jeanflop/post-ocr-correction huggingface dataset:
v des solutions, on mesure le débit qui permet de calculer la vitesse V du fluide sur l'axe du tube de verre. Dès les petits nombres de Reynolds, l'écoulement au voisinage du fil est fortement perturbé par la présence du polymère, par rapport au cas classique. Mais l'écoulement observé est encore plus remarquable quand on augmente un peu le nombre de Reynolds. Ainsi (planche I) on donne, pour un même fil de diamètre 0,2 mm et un même nombre de Reynolds de 26, un cliché de l'écoulement pour l'eau et pour une solution de polymère de concentration massique 800.10-6. Le
pour une solution de polymère de concentration massique 800.10-6. Le point d'arrêt de l'écoulement amont n'est plus situé sur le fil, mais en avant de ce dernier. La déviation des lignes de courant au droit du fil est beaucoup plus grande que pour l'eau. Enfin, la structure du sillage est complètement différente de celle des sillages auxquels on est habitué pour les fluides newtoniens. Nous avons encore obtenu des phénomènes aussi marqués pour des concentrations plus faibles, ou avec un fil plus fin. Séance du 17 décembre 1973. (1) polyoxyéthylène (CH2-CH2-O)n (produit commercialisé sous la dénomination polyox WSR 301). (2)
(CH2-CH2-O)n (produit commercialisé sous la dénomination polyox WSR 301). (2) D. F. JAMES et A. J. ACOSTA, J. Fluid Mech., 42, 1970, p. 269 à 288. (3) Convention 73.34.365 entre le laboratoire d'Aérodynamique et la Direction des Recherches et Moyens d'Essais. Laboratoire de Mécanique expérimentale des Fluides et Laboratoire d'Aérodynamique, Bât. 502, Centre Universitaire, 91405 Orsay. AÉROTHERMODYNAMIQUE. Contribution à l'interprétation de l'écoulement pulsatoire des gaz dans les tubulures de moteurs. Note de M. Max Serruys, transmise par M. Edmond-A. Brun. Pour interpréter aussi valablement que possible le mécanisme de l'écoulement pulsatoire périodique des gaz admis ou refoulés par un moteur
pulsatoire périodique des gaz admis ou refoulés par un moteur à combustion interne, on se base sur la mesure instantanée des pressions en deux sections voisines correspondant à la région de la tubulure où l'écoulement peut être considéré comme à peu près unidimensionnel et on en déduit les deux fonctions représentatives de la somme des ondes incidentes et de la somme des ondes réfléchies. L'écoulement pulsatoire et périodique des gaz dans les tubulures d'admission et d'échappement des moteurs à combustion interne a, comme on sait, une grande influence sur leur puissance et leur rendement aux différentes vitesses de rotation, non
puissance et leur rendement aux différentes vitesses de rotation, non seulement dans les moteurs à quatre temps mais davantage encore dans les moteurs à deux temps. De ce fait, de nombreuses tentatives ont été réalisées pour calculer a priori les masses aspirées ou évacuées (1), (2), (3), soit en appliquant les formules du mouvement permanent, soit en tenant compte, par intégration graphique, de l'influence des tubulures et des effets dynamiques qui en résultent (4), soit par la méthode des caractéristiques (5). En fait, une étude attentive des résultats d'application des plus perfectionnées de ces méthodes montre que les confirmations expérimentales
plus perfectionnées de ces méthodes montre que les confirmations expérimentales apparentes invoquées en leur faveur n'ont guère de valeur probatoire, étant donné la schématisation indispensable aux calculs qui leur servent de base et le fait que certaines constantes sont arbitrairement choisies en vue d'obtenir la confirmation en question. De toute manière, ces méthodes sont basées sur des conditions aux limites ou des conditions initiales qui supposent la connaissance simultanée des pressions et des vitesses existant à un instant donné, tout le long de la tubulure, ou en un point donné, à tout instant, et l'expérience montre qu'autant il est facile
