jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
intergranulaires dans un assemblage compact, cet air entraîne l'apparition de forces capillaires. Ces forces seraient responsables de l'étroitesse du domaine de concentration dans lequel on peut mesurer la contrainte de cisaillement en fonction du gradient de vitesse (4). Théoriquement le segment de droite devrait se prolonger jusqu'à son intersection avec l'axe des abscisses au point correspondant au seuil de dilatance. En fait, à partir de la courbe se situe au-dessus de la droite. Cela signifie qu'en plus de l'air responsable des forces capillaires (de concentration) il apparaît, dans le mélange, des bulles d'air (de concentration) qu'on ne parvient pas à
des bulles d'air (de concentration) qu'on ne parvient pas à chasser quel que soit le mode de mise en place utilisé; par exemple pour une concentration en eau de 0,32, on a donc Nous avons schématisé, sur la figure 3, la structure du mélange correspondant à un point de la courbe situé entre et Dans ce dernier cas et loin des bulles d'air, l'assemblage des particules est toujours compact. Par contre, au voisinage de ces bulles, il existe un effet de paroi, ce qui explique, qu'au seuil de dilatance, la concentration critique expérimentale soit inférieure à la compacité de la
concentration critique expérimentale soit inférieure à la compacité de la phase solide seule, après que celle-ci ait subi une mise en place optimale. La partie de la courbe située à droite de a correspond à des mélanges qui ne sont plus dilatants. Lorsque augmente, diminue, l'assemblage des particules devient donc de plus en plus lâche jusqu'à ce qu'il n'y ait plus de contacts entre grains. À partir du point il n'y a plus d'air dans le mélange. Lorsqu'on adopte une mise en place qui n'est pas optimale, on obtient des points représentatifs situés au-dessus de la courbe. Dans le domaine
points représentatifs situés au-dessus de la courbe. Dans le domaine dilatant et pour le point N par exemple, on peut avoir un mélange qui renferme un volume d'air sous forme capillaire et un volume d'air MN sous forme de bulles. Nous pensons que l'assemblage des particules est toujours compact dans le mélange loin des bulles d'air. Ainsi une mise en place défectueuse contribue à donner une part plus importante à une structure telle que celle qui est schématisée sur la figure 3 aux dépens de celle schématisée sur la figure 2. CONCLUSION. — Les mélanges dilatants de particules solides et
2. CONCLUSION. — Les mélanges dilatants de particules solides et d'eau — bétons par exemple — contiennent toujours de l'air. Celui-ci peut contribuer à la présence de forces capillaires entre les grains ; ces derniers présentent alors un assemblage compact. Suivant la qualité de la mise en place et la concentration en solide, une partie de l'air peut se trouver sous forme de bulles ; l'interface air-eau présentée par ces dernières donne naissance à un effet de paroi qui tend à réduire localement la concentration en solide. Séance du 20 juillet 1970. Essai Proctor, Modes opératoires du L. C. P.
juillet 1970. Essai Proctor, Modes opératoires du L. C. P. C, Dunod, Paris, 1966. WILKINSON, Non-Newtonian Fluids, Pergamon Press, Londres, 1960, p. 5. G. LEGRAND et J. C. MASO, Comptes rendus, 267, série A, 1969, p. 481. C. LEGRAND et J. C. MASO, Comptes rendus, 271, série A, 1970, p. 195. (Département de Génie civil de l'Institut National des Sciences appliquées, avenue de Rangueil, 31-Toulouse, Haute-Garonne.) HYDRODYNAMIQUE NAVALE. — Sur une transformation d'une équation donnant le potentiel d'un écoulement avec surface libre autour d'une carène flottante. Note de M. NGUYEN-TRIEU-DONG, présentée par M. Roger Brard. Cette Note présente une transformation
