å) (7). Il a été vérifié que l'intensité totale de la raie Doppler est une fonction linéaire de la densité du gaz cible et que des réactions du type suivant n'existent pas : La densité de courant du faisceau dans chaque intervalle spectral est Le courant d'ions dans le faisceau de section S est Le dépouillement du spectre de la figure 2 est détaillé dans le tableau suivant : TABLEAU Énergie cinétique moyenne (keV) Section efficace Courant de chaque intervalle moyenne Intensité ionique spectral (10^20cm2) (photons/s) (J/mA) 3,7. 5,5 3,84.104 1,74 3,1. 4,9 1,19 .105 6,07 2,54. 4 3,185.105 19,8 2,05. 3,2 4,51 .105 35,2 1,62. 2,6 2,75 .105 26,4 1,2. 2 1,13 .105 12,5 Énergie cinétique maximale du faisceau : 4 keV. Énergie cinétique moyenne : 2 keV.
résultat de la convolution de la largeur instrumentale propre du spectromètre (0,67 Å) par une fonction instrumentale d'incertitude de mesure (0,4 Å) (7). Il a été vérifié que l'intensité totale de la raie Doppler est une fonction linéaire de la densité du gaz cible et que des réactions du type suivant n'existent pas : La densité de courant du faisceau dans chaque intervalle spectral est Le courant d'ions dans le faisceau de section S est Le dépouillement du spectre de la figure 2 est détaillé dans le tableau suivant : TABLEAU Énergie cinétique moyenne (keV) Section efficace Courant de chaque intervalle moyenne Intensité ionique spectral (10^20cm2) (photons/s) (J/mA) 3,7. 5,5 3,84.104 1,74 3,1. 4,9 1,19 .105 6,07 2,54. 4 3,185.105 19,8 2,05. 3,2 4,51 .105 35,2 1,62. 2,6 2,75 .105 26,4 1,2. 2 1,13 .105 12,5 Énergie cinétique maximale du faisceau : 4 keV. Énergie cinétique moyenne : 2 keV. Courant d'ions : 102 mA entre 1 et 4 keV. Densité de courant : 57 mA/cm2 entre 1 et 4 keV. (*) Séance du 19 novembre 1973. (1) T. CONSOLI et R. B. HALL, Fusion nucléaire, 3, 1963, p. 237. (2) R. GELLER, W. HESS, M. HESSE, B. JACQUOT et C. JACQUOT, Vth Eur. Conference on Controlled Fusion and Plasma Physics, Grenoble, 1972. (3) W. HESS, Phys. Lett., 41 A, n° 1, 1972, p. 66. (4) B. MOULIN et P. STEVENIN, EUR-CEA-FC n° 542, p. 94-96. (5) M. CLÉMENT et P. STEVENIN, EUR-CEA-FC n° 641, p. 5-11. (6) W. HESS, EUR-CEA-FC n° 701. (7) R. GELLER, EUR-CEA-FC n° 679, janvier 1973. Service de Documentation, C. E. N.-Saclay, B. P. n° 2, 91190 Gif-sur-Yvette. SPECTROSCOPIE HERTZIENNE. Structure hyperfine de quelques transitions du spectre basse fréquence de H2 13CO. Note (*) de MM. Jean-Claude Chardon et Claude Genty, présentée par M. Pierre Grivet. On étudie la structure hyperfine magnétique de quelques transitions de dédoublement K de H2 13CO. Des mesures d'intensité de raies, on déduit la disposition relative des niveaux d'énergie hyperfins et le signe des constantes hyperfines. Ensuite on compare les résultats expérimentaux à la théorie et on détermine les constantes
C. JACQUOT, Vth Eur. Conference on Controlled Fusion and Plasma Physics, Grenoble, 1972. (3) W. HESS, Phys. Lett., 41 A, n° 1, 1972, p. 66. (4) B. MOULIN et P. STEVENIN, EUR-CEA-FC n° 542, p. 94-96. (5) M. CLÉMENT et P. STEVENIN, EUR-CEA-FC n° 641, p. 5-11. (6) W. HESS, EUR-CEA-FC n° 701. (7) R. GELLER, EUR-CEA-FC n° 679, janvier 1973. Service de Documentation, C. E. N.-Saclay, B. P. n° 2, 91190 Gif-sur-Yvette. SPECTROSCOPIE HERTZIENNE. Structure hyperfine de quelques transitions du spectre basse fréquence de H2 13CO. Note (*) de MM. Jean-Claude Chardon et Claude Genty, présentée par M. Pierre Grivet. On étudie la structure hyperfine magnétique de quelques transitions de dédoublement K de H2 13CO. Des mesures d'intensité de raies, on déduit la disposition relative des niveaux d'énergie hyperfins et le signe des constantes hyperfines. Ensuite on compare les résultats expérimentaux à la théorie et on détermine les constantes de couplage spin-rotation de 13C. Dans une Note précédente (1) nous avons décrit des expériences qui nous ont permis d'observer les