jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
prolongent parfaitement les branches de courbe représentant les variations de f pour les valeurs de log aT V inférieures et supérieures à 1. On met ainsi en évidence une discontinuité pour log10 fl TV -1. Les résultats obtenus sous la même charge (20 mN) que précédemment avec le même caoutchouc, cette fois non irradié aux rayons ultraviolets, diffèrent par les valeurs absolues de la vitesse critique observée, qui est nettement plus élevée pour une même température (par exemple 150 μm/s au lieu de 20 μm/s pour T = 21°C), mais traduisent également les caractères spécifiques d'un processus viscoélastique. Cette analogie
traduisent également les caractères spécifiques d'un processus viscoélastique. Cette analogie ne se maintient toutefois que pour une température inférieure à 30°C. Au-dessus de 30°C, la discontinuité observée pour f disparaît, et la courbe représentative comporte seulement une partie plate. On notera, en passant, que, en ce qui concerne l'effet de l'irradiation aux rayons ultraviolets, décrit plus haut, tout se passe donc comme si la température de transition vitreuse Tg de la couche de matériau concernée par le frottement avait été relevée d'au moins 45°C par l'irradiation, puisque la discontinuité est encore observée à 75°C, alors que le domaine théorique de
encore observée à 75°C, alors que le domaine théorique de validité de la loi W. L. F. pour le matériau initial est (-70°C, +30°C). On disposerait, donc, là, d'une méthode physique très sensible permettant l'étude directe des couches superficielles durcies par vieillissement. Avec du caoutchouc non irradié, dont l'adhésion au verre est beaucoup plus forte que celle du caoutchouc irradié, on peut illustrer de façon spectaculaire le fait que, au voisinage de la charge zéro, la notion de coefficient de frottement perd toute signification, tandis que celle de propagation d'ondes de Schallamach (ondes de détachement), subsiste. Sur un film pris
de Schallamach (ondes de détachement), subsiste. Sur un film pris pour une charge zéro et une vitesse légèrement supérieure à la vitesse critique, on n'observe qu'une seule onde à la fois; elle parcourt toute l'aire de contact, et entraîne un décollement progressif total des surfaces, qui recollent brusquement ensuite par le processus d'adhésion élastique étudié par K. L. Johnson. Dans ces conditions, on constate que la résistance instantanée de frottement varie entre 5 mN et zéro selon que l'on est dans la phase de décollement progressif ou dans la phase de non contact. (Le coefficient de frottement moyen calculé sur
de non contact. (Le coefficient de frottement moyen calculé sur la base de ces valeurs serait évidemment infini ou indéterminé puisque la charge appliquée est nulle.) La figure 2 représente en 2 a l'aspect de l'empreinte au repos, et en 2 b la forme très particulière prise par l'aire de contact entre la sphère de verre et le plan de caoutchouc lorsque le processus de décollement est en cours. Dans le cas d'une charge nulle, comme dans le cas d'une charge positive, la vitesse de déplacement critique régissant l'apparition des ondes de Schallamach et la vitesse de propagation de ces
ondes de Schallamach et la vitesse de propagation de ces ondes semblent dépendre assez peu de la charge; mais la propagation des ondes suit des lois différentes dans la première moitié de l'aire de contact, qui est en compression et dans la deuxième, qui est en tension. Un complément d'étude est nécessaire pour élucider les processus qui entrent en jeu et les interpréter à l'aide d'une théorie simple, actuellement en cours d'élaboration. Séance du 4 février 1974. M. BARQUINS, R. COURTEL et P. THIUON, Comptes rendus, 277, série B, 1973, p. 479. M. L. WILLIAMS, R. F. LANDEL et J.
