jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
part, montre que l'absence de brome en C-5 et la présence d'un second atome de fluor en C-1 accroît numériquement de 32 à 33 Hz chacune des constantes 1JFC du composé 5. Ces variations cohérentes conduisent donc à attribuer les couplages de -256 et -272 Hz aux atomes de fluor, respectivement équatorial et axial. Enfin, l'absence de couplage 3JFC F au niveau de C-5 pour le fluorure 6, alors que l'anomère p-2 présente un couplage de 7,2 Hz, conduit à attribuer les couplages de 2,8 et 4,0 Hz observés pour 5 aux atomes de fluor d'orientation respective oc et p. Compte tenu du signe négatif ([9], [12]) de la constante 3JFC F et des différents couplages observés pour les C-1 gem fluorohalogéno sucres 3, 4 et 5, il ressort que les constantes 1JFC, 2JFC, et 3JFC augmentent avec l'électronégativité de l'halogène axial présent en C-1. L'accroissement observé (10 à 20 %) reste comparable pour chacune d'entre elles. La constante 3JFH évolue en sens inverse, quelle que soit l'orientation de l'atome de fluor. En conclusion, l'étude par résonance magnétique nucléaire des fluorures de glucopyranosyle peracétylés obtenus au laboratoire confirme que la constante de couplage négative 1JFC au niveau du carbone anomère est supérieure pour les fluorures p- par rapport aux anomères a. Une même dépendance stéréochimique s'observe pour les constantes 1JCH. La substitution particulière du carbone anomère des C-1 gem fluorohalogéno sucres affecte la constante 1JFC et dans une moindre mesure les constantes 2JFC, 3JFC et 3JFH. Compte tenu du signe négatif de la constante 3JFC, les constantes JFC croissent en valeur relative de 10-20 % en passant du brome au fluor, contrairement à la constante 3JFH qui décroît parallèlement. Ces corrélations peuvent être utiles pour l'analyse structurale de fluorures de glycopyranosyle apparentés et en particulier pour établir la configuration anomérique à l'aide des constantes 3JFC et 3JFH qui apparaissent les plus fiables. Note reçue le 19 septembre 1988, acceptée le 26 septembre 1988. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] L. D. HALL, The Carbohydrates: Chemistry and Biochemistry, 2nd Edition IB, Academic Press, New York 1980, p. 1299-1326. [2] N. K. KOCHETKOV, O. S.
est supérieure pour les fluorures p- par rapport aux anomères a. Une même dépendance stéréochimique s'observe pour les constantes 1JCH. La substitution particulière du carbone anomère des C-1 gem fluorohalogéno sucres affecte la constante 1JFC et dans une moindre mesure les constantes 2JFC, 3JFC et 3JFH. Compte tenu du signe négatif de la constante 3JFC, les constantes JFC croissent en valeur relative de 10-20 % en passant du brome au fluor, contrairement à la constante 3JFH qui décroît parallèlement. Ces corrélations peuvent être utiles pour l'analyse structurale de fluorures de glycopyranosyle apparentés et en particulier pour établir la configuration anomérique à l'aide des constantes 3JFC et 3JFH qui apparaissent les plus fiables. Note reçue le 19 septembre 1988, acceptée le 26 septembre 1988. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] L. D. HALL, The Carbohydrates: Chemistry and Biochemistry, 2nd Edition IB, Academic Press, New York 1980, p. 1299-1326. [2] N. K. KOCHETKOV, O. S. CHIZHOV et A. S. SHASHICOV, Carbohydrate Res., 133, 1984, p. 173-185. [3] K. BOCK, A. BRIGNOLE, B. W. SIGURSKJOLD, J. Chem. Soc. Perkin Trans. II, 1986, p. 1711-1713. [4] M. KARPLUS, J. Chem. Phys., 30, 1959, p. 11-15. [5] J. F. STODDART, Stereochemistry of Carbohydrates, Wiley Interscience, New York, 1971. [6] K. BOCK et C. PEDERSEN, J. Chem. Soc. Perkin Trans. II, 1974, p. 293-297. [7] K. BOCK et C. PEDERSEN, Adv. Carbohydr. Chem. Biochem., 41, 1983, p. 27-66. [8] K. BOCK et C. PEDERSEN, Acta. Chem. Scand., B 29, 1975, p. 258-264. K. BOCK et C. PEDERSEN, Acta. Chem. Scand., B29, 1975, p. 682-686. L. D. HALL, J. F. MANVILLE et N. S. BHACCHA, Can. J. Chem., 47, 1969, p. 1-17. J. ADAMSON, A. B. FOSTER, L. D. HALL, R. N. JOHNSON et R. H. HESSE, Carbohydr. Res., 15, 1970, p. 351-359. A. A. E. PENGILIS, Adv. Carbohydr. Chem. Biochem., 38, 1981, p. 195-285. J.-P. PRALY et G. DESCOTES, Tetrahedron Lett., 28, 1987, p. 1405-1408. J.-P. PRALY, L. BRARD, G. DESCOTES et L. TOUPET, Résultats non publiés. R. ALBERT, K. DAX, U. KATZENBEISSER, H. STERK et A. E. STUTZ, J. Carbohydr. Chem., 4, 1985, p. 521-528. Université Lyon-I, Laboratoire