présentée par M. Roger Brard. Cette Note présente une transformation de l'équation intégrodifférentielle donnant le potentiel des vagues d'accompagnement dues à une carène flottante, la carène étant en déplacement uniforme dans un fluide non visqueux, pesant et incompressible. Dans cette équation intervient notamment une distribution superficielle de sources et de doublets. En considérant un certain écoulement défini à l'intérieur de la carène, on transforme cette équation en éliminant soit les doublets, soit les sources. Du point de vue application numérique, il est intéressant d'éliminer les doublets dont les axes ont des directions variables. Soit Oxyz un repère lié à la
des directions variables. Soit Oxyz un repère lié à la carène, xOy étant le plan de la flottaison statique, et zOx le plan longitudinal de symétrie, l'axe Ox étant dirigé vers l'avant de la carène et Oz ascendant. Soient la surface immergée de la carène au repos, la surface (plane) de la flottaison, C le contour (plan) de la flottaison, le domaine intérieur limité par et Soit la vitesse uniforme d'avancement de la carène dans le domaine fluide. Soit g l'accélération de la pesanteur. Dans Oxyz, le mouvement du fluide est permanent. On suppose les vagues de faible amplitude. Pour
est permanent. On suppose les vagues de faible amplitude. Pour tout M (x, y, z) de , le potentiel des vagues d'accompagnement satisfait à la condition de continuité. Aux frontières de satisfait aux conditions : a. à la surface libre, la condition de Poisson : b. M sur la condition de glissement n(M) étant la normale à X en M dirigée vers et c. pour ou la condition grad. Soit une source ponctuelle d'intensité unité placée en. En M (x, y, z), le potentiel 9 (S, M) des vagues d'accompagnement dues à la seule présence de la source est donné
dues à la seule présence de la source est donné par la formule de Havelock : dans laquelle un coefficient de viscosité qu'on fera tendre vers zéro après détermination de la valeur principale de l'intégrale en k, et S' un point symétrique de S par rapport à étant le domaine intérieur à une petite sphère de centre M, on a pour tout S du domaine. Pour mais non sur ni sur xOy, Vossers et Breslin ont démontré que; L'intégrale double ci-dessus représente une distribution superficielle sur I de sources de densité et de doublets, d'axe normal à de densité. Quant
densité et de doublets, d'axe normal à de densité. Quant à l'intégrale curviligne, elle représente une distribution linéaire sur C de sources de densité et de doublets, d'axe longitudinal, de densité. Soit un point de l'introduit une fonction définie dans harmonique dans la formule de Green, appliquée à et, donne. Si étant dirigée vers l'extérieur de. En deux points et infiniment voisins, situés sur une même normale à on a. Ajoutons l'intégrale double sur et au deuxième membre de (1). On a. A. Élimination de la distribution superficielle de doublets. On peut toujours trouver une fonction et une seule, harmonique
On peut toujours trouver une fonction et une seule, harmonique dans vérifiant aux frontières et les conditions : sur est la solution du problème bidimensionnel de Dirichlet intérieur, problème déterminé par la condition sur (2) devient. (M) est engendré par une distribution superficielle de sources seulement, une distribution superficielle de sources et de doublets d'axe vertical, et une distribution linéaire sur C de sources et de doublets. B. Élimination de la distribution superficielle de sources. — On peut toujours trouver une fonction et une seule, harmonique dans satisfaisant aux frontières les conditions :. (M) est engendré par une distribution superficielle
les conditions :. (M) est engendré par une distribution superficielle et Z„ de doublets seulement, et une distribution linéaire sur C de sources et de doublets. Lorsque M vient sur 2 (mais non sur C) dans la formule donne l'équation intégrodifférentielle dont l'inconnue est :. C. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B - 501 NOTES DES MEMBRES ET CORRESPONDANTS ET NOTES PRÉSENTÉES OU TRANSMISES PAR LEURS SOINS PHYSIQUE THÉORIQUE ATOMIQUE ET MOLECULAIRE. — Calcul des facteurs de diffusion en Rayons X en approximation gaussienne. Note de Mmes MICHÈLE BREDIMAS et MARGUERITE CORNILLE, transmise par M.