p. 479. M. L. WILLIAMS, R. F. LANDEL et J. D. FERRY, J. Amer. Chem. Soc., 77, 1955, p. 3701-3707. K. A. GROSCH, Nature, 197, 1963, p. 858-859. D. TABOR, Nature, 197, 1963, p. 856-858. K. L. JOHNSON, K. KENDALL et A. D. ROBERTS, Proc. Roy. Soc. London, A, 324, 1971, p. 301-313. Laboratoire de Mécanique des Surfaces, C. N. R. S., 1, place Aristide-Briand, 92190 Meudon-Bellevue. RHÉOLOGIE. Restrictions imposées à des écoulements par une paroi rigide. Conséquence dans l'étude des lois de comportement. Note de M. Jean-Robert Clermont, présentée par M. Paul Germain. On sait que les écoulements viscométriques
par M. Paul Germain. On sait que les écoulements viscométriques appartiennent à la classe des écoulements où le troisième invariant B3 de la vitesse de déformation est nul et ne peuvent donc être utilisés pour étudier une loi de comportement où B3 intervient. C'est le cas de certains fluides visqueux purs, mais aussi de fluides dont la loi de comportement est une relation fonctionnelle de s. En vue de l'étude expérimentale de telles lois, nous étudions une classe d'écoulements à B3 = 0 susceptibles d'être réalisés en laboratoire. Considérons une loi de comportement de fluide incompressible faisant intervenir les trois
loi de comportement de fluide incompressible faisant intervenir les trois invariants de la vitesse de déformation pure s: 1. THÉORÈME SUR LES ÉCOULEMENTS AU VOISINAGE D'UNE PAROI RIGIDE. Pour un fluide non newtonien adhérent à une paroi rigide, B3 (S) est nul au voisinage de cette paroi. Considérons un point quelconque O de la paroi rigide (P) et trois axes de coordonnées rectangulaires en O: Ox, Oy et Oz, Oz étant porté par la normale à la surface en O. Nous avons V(M) = 0, V M e (P). C'est la condition d'adhérence. Il existe W, voisinage de O dans
la condition d'adhérence. Il existe W, voisinage de O dans le plan tangent, que nous pouvons assimiler à un voisinage de O de la surface (P) à l'ordre d'approximation adopté pour le calcul ci-après. Si (u, v, w) désignent les composantes du vecteur vitesse d'un point matériel X au voisinage de la paroi, nous avons, en faisant un développement limité de la vitesse au voisinage de 0, u, v, w étant supposées deux fois différentiables : Puisque u, v, et w sont nuls dans W, voisinage de 0 dans le plan tangent, on a D'où, en exprimant la vitesse de
plan tangent, on a D'où, en exprimant la vitesse de transformation e, on a On obtient bien B3(S) = 0. Si le fluide est incompressible, on a Ainsi, la mesure, ponctuelle ou globale des pressions, sur des parois pour lesquelles il n'y a pas glissement ne peut tenir compte du troisième invariant B3 que si celles-ci sont déformables. 2. CONSÉQUENCES POUR L'EXPLORATION DES CINÉMATIQUES DANS LE PLAN DÉVIATOIRE. 3), vitesse de déformation pure, est diagonalisable et il existe [ri] base orthonormée telle que Nous nous intéressons ici aux écoulements à phase ç = Cte, Ç étant déterminée à k.2 u/3
phase ç = Cte, Ç étant déterminée à k.2 u/3 près par ç = Cte implique donc = Cte dans tout l'écoulement. Les écoulements viscométriques appartiennent à la classe des écoulements à ç = n/6 : L'écoulement « tri-axial » pour lequel la base [ri] est le référentiel nous permet de décrire tout le plan déviatoire. Les parois qui limitent cet écoulement sont indéformables et ç = n/6 au voisinage de ces parois quand l'hypothèse d'adhérence est vérifiée. Nous étudions ici une classe d'écoulements où ç :f:. n/6 partout. 3. ÉCOULEMENTS MÉRIDIENS A TROISIÈME INVARIANT NON NUL. 1° Le champ
ÉCOULEMENTS MÉRIDIENS A TROISIÈME INVARIANT NON NUL. 1° Le champ des vitesses est de révolution et se trouve dans le plan méridien : V = Vp(pJz)e;+Vz(p,z)e;, [e;]. = (ep, eé, e^) formant la base orthonormée associée aux coordonnées cylindriques p = 1, 0 = 2, z = 3. Dans ce repère, la vitesse de déformation pure s'écrit : D'après les relations (1) et (2), il existe une rotation a(p>z) autour de e'e=s2 telle que ri = Rf ej, ce qui impose, après élimination de el, la relation suivante : (3) (®11-®33)2+4(®13)2 = (21+1)2(®22)2. C'est avec ht condition d'intégrabilité de -9,
(®11-®33)2+4(®13)2 = (21+1)2(®22)2. C'est avec ht condition d'intégrabilité de -9, la condition nécessaire et suffisante pour que ç soit constante dans tout l'écoulement. 20 Fonction de courant H (p, z) associée. L'incompressibilité, se traduit, d'après (2) par Posons En déterminant les composantes de -9 en fonction de H, nous obtenons l'équation aux dérivées partielles : Pour 1 = 1 (phase Ç = 0 ou TT/3), nous trouvons la fonction de courant : (5) H(p, z) = fcz(p2 + z2)-1/2 (k = Cte) correspondant à la déformation sphérique, réalisée dans une sphère à paroi déformable Une deuxième solution de l'équation (4)
sphère à paroi déformable Une deuxième solution de l'équation (4) est donnée par ao, al, a2, b, c étant des constantes. Le champ des vitesses correspondant est donné par L'écoulement défini par (7) peut être considéré, à un déplacement solide près, comme la superposition de deux écoulements particuliers. Ce sont : 1° La déformation cylindrique homogène, réalisée en paroi déformable, le champ des vitesses étant donné par (7') Vp = b p; Vz = -2 bz; Ve = 0, 2° L'écoulement défini par le champ des vitesses : (7") Vp = 2ao pz; Vz = -2a0z2-a0 p2; V0 = 0.