raies de dédoublement K de H2 13CO en abondance naturelle dans le trioxyméthylène. Avec le même appareillage, nous avons en outre observé des raies supplémentaires dues à la structure hyperfine. Fig. 1 Le spin nucléaire de 13C est Ic = 1/2. Les interactions hyperfines dans la molécule considérée sont d'origine magnétique; ce sont : l'interaction IcJ spin-rotation de 13C, l'interaction IHJ spin-rotation des protons, l'interaction IH IH spin-spin des deux protons, l'interaction IH Ic spin-spin des protons et du carbone. Les interactions IH IH, IH J et IH IC que l'on peut évaluer à partir des résultats obtenus sur H2 12CO (2) et de la structure moléculaire sont très petites par rapport à l'interaction Ic J. Les spectres observés sont interprétés en ne considérant que cette interaction spin-rotation de 13C : dans leur mouvement de rotation les particules composant la molécule créent un champ magnétique qui agit sur le moment magnétique de 13C. L'énergie hyperfine s'écrit Ce), (4), (5)] : F, I, J sont les nombres quantiques habituels. &lt; J2 &gt; sont les carrés moyens pour l'état de rotation
hyperfine. Fig. 1 Le spin nucléaire de 13C est Ic = 1/2. Les interactions hyperfines dans la molécule considérée sont d'origine magnétique; ce sont : l'interaction IcJ spin-rotation de 13C, l'interaction IHJ spin-rotation des protons, l'interaction IH IH spin-spin des deux protons, l'interaction IH Ic spin-spin des protons et du carbone. Les interactions IH IH, IH J et IH IC que l'on peut évaluer à partir des résultats obtenus sur H2 12CO (2) et de la structure moléculaire sont très petites par rapport à l'interaction Ic J. Les spectres observés sont interprétés en ne considérant que cette interaction spin-rotation de 13C : dans leur mouvement de rotation les particules composant la molécule créent un champ magnétique qui agit sur le moment magnétique de 13C. L'énergie hyperfine s'écrit Ce), (4), (5)] : F, I, J sont les nombres quantiques habituels. &lt; J2 &gt; sont les carrés moyens pour l'état de rotation considéré des composantes des opérateurs moments angulaires suivant les trois axes g principaux d'inertie de la molécule. L'axe z est dirigé suivant l'axe moléculaire, l'axe x est perpendiculaire au plan de la molécule. Mgg sont les constantes de couplage spin-rotation, Mra est défini en référence (5) [expression (6)], le signe de Mgg est différent de celui défini en référence (2). Puisque F = J ± 1/2, chaque état de rotation est décomposé en deux niveaux d'énergie. En champ d'irradiation faible, on n'observe que la raie centrale; elle correspond aux deux transitions AF = 0 non résolues; leur écart, proportionnel à la différence des < J2 > de l'état supérieur (s) et inférieur (i) du doublet K, est très faible car < J2 >s < J2 >j. C'est la raison pour laquelle nous avons calculé < J2 > = 1/2 [< J2 >s + < J2 >j] à partir des résultats de Bragg et Golden (tableau I). Lorsque l'amplitude du champ d'irradiation croît, deux composantes hyperfines correspondant aux transitions AF = ± 1 apparaissent; elles sont symétriques par rapport à la raie centrale qui s'élargit sous l'effet d'un début de saturation. La figure 1 représente les deux composantes hyperfines du doublet
de Mgg est différent de celui défini en référence (2). Puisque F = J ± 1/2, chaque état de rotation est décomposé en deux niveaux d'énergie. En champ d'irradiation faible, on n'observe que la raie centrale; elle correspond aux deux transitions AF = 0 non résolues; leur écart, proportionnel à la différence des < J2 > de l'état supérieur (s) et inférieur (i) du doublet K, est très faible car < J2 >s < J2 >j. C'est la raison pour laquelle nous avons calculé < J2 > = 1/2 [< J2 >s + < J2 >j] à partir des résultats de Bragg et Golden (tableau I). Lorsque l'amplitude du champ d'irradiation croît, deux composantes hyperfines correspondant aux transitions AF = ± 1 apparaissent; elles sont