de Mmes MICHÈLE BREDIMAS et MARGUERITE CORNILLE, transmise par M. Alfred Kastler. Après avoir déterminé les expressions analytiques des facteurs de diffusion en Rayons X de Li à Ne, calculés à partir de fonctions d'onde développées sur des orbitales de base gaussienne, nous avons écrit un programme pour obtenir des résultats numériques et les comparer à ceux obtenus par C. Tavard. Nous avons utilisé les fonctions d'onde Hartree-Fock développées sur des orbitales de base gaussienne 6-10 d’Huzinaga pour calculer les facteurs de structure en Rayons X de Li à Ne. La forme générale des facteurs de structure atomique est la
La forme générale des facteurs de structure atomique est la suivante : où est le vecteur de diffusion et égal à étant la longueur d'onde du rayon incident et 0 l'angle de diffusion, où les étant les coefficients de minimisation de l'énergie totale. Dans le cas présent la fonction d'onde de l'orbitale étant une combinaison linéaire des fonctions d'onde de l'orbitale s, les expressions analytiques des facteurs de structure f(s) et f (2s) sont les mêmes. Nous avons montré dans que le seul type d'intégrale qui apparaît dans le calcul des facteurs de diffusion est le suivant : et F
des facteurs de diffusion est le suivant : et F sont respectivement les fonctions gamma et hypergéométrique confluente de 2e ordre. En posant nombre entier égal à — on trouve que est le polynôme d'Hermite d'ordre La valeur finale de J sera. Nous avons écrit un programme permettant de calculer. Les facteurs de structure atomique ainsi calculés se superposent exactement à ceux déterminés par C. Tavard à l'aide des fonctions d'onde Hartree-Fock de Clementi développées sur des orbitales de base de Slater et de même énergie totale que. Dans nous avons montré que le calcul des facteurs de diffusion moléculaire
avons montré que le calcul des facteurs de diffusion moléculaire est beaucoup plus simple en utilisant des fonctions d'onde de type plutôt que celles de types car le produit de deux gaussiennes est égal à une gaussienne donc les intégrales à quatre centres se réduisent à des intégrales à deux centres. Les facteurs de diffusion atomique calculés à l'aide des fonctions d'onde de type et de même énergie totale sont identiques. On peut donc supposer que les facteurs de diffusion moléculaire calculés avec une fonction d'onde moléculaire développée sur des orbitales de base gaussienne et d'énergie totale voisine de l'énergie
orbitales de base gaussienne et d'énergie totale voisine de l'énergie Hartree-Fock donnera une bonne intensité moléculaire totale théorique, puisque celle-ci fonction des facteurs de diffusion moléculaire, est reliée directement à l'énergie totale. Enfin, nous devons signaler un travail voisin du nôtre. Note de M. JEAN EVRARD et CAMILLE DUCULOT, présentée par M. Séance du 10 août 1970. Jean Lecomte. Présentation d'une nouvelle méthode de détermination directe des intensités absolues avec la considération spéciale des effets d'aile. Appréciation de la précision de cette nouvelle méthode. Mise en évidence d'une précision plus grande pour la branche positive que pour la branche négative
grande pour la branche positive que pour la branche négative de chaque bande examinée. L'imprécision des méthodes d'intégration directes pour la détermination des intensités absolues de bandes d'absorption infrarouges des substances en phase liquide est principalement imputable à l'inadaptation des profils théoriques ajustés au niveau des ailes. Des mesures expérimentales précises permirent d'avancer l'idée qu'un segment spécial ajusté à la largeur de chaque aile au 1/16 de la densité optique au maximum d'absorption, diminuerait sensiblement ces imprécisions. Nous avons dès lors tenté d'améliorer la méthode de Cabana et Sandorfy en introduisant ce segment supplémentaire et en définissant le tableau I
introduisant ce segment supplémentaire et en définissant le tableau I les nouvelles limites de intégration L1 et L2 des cinq segments de Lorentz ajustés pour les différents niveaux i à chacune des deux branches de la bande expérimentale. Nous avons établi dans ces conditions la nouvelle formule pour le calcul de l'intensité absolue A qui s'écrit, en employant les notations de Cabana et Sandorfy : l'indice « prime » et l'indice « seconde » servant à distinguer les deux branches de la bande. 504 Série B C. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Nous avons appliqué cette
Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Nous avons appliqué cette méthode à la bande de vibration de valence de nombreux nitriles aromatiques en solutions très diluées dans CCl4, vérifiant la loi de Beer et Lambert. Dans tous les cas examinés, les très faibles valeurs du quotient de la largeur de fente spectrale par la largeur de bande aux différents niveaux d'ajustement nous ont dispensés de retenir les corrections de déconvolution des profils des bandes expérimentales par la fonction caractéristique du spectromètre. L'intérêt de la méthode proposée est attesté par les figures 1 et 2 et par le tableau II. TABLEAU
figures 1 et 2 et par le tableau II. TABLEAU II. (cm-1). A. (R). (C-S). (E-D). 4-fluorobenzonitrile 2234,8 2195 12,6 4,5 0,0 4-chlorobenzonitrile 2234,7 2122, 71,1 6,8 2,3 4-bromobenzonitrile 2234,2 2086 17,9 7,0 2,3 Écarts %. 1° La figure 1 illustre la qualité du profil de l'ajustement des dix segments recommandés qui sont superposés à la bande expérimentale du para-chlorobenzonitrile situé à 2235 cm-1 2° La figure 2 représente pour la méthode de Ramsay (R), pour celle de Cabana et Sandorfy (C-S) et pour celle proposée dans cet article (E-D), en fonction de l'écart réduit des fréquences défini par le
en fonction de l'écart réduit des fréquences défini par le rapport de l'intensité intégrée tronquée calculée selon chaque méthode en vue, à l'intensité intégrée tronquée calculée par ordinateur sur la bande expérimentale. On peut suivre pour chaque branche et de la bande de vibration de valence des para-fluoro, para-chloro et para-bromo benzonitriles, l'évolution de la qualité de l'ajustement le long des ailes appréciée ici du point de vue des intensités intégrées. Notons au passage que les courbes des dérivés fluoré et bromé s'infléchissent légèrement au voisinage de l'abscisse en raison de l'existence à cet endroit d'une faible bande parasite. RAMSAY
de l'existence à cet endroit d'une faible bande parasite. RAMSAY CABANA SANDORFY EVRARD DUCULOT Fig. 2. Quelles que soient les méthodes employées et les substances examinées dans cette figure 2, la précision des résultats est plus grande pour les branches positives que pour les branches négatives des bandes. Le fait est d'importance et vaut qu'on y insiste parce que son analyse a permis de constater que l'aile de la branche négative a un caractère lorentzien moins accentué que l'aile de la branche positive d'un même bande. 3° Le tableau II compare les pourcentages d'écart des intensités absolues calculées selon les
compare les pourcentages d'écart des intensités absolues calculées selon les 3 méthodes par rapport aux intensités absolues A° (kmole cm2) calculées par ordinateur sur les bandes expérimentales. La valeur moyenne des écarts passe de 15,9 % pour la méthode de Ramsay (R), à 6,1 % pour la méthode de Cabana et Sandorfy (C-S) et enfin à 1,5 % pour la méthode proposée ici (E-D). (*) Séance du 7 juillet 1970 (1) D. A. RAMSAY, J. Amer. Chem. Soc, 74, 1952, p. 72. (2) A. CABANA et C. SANDORFY, Spectrochim. Acta, 16, 1960, p. 355. (3) J. BIEUVELET, Mémoire, Gembloux, 1966
16, 1960, p. 355. (3) J. BIEUVELET, Mémoire, Gembloux, 1966 (4) J. EVRARD et C. DUCULOT, Comptes rendus, 271, série B, 1970 (à paraître). Chaire de Physique et Chimie physique, Faculté des Sciences agronomiques de l'État, Gembloux (Belgique). C. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 507 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE. — Largeurs des raies de la bande fondamentale de l'oxyde de carbone CO perturbé par l'argon et l'azote. Note (*) de MM. JEAN-PIERRE BOUANICH et ROBERT FARRENQ, transmise par M. Alfred Kastler. Les demi-largeurs des raies de vibration-rotation de la bande fondamentale de l'oxyde de carbone perturbé
