Dispersion de la vitesse des ultrasons autour de la région critique de l'éthane

HAL Id: jpa-00234747

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00234747

Submitted on 1 Jan 1953

HAL is a multi-disciplinary open access

archive for the deposit and dissemination of

sci-entific research documents, whether they are

pub-lished or not. The documents may come from

teaching and research institutions in France or

abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est

destinée au dépôt et à la diffusion de documents

scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,

émanant des établissements d’enseignement et de

recherche français ou étrangers, des laboratoires

publics ou privés.

Dispersion de la vitesse des ultrasons autour de la région

critique de l’éthane

Jack Noury

To cite this version:

348

de

_{petites quantités}

de

_C,H,

à notre

_CH4

augmentait

l’intensité relative de cette bande.

Le coefficient

_{d’absorption apparent}

de A n’est pas

proportionnel

à

"l’épaisseur

1 de gaz

comprimé

(à

pression

égale

de

_CH4);

ceci est dû au fait que la

bande est

_résoluble,

mais non résolue dans les condi-tions de

_{l’expérience;}

étant donné la faible ouverture de nos

_fenêtres,

nous n’avons pas pu réduire suffi-samment les fentes _pour observer cette résolution

(comme

cela a été fait avec

_SiH4

et

_{GeH4 [4]).}

Nos mesures

_{présentent cependant l’avantage}

de mettre nettement en évidence la

_fréquence

_v2 en

absorption

avec

CH4

gazeux; d’autre

part,

l’examen

de la

figure

i montre _{que l’intensité}

_{de V2}

ne semble pas croître aussi

rapidement

que si elle obéissait à’

une loi

quadratique

en fonction de la densité du gaz

comprimé; aux

fortes

_pressions,

elle

_{n’apparaît}

plus

que comme un

_épaulement

à v4 conformément à ce

qui

a été observé avec

_{CH4 liquide.}

[1]

HERTZBERG G. - Molecular

spectra and molecular struc-ture. II. Infra-red and Raman _spectra of _polyatomic

molecules, New-York, I947, p. 306.

[2]

RANK D. H., SCHULL E. R. et AXFORD D. W. E.

-J. Chem. _{Phys., I950,} 18, II6.

[3]

HOLDEN R. B., TAYLOR W. J. et JOHNSTON H. L.

-J. Chem. Phys., I949, 17, I356.

[4]

TINDALL C. H., STRAWLEY J. W. et NIELSEN H. H. 2014

Phys. Rev., I942, 62, I5I et I6I.

[5] BURGESS J. S. -

Phys. Rev., I949, 76, 302.

[6] WELSH H. L., CRAWFORD M. F. et LOCKE J. L. -

Phys. Rev., I949, 76, 586.

[7] COULON R., OKSENGORN B., ROBIN S. et VODAR B.

-J. _Physique Rad., I953, 13, 63.

[8] HETTNER G. 2014 Ann. Physik, I9I8, 55, 476.

[9]

SMITH L. G. 2014 J. Chem. _{Phys., I949, 17, I39.} Manuscrit _reçu le 23 mars _1953.

DISPERSION DE LA VITESSE DES ULTRASONS AUTOUR DE LA

_{RÉGION CRITIQUE}

DE

L’ÉTHANE

Par Jack

NOURY,

Laboratoires des Hautes _Pressions,

Bellevue.

Faisant suite à une

_précédente

étude de la vitesse des ultrasons de

₉₆₀

kHz dans la

_{région critique}

de

l’éthane

[1]

par la méthode de la diffraction de la

lumière

[2], j’ai

effectué des mesures similaires à des

_fréquences

différentes

_(59o’

et

416

kHz)

à la

température critique (32,2° C).

Pour des

_pressions

inférieures à la

pression critique,

toutes les valeurs sont

_groupées

et il est

_impossible

de conclure à une

_{dispersion quelconque}

dans cette

région

pour la gamme de

fréquence explorée.

Par

contre,

pour des

_{pressions supérieures}

à la

pression critique,

il semble que la vitesse subisse

une très

_légère

_dispersion

en fonction de la

_fréquence.

Parallèlement à ce _que

_{j’avais précédemment}

remarqué

dans

_{l’anhydride carbonique}

_[3],

_par compa-raison avec les résultats de

_{Herget [4],}

la vitesse des ultrasons dans l’éthane s’accroît sensiblement

quand

la

_fréquence

_augmente,

ce

_qui

est conforme aux

pré-cédentes observations ainsi

qu’aux

considérations

théoriques

relatives à _{différents gaz}

_{polyatomiques}

dispersifs [5], [6], [7], [8]

aux faibles

_pressions.

D’autre

_part,

l’écart entre les valeurs obtenues à des

_fréquences

différentes

_paraît

être sensiblement constant

lorsque

la

pression

varie.

Dans les conditions

_{expérimentales décrites,}

il ne

semble donc _pas

_exister,

du moins pour

l’éthane,

une

_dispersion

_{caractéristique}

de l’état

critique

analogue

à celle

signalée

par

Chynoweth

et Schneider pour le xénon

[9].