[6] K. BOCK et C. PEDERSEN, J. Chem. Soc. Perkin Trans. II, 1974, p. 293-297. [7] K. BOCK et C. PEDERSEN, Adv. Carbohydr. Chem. Biochem., 41, 1983, p. 27-66. [8] K. BOCK et C. PEDERSEN, Acta. Chem. Scand., B 29, 1975, p. 258-264. K. BOCK et C. PEDERSEN, Acta. Chem. Scand., B29, 1975, p. 682-686. L. D. HALL, J. F. MANVILLE et N. S. BHACCHA, Can. J. Chem., 47, 1969, p. 1-17. J. ADAMSON, A. B. FOSTER, L. D. HALL, R. N. JOHNSON et R. H. HESSE, Carbohydr. Res., 15, 1970, p. 351-359. A. A. E. PENGILIS, Adv. Carbohydr. Chem. Biochem., 38, 1981, p. 195-285. J.-P. PRALY et G. DESCOTES, Tetrahedron Lett., 28, 1987, p. 1405-1408. J.-P. PRALY, L. BRARD, G. DESCOTES et L. TOUPET, Résultats non publiés. R. ALBERT, K. DAX, U. KATZENBEISSER, H. STERK et A. E. STUTZ, J. Carbohydr. Chem., 4, 1985, p. 521-528. Université Lyon-I, Laboratoire de Chimie organique-H, U.A. C.N.R.S. n° 463, 43, boulevard du 11-Novembre-1918, 69622 Villeurbanne. C. R., 1988, 2e Semestre (T. 307) Série II 110 C. R. Acad. Sci. Paris, t. 307, Série II, p. 1641-1646, 1988 1641 Planètes et Satellites / Planets and Satellites La mesure des oscillations de Jupiter comme test de la structure interne de la planète Benoît MOSSER, Philippe DELACHE et Daniel GAUTIER Résumé — Si Jupiter puise comme le Soleil, la détection éventuelle de ses oscillations permettrait d'approfondir considérablement notre connaissance de la structure interne de la planète. On calcule ici le spectre théorique des oscillations de pression dans l'approximation de l'optique géométrique. Les modèles actuels de structure interne de Jupiter prédisent l'existence de deux discontinuités dans le profil de vitesse du son, l'une au sein de l'enveloppe fluide lorsque l'hydrogène moléculaire passe en phase métallique, l'autre à la frontière entre l'enveloppe fluide et le noyau composé d'éléments lourds. On montre que la mesure des modes de faible degré permettrait de déterminer le diamètre du noyau; celle des modes de degré élevé pourrait localiser la discontinuité externe où a lieu la transition de phase de l'hydrogène. Measuring the Jovian oscillations as a tool for investigating the internal
test de la structure interne de la planète Benoît MOSSER, Philippe DELACHE et Daniel GAUTIER Résumé — Si Jupiter puise comme le Soleil, la détection éventuelle de ses oscillations permettrait d'approfondir considérablement notre connaissance de la structure interne de la planète. On calcule ici le spectre théorique des oscillations de pression dans l'approximation de l'optique géométrique. Les modèles actuels de structure interne de Jupiter prédisent l'existence de deux discontinuités dans le profil de vitesse du son, l'une au sein de l'enveloppe fluide lorsque l'hydrogène moléculaire passe en phase métallique, l'autre à la frontière entre l'enveloppe fluide et le noyau composé d'éléments lourds. On montre que la mesure des modes de faible degré permettrait de déterminer le diamètre du noyau; celle des modes de degré élevé pourrait localiser la discontinuité externe où a lieu la transition de phase de l'hydrogène. Measuring the Jovian oscillations as a tool for investigating the internal structure of the planet Abstract — The oscillations of Jupiter, if detectable, would constrain theories of its interior. This work predicts the pattern of expected pressure modes, using the ray tracing method. According to current models of internal structure, the planet exhibits two discontinuities in the sound speed. The first one is located in the hydrogen-helium envelope around the 3Mbar pressure level and corresponds to the transition of molecular to metallic hydrogen, while the second one corresponds to the transition between the