à tout instant, et l'expérience montre qu'autant il est facile d'enregistrer les pressions en fonction du temps, pour une abscisse quelconque, autant il est difficile de mesurer de façon valable des vitesses d'écoulement qui varient très rapidement et sont rarement constantes dans toute l'étendue d'une section, comme le suppose le calcul. Dès lors, il paraissait intéressant de chercher une méthode susceptible d'aboutir à une expression précise de l'onde incidente et de l'onde réfléchie dont la superposition et la sommation algébrique déterminent le mouvement de la colonne gazeuse considérée, en tout point et en tout instant; et ce, en se basant
point et en tout instant; et ce, en se basant uniquement sur la mesure des pressions statiques réellement relevées en deux points voisins de l'écoulement. Admettant qu'effectivement (mais seulement entre deux abscisses relativement voisines x-Ax et x + Àx), le mouvement de la masse fluide peut être considéré comme résultant de la propagation unidimensionnelle de deux ondes de pression de sens inverse A (t, x) et B (t, x) dont la superposition conduit aux pressions statiques : Pl (t) observée en x-Ax et P2 (t) observée en x + Ax, et que les surpressions propagées sont suffisamment faibles pour que
et que les surpressions propagées sont suffisamment faibles pour que la vitesse du son a puisse être considérée comme constante, on peut évidemment écrire : x étant supposé constant ainsi que Ax, Pl et P2 sont en fait des fonctions de la seule variable t, en sorte qu'on peut écrire : Si x est suffisamment petit, on en déduit : En formant Pl (t)-P2 (t), on a d'autre part : ou, en divisant par 2 Ax : Avec une bonne approximation, si Ax est assez petit, cette dernière équation s'écrit : Mais, comme A et B ne sont fonctions de
: Mais, comme A et B ne sont fonctions de t et de x que par l'intermédiaire des fonctions [t -(x/a)] et [t + (x/a)], on a On peut donc écrire : Ax étant, en fait, constant en même temps que x, on peut d'ailleurs tirer de (1) : En concernant (2) et (3), on a donc : D'où, en intégrant : KA et KB se calculent d'ailleurs, sans ambiguïté en exprimant que et que Les intégrales sont naturellement à calculer graphiquement ou, mieux, à la machine à calculer électronique, en fonction des valeurs des pressions Pl et P2 effectivement
en fonction des valeurs des pressions Pl et P2 effectivement enregistrées aux abscisses x-âx et x + Ax. La pression statique P en un point d'abscisse X quelconque, à un instant t quelconque, se trouve alors totalement déterminée en écrivant : et doit théoriquement correspondre correctement avec toute valeur mesurée dans la partie de la conduite où l'écoulement peut valablement être considéré comme unidimensionnel. De ce fait, la confrontation des valeurs de A et de B qui correspondent aux extrémités amont et aval de cette région peut déjà être considérée comme définissant les conditions de réflexion réelle de ces ondes
comme définissant les conditions de réflexion réelle de ces ondes au niveau de ces sections, telles qu'elles résultent des phénomènes complexes (et la plupart du temps algébriement intraduisibles) qui se produisent dans les régions amont et aval où l'écoulement ne peut plus être considéré comme unidimensionnel. D'un autre côté, si l'on admet que, pour un gaz exempt de viscosité, initialement homogène et immobile, la vitesse u à l'entrée d'une conduite vaut, comme nous l'avons jadis démontré, et à chaque instant où la pression statique dans la même section a la valeur P, la vitesse réellement réalisée dans une section quelconque