Il _{faut remarquer}

_cependant

_{que les} mesures de

ces auteurs ne sont _pas faites dans les mêmes

condi-tions,

ils font varier la

_température

_pour un

349 sage donné alors que

j’opère

à

_température

cons-tante en variant la

pression.

En

outre,

ils utilisent un interféromètre

_acoustique.

Du

_point

de vue des

_{perturbations}

dues à l’échauffe-ment

_produit

_{par les ultrasons}

_mêmes,

_l’avantage

de la méthode

_optique

que

j’utilise

réside en ce que la mesure s’effectue dans une tranche assez bien déter-minée

_,de

la colonne

fluide,

à une certaine. distance

du

_{quartz oscillant,}

ce

_qui

réduit l’effet de la non= uniformité des

_{températures provoquée}

_par

l’irra-diation

acoustique;

cette circonstance

paraît

favo-rable dans le cas où

_{l’absorption}

est intense.

[1]

NOURY J. - C. R. Acad.

Sc., I952, 234, 303-305. [2] LucAs R. et BIQUARD P. - C. R. Acad.

Sc., I932, 194, 2I32.

[3]

NOURY J. - C. R. Acad. Sc., I952, 234, I036-I038. [4] HERGET C. M. - J. Chem. Phys., I940, 8, 537. [5] RICHARD W. T. et REID J. A. - J. Chem.

Phys., I934, 2, I93.

[6]

KNESER

H. 0. - Ann.

Physik, I931, 11, 777.

[7] WALLMANN M. H. - Ann.

Physik, I934, 21, 67I. [8] NOMOTO T., IKEDA O. et KISHIMOTO T. - J. Chém. Soc.

Japan, I952, 7, II7-II8.

[9]

CHYNOWETH A. G. et SCHNEIDER W. G. 2014 J. Chem.

Phys., I952, 20, I777.

Manuscrit reçu le 18 mars _1953.

FORCES

_{INTERIONIQUES}

DANS

LES

MÉTAUX

Par A.

HERPIN,

Centre d’Études _nucléaires,

_Saclay,

Service de _Physique

_{mathématique.}

1. Le calcul de

_{l’énergie potentielle}

d’un métal

par la méthode cellulaire

[1]

montre que

l’énergie

. des électrons de valence est fonction du volume de la cellule. De

_{plus, chaque}

ion exerce sur ses voisins des forces

_{d’origine purement électrostatique [forces}

de Born

_(1)]

dont on

_peut

tenir

compte grâce

à un

potentiel 03A6 (r),

r étant la distance de deux ions. En

_définitive,

on

_peut

écrire

_l’énergie

totale du

cristal sous la forme

V, i étant le volume de l’ion

i,

défini par la méthode

cellulaire,

et _{rij la} distance des ions i et

_j2.

2.

_Lorsque

le cristal est

_déformé,

_chaque

ion est

déplacé

de ul, et son volume de

_chaque

ion varie de

D’où

_l’énergie

du cristal déformé :

(1) On _désigne par force de Born une force dérivant d’un

potentiel

fonction_de

la distance.

Eo

est le

_{potentiel statique}

_(énergie

de

_cohésion),

El

un

_potentiel

linéaire par

rapport

aux

_déplacer-

ments,

qui

est nul si le cristal est

_stable

_(ce

_qui

permet

de calculer le

_paramètre

du

_{réseau), E2}

est le

_{potentiel élastique, quadratique}

_par

_rapport

aux

déformations.

Soit,

d’après

(2)

On

_peut

_{alors regrouper les}

termes,

de

_façon

à mettre le

_{potentiel élastique}

sous la forme

_plus

classique :

-Les coefficients

élastiques

microscopiques

_C03B2

se

composent

de deux

termes,

tout d’abord le terme normal

_Bx03B2

_{correspondant}

d’une force de

_Born,

et le terme

_provenant

des variations de volume. Ce dernier a une forme très différente de celle du terme de Born. On

_peut

en effet l’écrire

On retrouve dans ce cas, comme dans le cas des cris-taux

_{ioniques [2]}

des

_{forces s’exerçant}

entre deux

_{ions par}

l’intermédiaire d’un troisième ion. Ces

forces,

qui

rappellent

les forces de

_{superéchange}

de Kramers

_[3]

s’introduisent très normalement

_chaque

_{fois que} nous devons tenir

_compte

de l’influence des voisins sur

l’état.

énergétique

des ions. Par

_analogie

avec

le

cas des cristaux

_ioniques,

nous leur donnerons encore

le nom de forces de

_{polarisabilité.}

3. Nous avons utilisé notre modèle de forces

interioniques

au calcul du

_spectre

de vibration de l’aluminium. Nous avons

_supposé

_{que les seules} forces de Born s’exercent entre

_proches

voisins. Elles

_dépendaient

alors de deux

_paramètres

arbi-traires. Comme le réseau de l’aluminium est

_simple

(cubique

faces

centrées),

nous n’avions

_qu’une

seule

constante Ai = A. Nous avions ainsi trois

para-jk

mètres. Nous les avons calculés à

_partir

des vibra-tions de basse

_fréquence

déterminables

par la théorie

classique

de l’élasticité. On

_peut

alors déterminer