symétriques par rapport à la raie centrale qui s'élargit sous l'effet d'un début de saturation. La figure 1 représente les deux composantes hyperfines du doublet 22. Nous avons observé la structure hyperfine sur quatre doublets K (tableau II); dans la troisième colonne, nous avons indiqué l'intensité calculée de ces deux composantes hyperfines en régime de non saturation. Notons que Flygare et Weiss (7) ont observé la structure hyperfine du doublet 11. Par ailleurs on constate que l'intensité maximale de la composante hyperfine de plus grande fréquence est toujours supérieure à celle de la raie inférieure. Sur la figure 1 on constate que le rapport est de l'ordre de 3. Cet effet s'explique en prenant en considération l'évolution des niveaux d'énergie d'une molécule de la sortie du premier focaliseur à l'entrée de la cellule d'irradiation. Sur la figure 2, nous avons tracé le comportement qualitatif des niveaux d'énergie relatifs aux composantes supérieures du doublet 22 d'une molécule au cours de son évolution dans cette région intermédiaire où le champ électrostatique varie. La variation du champ est assez lente pour que la plupart des molécules traversent cette région de manière adiabatique. À la sortie du focaliseur, les molécules focalisées sont dans un état M, # 0. Donc, si la répartition des niveaux hyperfins est celle de la figure 2 (le niveau supérieur correspondant à F = 5/2),
que l'intensité maximale de la composante hyperfine de plus grande fréquence est toujours supérieure à celle de la raie inférieure. Sur la figure 1 on constate que le rapport est de l'ordre de 3. Cet effet s'explique en prenant en considération l'évolution des niveaux d'énergie d'une molécule de la sortie du premier focaliseur à l'entrée de la cellule d'irradiation. Sur la figure 2, nous avons tracé le comportement qualitatif des niveaux d'énergie relatifs aux composantes supérieures du doublet 22 d'une molécule au cours de son évolution dans cette région intermédiaire où le champ électrostatique varie. La variation du champ est assez lente pour que la plupart des molécules traversent cette région de manière adiabatique. À la sortie du focaliseur, les molécules focalisées sont dans un état M, # 0. Donc, si la répartition des niveaux hyperfins est celle de la figure 2 (le niveau supérieur correspondant à F = 5/2), les populations des niveaux F = 5/2 et F = 3/2 sont respectivement proportionnelles à 6 et 2. À saturation on égalise les populations, et puisque toutes les molécules qui ont transité dans l'état inférieur du doublet K sont éliminées, on trouve que dans ce cas le rapport des intensités des deux raies observées est 3. Par contre, si le niveau supérieur correspondait à F = 3/2, une analyse analogue montre que les deux composantes hyperfines auraient la même intensité à saturation. Puisque le niveau hyperfin de plus grande énergie correspond donc à F = J +1/2, on montre à partir de l'expression (1) que E Mgg < J; > est négatif. Des écarts hyperfins mesurés on obtient Puisque Mzz est négatif, les effets électroniques sont supérieurs aux effets des charges nucléaires lors de la rotation autour de l'axe z. À partir de nos mesures, il est difficile de calculer séparément Mu et Myy avec précision. Une analyse détaillée des résultats expérimentaux montre que la différence Mu-Myy est positive; on peut l'estimer à 20±15 kHz, ce qui donne Dans la cinquième colonne du tableau II, nous avons reporté les valeurs des écarts hyperfins calculés à partir des constantes précédentes. Les