valeur P, la vitesse réellement réalisée dans une section quelconque d'abscisse x devrait, dans les mêmes hypothèses, avoir la valeur u + u0, u0 étant la vitesse d'entraînement ou « moyenne » effectivement réalisée. Par cette voie, et en tenant au besoin compte d'une faible chute de pression due à la vitesse moyenne d'écoulement du gaz et qui doit s'ajouter algébriquement aux pressions calculées, il est clair que l'on peut déduire du calcul ci-dessus (concernant les pressions) la répartition effective des vitesses fluides en tous points et à tout instant, dans la zone de la tubulure où l'écoulement peut être
dans la zone de la tubulure où l'écoulement peut être considéré comme unidimensionnel. En outre, on peut déduire de cette répartition des vitesses et de celle des pressions une connaissance encore plus justifiée que la précédente, et à base expérimentale, des conditions de réflexion réelles des ondes de pression aux limites amont et aval de la région à écoulement unidimensionnel en question. Séance du 4 février 1974. R. ANXIONNAZ, Congrès du Génie civil, I. C. F., septembre 1931; Bulletin Société Rateau n° 157. J. VILLEY, Société française de Navigation aérienne. 14 février 1934; Sciences aériennes, mai 1934. P. MAGOT-CUVRO, La
14 février 1934; Sciences aériennes, mai 1934. P. MAGOT-CUVRO, La France énergétique, nos 5 et 6, 1946. M. SERRUYS, Centre de Perfectionnement technique, Maison de la Chimie, fasc. 1547, janvier 1946; Revue générale de Mécanique, juin 1949. G. BOURGEOIS, Mémoire pour l'obtention du titre d'ingénieur, C. N. A. M., 1950. J. PICARD, Les Techniques de l'Ingénieur, A 730-A 732. M. DOBREMELLE, Revue générale de Thermique, XII, n° 141. 102, rue du Bac, 75007 Paris. MAGNÉTOHYDRODYNAMIQUE. Sur le coefficient de traînée de pression d'un obstacle cylindrique en magnétohydrodynamique des liquides. Note de M. Charles Vivès, transmise par M. Léopold Escande. Relevés
de M. Charles Vivès, transmise par M. Léopold Escande. Relevés expérimentaux de répartitions de pression autour d'un cylindre, en présence d'un champ d'induction magnétique transversal à la direction moyenne de l'écoulement d'un liquide électroconducteur. Variations des coefficients de traînée de pression de cylindres isolants et électroconducteurs pour 635 g Re 6 350 et 0 g M s 160, lorsque l'induction magnétique est perpendiculaire ou parallèle à l'axe de symétrie de l'obstacle. Les cylindres de section circulaire expérimentés (diamètre D = 3 cm, hauteur h = 5 cm) sont placés dans un canal de section carrée (5x5 cm²), réalisé en matériau
un canal de section carrée (5x5 cm²), réalisé en matériau isolant (altuglas), dans lequel s'écoule du mercure. Fig. 1 Fig.2 Une prise de pression d'azimuth θ variable (par rapport à la direction moyenne de l'écoulement), pratiquée à mi-hauteur du cylindre, est reliée à un micromanomètre électromagnétique de même qu'une autre prise de pression disposée sur une paroi du canal (infini amont de l'écoulement). Ce dispositif placé dans un champ d'induction magnétique sensiblement uniforme permet de relever le profil des différences de pressions AP = Po - Poo en fonction de l'azimuth θ pour des nombres de Reynolds, Re = (Va)
l'azimuth θ pour des nombres de Reynolds, Re = (Va) D)/v compris entre 635 et 6 350 (Po et V. correspondent aux conditions régnant à l'infini amont), le nombre de Hartmann, M = BD (CT/T)¹/₂ variant entre 0 et 160. Fig. 3 Fig.4 Fig. 5 Fig.6 1. L'INDUCTION MAGNÉTIQUE EST PERPÉNDICULAIRE A L'AXE DE SYMÉTRIE DU CYLINDRE. Expérimentation d'un cylindre isolant (altuglas). En l'absence de champ magnétique (M = 0), on retrouve l'allure classique du profil des pressions (fig. 1). La valeur minimale de la pression correspond à un azimuth θm de 90°. Pour des valeurs de M différentes de
θm de 90°. Pour des valeurs de M différentes de zéro on constate que les surpressions et les dépressions augmentent avec M. AP s'annule pour une valeur θ0 de l'azimuth qui, ainsi que θm, croît avec M. Des mesures systématiques montrent, par ailleurs, que tous ces effets varient en sens inverse de Re. Fig.7 Fig. 8 Fig.9 La figure 2 traduit les variations du coefficient de traînée de pression Cp = 2 F/(p V2 D), où F = Jo G dO et G = AP D cos θ J. Ce réseau met en évidence l'effet du champ magnétique qui est