= 2ao pz; Vz = -2a0z2-a0 p2; V0 = 0. Les trajectoires sont des courbes d'équation Les cinématiques correspondant aux relations (5) et (7') correspondent aux écoulements les plus simples à réaliser en laboratoire pour l'étude de lois de comportement dans lesquelles intervient B3 (eJ). N. B. : Cette étude a été faite dans le cadre d'une thèse de 3e cycle (2). (*) Séance du 7 janvier 1974. e) COLEMAN, MARKOVITZ et NOLL, Viscometric flows of Non Newtonian fluids, Springer-Verlag, 1966. (2) J. R. CLERMONT, Lois de comportement et classes d'écoulement de fluides non newtoniens (Thèse de Doctorat de Spécialité,
d'écoulement de fluides non newtoniens (Thèse de Doctorat de Spécialité, Grenoble, juin 1972). Université Scientifique et Médicale de Grenoble, Institut de Mécanique de Grenoble, Laboratoire de Mécanique des Fluides, associé n° 6 au C. N. R. S., B. P. n° 53, Centre de Tri, 38041 Grenoble-Cédex. PHYSIQUE THÉORIQUE. Un moyen rapide de simplification de la représentation de l'énergie potentielle des molécules. Note (*) de M. Manuel Sieskind, présentée par M. Jean Lecomte. On applique à différents types de potentiels une méthode de réduction basée sur la linéarité des opérateurs de dérivation. Dans l'approximation harmonique, seuls les termes quadratiques du développement
dérivation. Dans l'approximation harmonique, seuls les termes quadratiques du développement en série en fonction des paramètres <7f Ci = 1, ., n) de l'énergie potentielle V des molécules sont conservés. Alors : Si la molécule, et par suite V, sont invariants vis-à-vis d'un groupe G de transformations géométriques (linéaires), on montre e) que (2) se transforme comme (S) : A où Cij est un opérateur défini par Si S est une matrice représentant l'un des opérateurs de G, l'invariance de la molécule se traduit par l'égalité tensorielle, où q désigne un vecteur colonne : (5) q®q = Sq<g>Sq. Cette relation
un vecteur colonne : (5) q®q = Sq<g>Sq. Cette relation permet de trouver rapidement le nombre de coefficients Cy de (1) indépendants. APPLICATION A QUELQUES CHAMPS DE FORCE V PARTICULIERS. 1° V s'exprime en coordonnées de symétrie. A titre d'exemple, examinons le cas de la molécule linéaire XY2 de symétrie Dcoh (fig. 1). Fig. 1. Coordonnées de symétrie de XY2 (D2h) [Herzberg (2)]. Soit Si, S2a, S2b, S3 ses coordonnées de symétrie. L'énergie potentielle se met sous la forme générale, qu'on cherche à simplifier : D'après (5), la matrice [C] se comporte comme [c]:a: [Si S2a S2b S3] (D [S1
se comporte comme [c]:a: [Si S2a S2b S3] (D [S1 S2a S2b S3]. Appliquons les opérateurs S de G. Par exemple, sous l'action de C2 : (7) S1 -+ S1; S3 -+ S3' On en déduit : S1 S3 = S2a S3 = S2b S3 = 0. Par suite: (8) C13 = C23 = C23 = 0. Sous l'effet de S = C_: Si -* Si; S2a -+ S2a; S2b -+ S2b; S3 –> S3; d'où = C_ = 0. (9) S2. S1 = S26Si = 0 => C21 = C21 = 0. Pour S = C9=n/2 : (10) S2o
C21 = 0. Pour S = C9=n/2 : (10) S2o -+ S2b C22 = C22. L'énergie potentielle de la molécule se réduit donc à 2° Champ de force de valence. 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
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<-»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
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.
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
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
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
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
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
[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
: 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
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
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,
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
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
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,
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
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
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
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,
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
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