des deux raies observées est 3. Par contre, si le niveau supérieur correspondait à F = 3/2, une analyse analogue montre que les deux composantes hyperfines auraient la même intensité à saturation. Puisque le niveau hyperfin de plus grande énergie correspond donc à F = J +1/2, on montre à partir de l'expression (1) que E Mgg < J; > est négatif. Des écarts hyperfins mesurés on obtient Puisque Mzz est négatif, les effets électroniques sont supérieurs aux effets des charges nucléaires lors de la rotation autour de l'axe z. À partir de nos mesures, il est difficile de calculer séparément Mu et Myy avec précision. Une analyse détaillée des résultats expérimentaux montre que la différence Mu-Myy est positive; on peut l'estimer à 20±15 kHz, ce qui donne Dans la cinquième colonne du tableau II, nous avons reporté les valeurs des écarts hyperfins calculés à partir des constantes précédentes. Les expériences ont été réalisées avec D. Guichon et N. Sungur. Séance du 7 janvier 1974. (1) J. C. CHARDON, C. GENTY et J. G. THÉOBALD, Comptes rendus, 278, série B, 1974, p. 1. (2) J. C. CHARDON et D. GUICHON, J. Phys., 34, 1973, D. 791. (3) G. R. GUNTHER MOHR, C. H. TOWNES et J. H. VAN VLECK, Phys. Rev., 94, 1954, p. 1191. (4) D. W. POSENER, Australian J. Phys., 11, 1958, D. 1. (5) W. H. FLYGARE, Chem. Phys., 41, 1964, p. 793. (6) J. K. BRAGG et S. GOLDEN, Phys. Rev., 75, 1949, p. 735. (7) W. H. FLYGARE et V. W. WEISS, J. Chem. Phys., 45, 1966, p. 2785. Laboratoire de Spectroscopie hertzienne et électronique, Faculté des Sciences, La Bouillante, 25030 Besançon-Cedex. PHYSIQUE DES SOLIDES. Comportement anélastique de la glace aux faibles fréquences de sollicitation. Note de MM. René Vassoille, Jacques Tatibouet, Joseph Perez et Pierre-François Gobin, présentée par M. André Guinier. L'étude des propriétés anélastiques de la glace a jusqu'ici été réalisée à des fréquences de sollicitation centrées sur le kilohertz. L'emploi de faibles fréquences (voisines de l'hertz) décale l'ensemble du spectre de frottement intérieur vers les basses températures et permet de séparer nettement
MOHR, C. H. TOWNES et J. H. VAN VLECK, Phys. Rev., 94, 1954, p. 1191. (4) D. W. POSENER, Australian J. Phys., 11, 1958, D. 1. (5) W. H. FLYGARE, Chem. Phys., 41, 1964, p. 793. (6) J. K. BRAGG et S. GOLDEN, Phys. Rev., 75, 1949, p. 735. (7) W. H. FLYGARE et V. W. WEISS, J. Chem. Phys., 45, 1966, p. 2785. Laboratoire de Spectroscopie hertzienne et électronique, Faculté des Sciences, La Bouillante, 25030 Besançon-Cedex. PHYSIQUE DES SOLIDES. Comportement anélastique de la glace aux faibles fréquences de sollicitation. Note de MM. René Vassoille, Jacques Tatibouet, Joseph Perez et Pierre-François Gobin, présentée par M. André Guinier. L'étude des propriétés anélastiques de la glace a jusqu'ici été réalisée à des fréquences de sollicitation centrées sur le kilohertz. L'emploi de faibles fréquences (voisines de l'hertz) décale l'ensemble du spectre de frottement intérieur vers les basses températures et permet de séparer nettement le pic de relaxation attribué à la réorientation des molécules d'eau, d'un maximum indiscernable à haute fréquence et associé à la présence de joints de grains. Ce maximum se superpose à une croissance rapide du frottement intérieur au voisinage de la température de fusion où la mobilité des dislocations permet une déformation plastique du matériau. Le comportement anélastique de la glace dans un domaine de température compris entre 0 et 180°C a été mis en évidence dès 1955 par H. O. Kneser et coll. Les résultats expérimentaux les plus connus concernant la glace Ih monocristalline ou polycristalline, pure ou dopée ont été publiés par P. Schiller et D. Kuroïwa : il apparaît à des fréquences de l'ordre du kilohertz un pic de frottement intérieur. L'origine de la dissipation d'énergie associée à ce phénomène est encore mal connue. Bass interprète la relaxation mécanique par un réarrangement des molécules d'eau respectant les règles de Bernoulli et Fowler. De manière analogue, Gosar considère chaque molécule d'eau comme un défaut ponctuel dans le réseau de la glace et calcule, grâce à la théorie de Nowick et Heller, l'énergie de déformation du réseau cristallin qui conduit à une relaxation mécanique. K. Itagaki donne pour sa