vibration-rotation de la bande fondamentale de l'oxyde de carbone perturbé par l'argon et l'azote ont été déterminées en utilisant un spectromètre S.I.S.A.M. de très haute résolvance. Les valeurs obtenues sont en bon accord avec les valeurs correspondantes données par certains auteurs pour différentes transitions vibrationnelles de l'oxyde de carbone. Pour déterminer les demi-largeurs des raies de la bande fondamentale de CO perturbé par l'argon et l'azote pour des pressions des perturbateurs voisines de 1 atm, nous avons utilisé un spectromètre S.I.S.A.M. (1) dont TABLEAU. (Ar) (cm-1 atm-1). (N2) (cm-1 atm-1). m I. II. III. IV. 1 0,0674 0,0660 0,0817 0,0806
m I. II. III. IV. 1 0,0674 0,0660 0,0817 0,0806 2 0,0196 0,0608 0,0746 0,0754 3 0,0379 0,0573 0,0703 0,0712 4 0,0500 0,0541 0,0664 0,0680 5 0,0523 0,0519 0,0648 0,0651 6 0,0 0,0497 0,063 0,0632 7 0,0481 0,0488 0,0606 0,0616 8 0,0466 0,0472 0,0602 0. 9 0,0462 0,0468 0,0596 0. 0602 9 0,068 0,04640 0,0597 0,0592 10 0,0461 0,0456 0,0582 0,0583 11 0,0458 0,0450 0,0571 0,0577 19 0,0442 0,0446 0,0578 0,0578 13 0,0415 0,0442 0,0572 0,0569 14 0,0435 0,0436 0,0572 0,0561 15 0,0434 0,0430 0,0568 0,0558 16 0,0421 0,0424 0,0554 0,0541 17 0,0434 0,0417 0,0537 0,0541 18 0,0406 0,0409 0,0531
0,0541 17 0,0434 0,0417 0,0537 0,0541 18 0,0406 0,0409 0,0531 0.030 19 0,0397 0,0402 0,0518 0,0520 20 0,0397 0,0195 0,0504 0,0508 21 0,0390 0,0388 0,0494 0,0497 22 0,0384 0,0382 0,0490 0,0486 23 0,0377 0,0376 0,0482 0,0475 24 0,0386 0,0372 0,0461 0,0464 25 0,0365 0,0366 0,0450 0,0453 26 0,0349 0,0362 0,0435 27 0,0355 0,0358 28 0,0360 0,0354 La demi-largeur de la fonction d'appareil est approximativement de 0,013 cm-1. Ce spectromètre est doté d'un système d'étalonnage très précis en nombre d'onde qui consiste à enregistrer simultanément le spectre d'absorption et un spectre cannelé d'un étalon Perot-Fabry. Nous avons enregistré plusieurs spectres pour
cannelé d'un étalon Perot-Fabry. Nous avons enregistré plusieurs spectres pour chaque perturbateur dans les conditions expérimentales suivantes : parcours optique de 1 cm, température de 300°K, pression de CO de 1 à 5 Torr, pression des perturbateurs de 82 à 87 cm de mercure. Les demi-largeurs mesurées directement ont été corrigées de l'influence de la fonction d'appareil en utilisant les courbes de correction d'Izatt. Ces corrections supposent une fonction d'appareil de forme gaussienne. L'approximation qui consiste à assimiler la fonction d'appareil à une fonction de Gauss nous semble parfaitement justifiée dans la mesure où les corrections sont faibles (dans le
dans la mesure où les corrections sont faibles (dans le cas le plus défavorable, la correction atteint 12% de la largeur). La pression partielle de CO étant très faible devant celle des perturbateurs, nous avons considéré que les résultats obtenus provenaient uniquement des interactions CO—Ar ou CO —N2 (les interactions entre molécules de CO ont été négligées). Les demi-largeurs relatives à 1 atm des gaz perturbateurs (Ar) et N2 ont été déterminées en appliquant la loi de proportionnalité entre les largeurs et la pression du gaz perturbateur. Dans le tableau, nous donnons, d'une part les moyennes arithmétiques des différents résultats
nous donnons, d'une part les moyennes arithmétiques des différents résultats pour une même valeur de (colonnes I et III) et, d'autre part, les valeurs lues sur la courbe moyenne (colonnes II et IV). Il apparaît que les valeurs expérimentales des largeurs des raies des branches P et R ne sont pas absolument identiques. Les largeurs des raies de la branche P sont en moyenne un peu plus importantes que celles de la branche R. Ce résultat demanderait néanmoins à être confirmé par d'autres mesures. Nous estimons que l'erreur relative sur les demi-largeurs est généralement comprise entre 3 et 5%. Cette
les demi-largeurs est généralement comprise entre 3 et 5%. Cette erreur peut être un peu plus importante pour Nous avons représenté nos valeurs (fig. 2) ainsi que les valeurs expérimentales correspondantes relatives à différentes transitions vibrationnelles de CO. Nous pouvons constater que nos valeurs sont en bon accord avec celles de Draegert et Williams et que l'ensemble des résultats relatifs aux bandes concorde assez bien. À la précision des résultats, il n'est pas possible de mettre en évidence l'influence du niveau de vibration sur les largeurs des raies. Séance du 15 juillet 1970. (1) R. FARAH, P. PINSON et C.