envelope and the high density core. Observations of low degree p-modes, obtainable from the ground, would accurately provide the value of the radius of the planetary core; observations of high degree modes, conducted from space, would provide a signature of the external transition. Abridged English Version — The most recent models of the Jovian internal structure are supported by the gravitational data from the Pioneer and Voyager measurements [1]. Due to the uncertainty concerning both the compositional layering and the equations of state, the value of the estimated core mass fluctuates more than 50% [2]. The presence of a denser core causes a sound speed variation, and it can be thus revealed by acoustic modes propagating in the
one is located in the hydrogen-helium envelope around the 3Mbar pressure level and corresponds to the transition of molecular to metallic hydrogen, while the second one corresponds to the transition between the envelope and the high density core. Observations of low degree p-modes, obtainable from the ground, would accurately provide the value of the radius of the planetary core; observations of high degree modes, conducted from space, would provide a signature of the external transition. Abridged English Version — The most recent models of the Jovian internal structure are supported by the gravitational data from the Pioneer and Voyager measurements [1]. Due to the uncertainty concerning both the compositional layering and the equations of state, the value of the estimated core mass fluctuates more than 50% [2]. The presence of a denser core causes a sound speed variation, and it can be thus revealed by acoustic modes propagating in the deep interior. The difference between the numerical model that we use, which exhibits a strong discontinuity, and a probably more realistic one which predicts dilution of some dense materials in the envelope is discussed here. Another discontinuity appears in the jovian structure because of the possible existence of metallic hydrogen over 3Mbar; its properties remain uncertain but will induce a different propagation of the high-degree p-modes. The optical geometry approximation is sufficient to study the influence of the discontinuity. The dispersion law given by Gough [4] includes the frequency of Brunt-Väisälä and a cut-off frequency. But calculations with an interior model proposed by Hubbard [5] show that both frequencies can be considered as null in the Jovian interior. Then the p-modes verify only a pure acoustic dispersion law a = ck. The local sound speed c2 = (dp/dp)s is inferred from Hubbard's model [5]. Concerning the inner discontinuity, we can use the asymptotic expression of the low degree p-modes [see eq. (1)], which remains valid despite the wide variation in the sound speed. This affirmation proceeds from the concordance between the results given by an analytical method and the direct application of equation (1) in a case where only the
over 3Mbar; its properties remain uncertain but will induce a different propagation of the high-degree p-modes. The optical geometry approximation is sufficient to study the influence of the discontinuity. The dispersion law given by Gough [4] includes the frequency of Brunt-Väisälä and a cut-off frequency. But calculations with an interior model proposed by Hubbard [5] show that both frequencies can be considered as null in the Jovian interior. Then the p-modes verify only a pure acoustic dispersion law a = ck. The local sound speed c2 = (dp/dp)s is inferred from Hubbard's model [5]. Concerning the inner discontinuity, we can use the asymptotic expression of the low degree p-modes [see eq. (1)], which remains valid despite the wide variation in the sound speed. This affirmation proceeds from the concordance between the results given by an analytical method and the direct application of equation (1) in a case where only the sound speed discontinuity is considered, with no other radial variations. Note présentée par Evry SCHATZMAN. 