réseau met en évidence l'effet du champ magnétique qui est d'autant plus grand que le nombre de Reynolds est plus faible; la force résultante de pression est par exemple multipliée par 9, pour Re = 635 et M = 160. Si on définit C'p = 2 F/(p Vr D) en prenant comme vitesse de référence Vr, vitesse moyenne du fluide dans la section de la conduite la plus réduite par la présence de l'obstacle et des parois, on retrouve, pour M = 0, la valeur de Cp admise en mécanique des fluides classique pour un milieu infini, ce qui corrobore
des fluides classique pour un milieu infini, ce qui corrobore une remarque déjà faite (1). Expérimentation d'un cylindre électroconducteur (laiton). Le réseau 3 montre que le profil des pressions est profondément modifié par l'application d'un champ magnétique, en particulier les pressions deviennent toutes négatives, pour des valeurs suffisantes de M, tandis que l'azimuth θm varie progressivement de 90 à 180°. Les figures 4 et 5 représentent les variations du paramètre G, exprimé en grammes-force, en fonction de θ, on y observe que la zone de surpression, mise en évidence à l'avant de l'obstacle (0 < θ < 26°) pour M
l'avant de l'obstacle (0 < θ < 26°) pour M = 0, est remplacée par une zone de dépression, délimitée par les valeurs de θ comprises entre 0 et 90°. Le réseau 6 décrit l'évolution du coefficient de traînée de pression en fonction du nombre de Reynolds pour différentes valeurs de M, son examen appelle les mêmes commentaires que dans le cas d'un obstacle isolant. On note cependant que l'effet est ici notablement accru, en particulier, pour Re = 635, la résultante des forces de pression est multipliée par 20, lorsque M = 160 (fig. 6 et 7). 2. L'INDUCTION
lorsque M = 160 (fig. 6 et 7). 2. L'INDUCTION MAGNÉTIQUE EST PARALLÈLE A L'AXE DE SYMÉTRIE DU CYLINDRE. Dans cette hypothèse, des expériences, menées avec des cylindres confectionnés en altuglas et en laiton, montrent que les effets obtenus ne sont pas sous la dépendance de la conductivité électrique des obstacles. Sur la figure 8 on note que les pressions sont encore négatives, pour des valeurs suffisantes du nombre de Hartmann, mais que θm reste ici indépendant de l'intensité de l'induction magnétique imposée. On remarque enfin, sur la figure 9, que l'influence de M est relativement peu importante et que
que l'influence de M est relativement peu importante et que Cp ne semble pas dépendre du nombre de Reynolds, tout au moins dans la limite de nos expériences. (*) Séance du 4 février 1974. (1) Y. POIRIER, Publications scientifiques de l'Université d'Alger, série B, IV, n° 1, 1960. Laboratoire de Magnétohydrodynamique, Faculté des Sciences, 33, rue Louis-Pasteur, 84000 Avignon. ÉLECTRICITÉ. Contribution à l'étude de la rupture diélectrique de couches minces de polymère. Note (*) de MM. Bui Ai, Hervé Carchano, Robert Lacoste et Yvan Segui, présentée par M. André Blanc-Lapierre. Étude des variations de la tension de claquage diélectrique de
Étude des variations de la tension de claquage diélectrique de structures métal-polymère-métal en fonction de l'épaisseur de l'isolant, de la température et du temps de retard entre l'instant d'application de la tension et l'instant de la commutation vers l'état de forte conductivité. Il est possible d'élaborer des couches minces de polymère dont l'épaisseur varie entre quelques centaines d'angströms et quelques microns, par décharge luminescente dans un monomère à basse pression. À partir de styrène, ainsi polymérisé, nous avons réalisé des structures métal-polystyrène-métal (m.p.m.), dans lesquelles les électrodes sont des couches d'or Fig. 1 Fig.2 déposées par évaporation thermique sous vide.