15 juillet 1970. (1) R. FARAH, P. PINSON et C. MEYER, Comptes rendus, 269, série B, 1969, p. 363. (2) D. A. DRAEGERT et D. WILLIAMS, J. Opt. Soc. Amer., 58, n° 10, 1968, p. 1399. (3) R. J. THIBAULT, J. H. JAFFE et E. K. PLYLER, J. Research N. B. S., 67 A, n° 2, 1968, p. 113. (4) T. C. JAMES et E. K. PLYLER, J. Chem. Phys., 40, n° 1, 1961, p. 221. (5) J. P. BOUANICH, M. LARVOY et C. HAEUSLER, Comptes rendus, 270, série B, 1970, p. 1990. Laboratoire d'Infrarouge, Équipe de Recherche associée au
1970, p. 1990. Laboratoire d'Infrarouge, Équipe de Recherche associée au C. N. R. S., Faculté des Sciences de Paris, Chimie physique, Bât. 350, 91-Orsay, Essonne. G. R. Acad. Sc. Paris, t. 271 (7 septembre 1970). Série B 511 SPECTROSCOPIE MOLÉCULAIRE — Coefficient d'amplification de CO2, excité par décharge électrique dans la transition laser. Note de Mlle DENISE BAILLY, M. CLAUDE MEYER et Mlle COLETTE ROSSETTI, présentée par M. Alfred Kastler. Le coefficient d'amplification de CO2 excité par décharge électrique a été mesuré pour un certain nombre de raies de la transition laser et pour différents mélange. Les populations des niveaux
transition laser et pour différents mélange. Les populations des niveaux et de CO2 et la température rotationnelle ont été déterminées. Nous avons déterminé systématiquement le coefficient d'amplification de mélange gazeux pour un certain nombre de raies de la transition laser. La source de rayonnement est un laser à CO2 équipé d'un réseau et stabilisé selon le procédé décrit par ailleurs. Ce laser fournit un rayonnement monochromatique, monomode et stabilisé en puissance à mieux de 2 % pour chacune des raies de la transition. L'amplificateur est un tube à décharge de diamètre intérieur 28mm. La distance entre les électrodes est de
diamètre intérieur 28mm. La distance entre les électrodes est de 93 cm. Une tension continue régulée, variable jusqu'à 10 kV permet de régler l'intensité du courant de décharge à la valeur choisie. Une chemise à circulation d'eau assure le refroidissement des gaz dans la décharge. Ceux-ci sont introduits dans le tube à chaque extrémité et évacués au centre par un ajutage relié à une pompe à vide. Le débit de chacun des gaz peut être mesuré. Il est de l'ordre de pour CO2. Une jauge manométrique située juste à la sortie du tube mesure la pression des gaz à 0,05
sortie du tube mesure la pression des gaz à 0,05 Torr près. La température a été mesurée en différents points du tube à décharge pour différents mélanges gazeux et pour des courants. Le gradient de température le long de l'axe ne dépasse pas 18°C. Le tube amplificateur est monté sur une platine mobile qui permet une orientation précise de son axe par rapport au faisceau incident. Celui-ci est limité à un diamètre de 2 mm au moyen de deux diaphragmes placés respectivement à l'entrée et à la sortie du tube amplificateur. La puissance du faisceau laser est réduite au minimum
amplificateur. La puissance du faisceau laser est réduite au minimum pour éviter tout effet de saturation dans l'amplificateur : ce faisceau laser est ensuite reçu sur la fente d'entrée d'un spectromètre Perkin-Elmer à réseau. L'élongation mesurée sur un enregistreur est proportionnelle à l'intensité du rayonnement issu de l'amplificateur. La figure 1 représente la distribution radiale du gain dans l'amplificateur pour la raie. Ce gain G présente un minimum au centre pour les mélanges ce qui n'est pas le cas pour les mélanges contenant de l'hélium. Ceci est en accord avec les courbes théoriques données par Sobolev. Tous les résultats donnés