0249-6305/88/03071641 $ 2.00 © Académie des Sciences 1642 C. R. Acad. Sci. Paris, t. 307, Série II, p. 1641-1646, 1988 Equation (1) shows that modes with the same n + 1/2 value differ because of the 2nd term which is, as for the sun, negative when the ray does not pass through the core, but positive in the opposite case. Its sign is determined by the sign of the sound speed gradient, normally negative when the chemical composition is uniform; here the structure discontinuity implies a positive correction as the density increases in the core. Therefore, the structure discontinuity causes a discontinuity in the regular spacing of the spectrum of eigenmodes (see Fig. 2). Only low-degree modes are represented; they correspond to periods between 4 and 17 min. The asymptotic expression (1) is not valid for the first harmonics (low n) so we have here n = 5; 6. The upper limit is arbitrarily n = 23 in order to include the discontinuity of the degree /= 3). This clear signature indicates the value of the core radius and the difference of density between the
the 2nd term which is, as for the sun, negative when the ray does not pass through the core, but positive in the opposite case. Its sign is determined by the sign of the sound speed gradient, normally negative when the chemical composition is uniform; here the structure discontinuity implies a positive correction as the density increases in the core. Therefore, the structure discontinuity causes a discontinuity in the regular spacing of the spectrum of eigenmodes (see Fig. 2). Only low-degree modes are represented; they correspond to periods between 4 and 17 min. The asymptotic expression (1) is not valid for the first harmonics (low n) so we have here n = 5; 6. The upper limit is arbitrarily n = 23 in order to include the discontinuity of the degree /= 3). This clear signature indicates the value of the core radius and the difference of density between the core and the internal envelope. If there is only a mixing of dense materials and helium and hydrogen, there will be no abrupt discontinuity, but this will appreciably affect the sound speed gradient and its sign, and therefore the departure from the n + 1/2 line. Near the surface and the external discontinuity, the square of the sound speed increases almost linearly with depth, with a different coefficient in each phase of hydrogen. This difference causes a break in the Duvall representation (see Fig. 4). Unfortunately, high degree modes which would provide the corresponding signature cannot be distinguished on currently available ground-based observations. The important conclusion of this preliminary work is the possible evaluation of the core radius of the planet with much better accuracy than that inferred from gravitational data. Several observational projects have been set up to try to detect the Jovian oscillations ([8], [9], [10]). We further need to introduce the rapid (about 10 hrs.) planetary rotation in our calculations, although its influence seems to be weak for high order harmonics [11]. INTRODUCTION. — Les données les plus récentes sur la structure interne jovienne [1] indiquent la présence d'un noyau central dont la masse, environ 10 fois
the external discontinuity, the square of the sound speed increases almost linearly with depth, with a different coefficient in each phase of hydrogen. This difference causes a break in the Duvall representation (see Fig. 4). Unfortunately, high degree modes which would provide the corresponding signature cannot be distinguished on currently available ground-based observations. The important conclusion of this preliminary work is the possible evaluation of the core radius of the planet with much better accuracy than that inferred from gravitational data. Several observational projects have been set up to try to detect the Jovian oscillations ([8], [9], [10]). We further need to introduce the rapid (about 10 hrs.) planetary rotation in our calculations, although its influence seems to be weak for high order harmonics [11]. INTRODUCTION. — Les données les plus récentes sur la structure