d'or Fig. 1 Fig.2 déposées par évaporation thermique sous vide. L'isolant ainsi obtenu présente une permittivité relative voisine de 3,5 et un angle de pertes de l'ordre de 10-3 rd jusqu'à 105 Hz, il supporte des champs électriques atteignant 4 MV/cm. Au-delà de cette valeur, on assiste à un phénomène de commutation bistable qui consiste essentiellement en la possibilité pour la couche de polymère de prendre un état fortement conducteur stable et de le conserver, même après avoir enlevé toute polarisation et cela jusqu'à ce qu'on lui applique une impulsion de courant d'énergie suffisante. Ce), (4]. La conduction dans l'état
de courant d'énergie suffisante. Ce), (4]. La conduction dans l'état conducteur est de type filamentaire, le rapport des résistances entre les deux états s'établissant autour de 107. Nous nous intéressons essentiellement, dans la présente Note, au passage de l'état isolant à l'état conducteur, la transition inverse devant faire l'objet d'un développement ultérieur. La propriété des structures étudiées de pouvoir retrouver leur état de haute résistivité a permis de relever sur le même échantillon, avant sa destruction, un nombre important de valeurs de la tension de claquage ou tension de seuil Vs. La figure 1 donne un exemple de la distribution
Vs. La figure 1 donne un exemple de la distribution de ces valeurs. Le relevé de telles distributions a permis de tracer les variations de la valeur moyenne de Vs en fonction de l'épaisseur e du polymère (fig. 2) et de la température T entre -100 et + 100°C (fig. 3). On a étudié enfin les variations du temps de retard au claquage tr en fonction de l'amplitude V > Vs de la tension appliquée (fig. 4). Précisons que tr désigne la durée qui sépare l'instant d'application de la tension de l'instant à partir duquel la structure commute dans l'état
de l'instant à partir duquel la structure commute dans l'état conducteur. En ce qui concerne la distribution des tensions de seuil, on remarque que l'on ne peut pas rendre compte de toute la courbe par une seule distribution de Gauss. Néanmoins, en reportant les distributions du type de celle de la figure 1 sur graphique gaussoarithmétique, on trouve qu'il existe deux distributions de Gauss qui se superposent; l'une correspond aux claquages à basse tension (points faibles du matériau), l'autre concerne la région centrale de la distribution. La variation linéaire de la tension de seuil avec l'épaisseur (fig. 2), l'augmentation du
la tension de seuil avec l'épaisseur (fig. 2), l'augmentation du champ de seuil vers les basses températures (fig. 3) et l'existence d'un temps de retard pouvant atteindre plusieurs millisecondes laissent penser que le phénomène de rupture diélectrique de nos couches est d'origine thermique. La répartition de la température au sein de la structure est donnée sous sa forme générale par l'équation dans laquelle p représente la densité du matériau, Cv la chaleur spécifique à volume constant, K et cr respectivement, les conductivités thermique et électrique, T la température absolue, E le champ électrique et t le temps. Les dimensions de
le champ électrique et t le temps. Les dimensions de l'échantillon et les valeurs de la diffusivité thermique du polymère nous conduisent à faire l'hypothèse d'un processus adiabatique. L'équation (1) devient alors À ce stade nous pouvons résoudre analytiquement le problème en prenant pour cr une loi d'Arrhénius : où cro est considéré comme une constante indépendante du champ appliqué. â W représente l'énergie d'activation du système et k la constante de Boltzmann. Dans ces conditions, en supposant qu'il n'y ait pas de charges d'espace dans l'isolant, on peut déduire de (2) l'expression de la tension de seuil Vs (6)
de (2) l'expression de la tension de seuil Vs (6) : et du temps de retard à la commutation : Les courbes théoriques correspondant à ces relations ont été tracées sur les figures 2, 3 et 4. La résolution de l'équation (2) peut aussi s'effectuer à partir d'une expression plus élaborée de a : où PPF représente la constante de Poole-Frenkel et q la charge de l'électron. Cette relation résulte de récents travaux sur le même matériau montrant que le principal mécanisme de conduction suit une loi de type Poole-Frenkel (7). Dans ce cas on ne peut procéder qu'à une