interne jovienne [1] indiquent la présence d'un noyau central dont la masse, environ 10 fois celle de la Terre, reste incertaine à plus de 50% [2]. La présence du noyau plus dense induit une brusque diminution de la vitesse de propagation d'une perturbation adiabatique; comme une onde acoustique se propageant au cœur de la planète sonde les régions rencontrées, il y a moyen de localiser le noyau. Les modèles quantitatifs font l'hypothèse que le noyau est une entité bien définie, alors qu'une certaine dilution du noyau dans l'enveloppe semble plus réaliste : on verra quels renseignements apporte l'étude des oscillations. Par ailleurs, les pressions qui régnent dans l'enveloppe fluide conduisent à la prédiction théorique d'une phase métallique de l'hydrogène, au-delà de 300 GPa [3]. Les propriétés de cette phase restent hypothétiques, mais vont induire un comportement différent des oscillations jovienne : l'étude des modes qui circulent autour de la transition en permet donc l'approche. Pour aborder la signature des discontinuités interne (noyau) et externe (transition de phase) sur le spectre des oscillations, on se place dans le cadre de l'optique géométrique [4]. Ce dernier point se justifie par la considération de discontinuités nettement localisées, et l'on a vérifié après coup que les longueurs d'onde des modes étudiés restent inférieures aux dimensions caractéristiques du milieu. Comme
le noyau. Les modèles quantitatifs font l'hypothèse que le noyau est une entité bien définie, alors qu'une certaine dilution du noyau dans l'enveloppe semble plus réaliste : on verra quels renseignements apporte l'étude des oscillations. Par ailleurs, les pressions qui régnent dans l'enveloppe fluide conduisent à la prédiction théorique d'une phase métallique de l'hydrogène, au-delà de 300 GPa [3]. Les propriétés de cette phase restent hypothétiques, mais vont induire un comportement différent des oscillations jovienne : l'étude des modes qui circulent autour de la transition en permet donc l'approche. Pour aborder la signature des discontinuités interne (noyau) et externe (transition de phase) sur le spectre des oscillations, on se place dans le cadre de l'optique géométrique [4]. Ce dernier point se justifie par la considération de discontinuités nettement localisées, et l'on a vérifié après coup que les longueurs d'onde des modes étudiés restent inférieures aux dimensions caractéristiques du milieu. Comme la fréquence de Brunt-Väisälä est nulle à cause de la convection de l'enveloppe, et que la pulsation de coupure convective est partout négligeable — sauf à la surface, ce qui y provoque la réflexion de l'onde —, l'équation de dispersion est purement acoustique : co = c/c, où c2 = (dp/dp)s est la vitesse du son locale (cf. fig. 1, d'après un modèle de structure interne proposé par Hubbard [5]). LA DISCONTINUITÉ INTERNE. — Seuls les modes de faible degré sont accessibles pour des observations du sol (f³), par suite de l'intégration du flux lumineux total de l'astre. La pulsation de ces modes est donnée par l'expression asymptotique suivante [4] : n et l sont l'ordre radial et le degré de l'onde; a un terme de phase; L2 = l(l+1); rc est le rayon de rebroussement de l'onde et R le rayon jovien; et a₀ est la pulsation du fondamental. Cette expression est valide lorsque les variations de la vitesse du son c satisfont à certaines contraintes; celles-ci ne sont a priori pas respectées lorsqu'une discontinuité de structure interne occasionne une discontinuité dans le profil de c. Néanmoins, une modélisation simple du saut de vitesse du son — c(r) uniforme
(dp/dp)s est la vitesse du son locale (cf. fig. 1, d'après un modèle de structure interne proposé par Hubbard [5]). LA DISCONTINUITÉ INTERNE. — Seuls les modes de faible degré sont accessibles pour des observations du sol (f³), par suite de l'intégration du flux lumineux total de l'astre. La pulsation de ces modes est donnée par l'expression asymptotique suivante [4] : n et l sont l'ordre radial et le degré de l'onde; a un terme de phase; L2 = l(l+1); rc est le rayon de rebroussement de l'onde et R le rayon jovien; et a₀ est la pulsation du fondamental. Cette expression est valide lorsque les variations de la vitesse du son c satisfont à certaines contraintes; celles-ci ne sont a priori pas respectées lorsqu'une discontinuité de structure interne occasionne une discontinuité dans le profil de c. Néanmoins, une modélisation simple du saut de vitesse du son — c(r) uniforme par morceaux — est traitable analytiquement et a permis de mettre en évidence l'effet de la discontinuité sur le spectre des modes propres. Ce profil de vitesse uniforme par morceaux introduit dans l'expression (1) aboutit aux mêmes pulsations propres; on en déduit la validité de l'expression générale (1) dans le cas jovien. Le terme du 1er ordre montre que les pulsations des modes se regroupent par deux : ra,»,»(un+1 ,_2. Dans les régions de composition chimique uniforme, le gradient de vitesse du son est négatif, et donc la correction au 2e également. Mais la présence de la discontinuité interne rajoute un terme positif lorsque l'onde rebrousse chemin dans le Fig. 1. — Carré de la vitesse du son. c.iluilc .1 partir de la pression et de la masse volumique données par un modèle de Hubbard [5] : les deux discontinuités de structure interne se retrouvent dans le profil radial de c. Fig. 1. — Square of the sound speed from the values of pressure and density given by Hubbard's model. Both discontinuities in internal structure appear in the variations of c2. Fig. 2. — Aux ordres 9, 16 et 22 apparaît la signature du noyau; celle-ci est d'autant plus marquée
cas jovien. Le terme du 1er ordre montre que les pulsations des modes se regroupent par deux : ra,»,»(un+1 ,_2. Dans les régions de composition chimique uniforme, le gradient de vitesse du son est négatif, et donc la correction au 2e également. Mais la présence de la discontinuité interne rajoute un terme positif lorsque l'onde rebrousse chemin dans le Fig. 1. — Carré de la vitesse du son. c.iluilc .1 partir de la pression et de la masse volumique données par un modèle de Hubbard [5] : les deux discontinuités de structure interne se retrouvent dans le profil radial de c. Fig. 1. — Square of the sound speed from the values of pressure and density given by Hubbard's model. Both discontinuities in internal structure appear in the variations of c2. Fig. 2. — Aux ordres 9, 16 et 22 apparaît la signature du noyau; celle-ci est d'autant plus marquée que l croît. Fig. 2. — Discontinuities at the orders 9, 16 and 23 indicate the core radius. Their amplitudes increase with l. 1641-1646, 1988 n° 0 12 3 6 17 min 32 s * 16 min 18 s 15 min 16 s 14 min 24 s 7 15 min 1 s * 14 min 6 s 13 min 19 s 12 min 38 s 8 13 min 9 s * 12 min 26 s 11 min 48 s 11 min 16 s 9 11 min 41 s * 11 min 1 s * 10 min 36 s 10 min 10 s 10 10 min 31 s * 9 min 58 s * 9 min 38 s 9 min 15 s 11 9 min 33 s * 9 min 7 s * 8 min 49 s 8 min 30 s 12 8 min 46 s * 8 min 23 s * 8 min 8 s 7 min 52 s 13 8 min 5 s * 7 min 46 s * 7 min 33 s 7 min 19 s 14 7 min 30 s * 7 min 14 s * 7 min 2 s 6 min 50 s 15 7 min
1 s * 14 min 6 s 13 min 19 s 12 min 38 s 8 13 min 9 s * 12 min 26 s 11 min 48 s 11 min 16 s 9 11 min 41 s * 11 min 1 s * 10 min 36 s 10 min 10 s 10 10 min 31 s * 9 min 58 s * 9 min 38 s 9 min 15 s 11 9 min 33 s * 9 min 7 s * 8 min 49 s 8 min 30 s 12 8 min 46 s * 8 min 23 s * 8 min 8 s 7 min 52 s 13 8 min 5 s * 7 min 46 s * 7 min 33 s 7 min 19 s 14 7 min 30 s * 7 min 14 s * 7 min 2 s 6 min 50 s 15 7 min 0 s * 6 min 46 s * 6 min 36 s 6 min 25 s 16 6 min 34 s * 6 min 21 s * 6 min 9 s * 6 min 2 s 17 6 min 11 s * 6 min 0 s * 5 min 49 s * 5 min 43 s 18 5 min 50 s * 5 min 40 s * 5 min 31 s * 5 min 25 s 19 5 min 32 s * 5 min 23 s * 5 min 14 s * 5 min 9 s 20 5 min 15 s * 5 min 7 s * 4 min 59 s * 4 min 54 s 21 5 min 0 s * 4 min 53 s * 4 min 46 s * 4 min 41 s 22 4 min 46 s * 4 min 40 s * 4 min 33 s * 4 min 27 s * 23 4 min 34 s * 4 min 28 s * 4 min 22 s * 4 min 16 s * Fig. 3. — Périodes propres. Les modes qui pénètrent dans le noyau sont indiqués par un astérisque. Fig. 3. — Eigenperiods. Modes