(7). Dans ce cas on ne peut procéder qu'à une résolution numérique. L'allure générale de la courbe Vs est sensiblement la même que celle obtenue précédemment (fig. 3). On peut tracer de même les courbes Vs (e) (fig. 2) et V (tr) (fig. 2 et 4). En ce qui concerne les variations de Vs en fonction de l'épaisseur, on constate une assez bonne concordance entre les résultats expérimentaux et les résultats théoriques basés sur la relation (3). Le décalage observé par rapport à la deuxième courbe théorique est dû à l'imprécision sur les valeurs des constantes utilisées. Pour ce qui
l'imprécision sur les valeurs des constantes utilisées. Pour ce qui est de l'évolution de Vs en fonction de la température, l'utilisation des lois d'Arrhénius (3) ou de Poole-Frenkel (4) conduit à des écarts appréciables avec l'expérience surtout pour les basses températures. Le calcul montre que pour rapprocher les courbes expérimentale et théorique (Arrhénius), il faut supposer que l'énergie d'activation diminue avec la température. Cette hypothèse n'est pas invraisemblable compte tenu des travaux de Holstein (8) sur les changements de type de conduction avec la température et de Martin et Hirsch (9) sur les variations de mobilité dans le polystyrène et
(9) sur les variations de mobilité dans le polystyrène et le polyéthylène. Nous avons trouvé que la concordance exacte entre les calculs et l'expérience est obtenue pour une décroissance linéaire de â W avec la température entre 0 et 100°C. L'écart entre valeurs maximale et minimale correspond à 0,15 eV, ce qui est compatible avec les résultats expérimentaux de Martin et Hirsch déjà cités. Dans le cas de la courbe théorique déduite de la loi de Poole-Frenkel, la correction que l'on devrait apporter à AW est du même ordre de grandeur. Enfin, la comparaison des résultats relatifs à la variation
grandeur. Enfin, la comparaison des résultats relatifs à la variation du temps de retard avec la tension appliquée fait apparaître un accord satisfaisant pour les fortes valeurs du champ électrique. L'écart s'accentue quelque peu lorsque le champ appliqué décroît, mais ce phénomène peut être expliqué par le fait que l'hypothèse d'adiabaticité n'est plus justifiée lorsque les temps de retard deviennent supérieurs à 20 µs environ. Ainsi, le claquage diélectrique des couches minces obtenues par décharge dans la vapeur de styrène s'explique assez bien par un mécanisme thermique. Les écarts observés entre la théorie et l'expérience proviennent d'une part, de l'imprécision
entre la théorie et l'expérience proviennent d'une part, de l'imprécision sur les constantes caractéristiques du matériau et, d'autre part, de l'approximation qui consiste à choisir simplement un modèle adiabatique. Séance du 21 janvier 1974. (1) Bui Ai, H. CARCHANO et D. SANCHEZ, International Conference on thin films, Venise, 15-19 mai 1972. (2) Bui AI, H. CARCHANO, R. LACOSTE et D. SANCHEZ, 142e Congrès de l'Electrochemical Society, Miami, 9-12 octobre 1972. (3) Bui AI, H. CARCHANO, R. LACOSTE, D. SANCHEZ et Y. SEGUI, Dispositif de commutation bistable, Brevet A. N. V. A. R. n° 71.13321. 15 avril 1971. (4) H. CARCHANO,
A. R. n° 71.13321. 15 avril 1971. (4) H. CARCHANO, R. LACOSTE et Y. SEGUI, Appl. Phys. Lett., 10, 1971, p. 414. (5) J. J. D'ODWYER, The theory of dielectric Breakdown in solids, London, Oxford University Press, 1964. (6) Y. SEGUI, Thèse de Spécialité, Toulouse, 1973. (7) H. CARCHANO, Thèse, Toulouse, 1973. (8) HOLSTEIN, Ann. of Phys. 8, 1959, p. 343. E. H. MARTIN et J. HIRSCH, J. Non Cristalline Solids, 4, 1970, p. 133. Laboratoire de Génie électrique de l'Université Paul Sabatier, Équipe Matériaux diélectriques associée au C. N. R. S., 2, rue Camichel, 31000 Toulouse. FERROÉLECTRICITÉ. Couches superficielles
R. S., 2, rue Camichel, 31000 Toulouse. FERROÉLECTRICITÉ. Couches superficielles dans une lame ferroélectrique de sulfate de glycocolle, et variation du champ coercitif en fonction de l'épaisseur. Note de M. Armand Hadni et Jacques Mangin, présentée par M. Jean Lecomte. Le champ coercitif du sulfate de glycocolle dépend fortement de l'épaisseur de la lame que l'on a taillée perpendiculairement à l'axe monoclinique pour faire la mesure. À température ordinaire, on trouve Ec = 0,023 [1 + (170/e)], e représentant l'épaisseur de la lame exprimée en micromètres, et Ec le champ coercitif mesuré en mégavolts par mètre. Une telle loi s'interprète