jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
cm-1, l'autre de classe A' à 925 cm-1. a. Vibration de classe A" à 426 cm 1. Ce résultat expérimental est particulièrement caractéristique; en effet ce niveau de vibration se décompose en deux sous-niveaux actifs en infrarouge dans la phase « basse température » alors qu'une seule bande d'absorption est observée dans l'autre phase. La figure 3 montre l'évolution, en fonction de la température, des deux composantes de la bande d'absorption. La variation, en fonction de la température, de l'écart en fréquence Av des deux sous-niveaux est représentée sur la figure 4. L'ajustement de ces résultats expérimentaux à une courbe de puissance de la forme Av = a (Tc T)-1 est obtenu en utilisant la méthode des moindres carrés et conduit à une valeur de voisine de 0,45; pour T = TC, Δv est nul. b. Vibration de classe A' à 925 cm-1. Ce niveau de vibration présente deux sous-niveaux dans les deux phases cristallines. La figure 5 montre l'évolution des deux composantes de la bande d'absorption en fonction de la température, le profil de la bande la moins intense étant obtenu par une méthode de déconvolution. Dans la phase « basse température », l'écart en fréquence Δv des deux sous-niveaux varie en fonction de la température alors que dans la phase « haute température » il conserve une valeur constante Δv0«2,5 cm-1. La figure 6 représente la variation de la différence (Δv) = Av - Δv0 des composantes de la bande d'absorption en fonction de la température. La méthode de régression précédente permet d'ajuster les résultats expérimentaux de la phase « basse température » à une courbe de puissance de la forme (Δv) = a (Tc T)-1 avec = 0,45, (Δv) étant, par définition, nul dans la phase « haute température ». 3. 5. Interprétation des résultats. — L'évolution, en fonction de la température, de l'écart en fréquence Δv — ou (Δv) — des deux sous-niveaux, dans la phase « basse température », se traduit par une courbe caractéristique d'une transition de phase du second ordre avec, probablement, un léger caractère du premier ordre comme l'ont constaté certains auteurs
sous-niveaux varie en fonction de la température alors que dans la phase « haute température » il conserve une valeur constante Δv0«2,5 cm-1. La figure 6 représente la variation de la différence (Δv) = Av - Δv0 des composantes de la bande d'absorption en fonction de la température. La méthode de régression précédente permet d'ajuster les résultats expérimentaux de la phase « basse température » à une courbe de puissance de la forme (Δv) = a (Tc T)-1 avec = 0,45, (Δv) étant, par définition, nul dans la phase « haute température ». 3. 5. Interprétation des résultats. — L'évolution, en fonction de la température, de l'écart en fréquence Δv — ou (Δv) — des deux sous-niveaux, dans la phase « basse température », se traduit par une courbe caractéristique d'une transition de phase du second ordre avec, probablement, un léger caractère du premier ordre comme l'ont constaté certains auteurs ([6], [9]). Le paramètre d'ordre primaire de la transition pourrait être le coefficient e5 = ezx du tenseur de la déformation ([9], [12], [13], [14]). Il nous appartient de préciser la relation existant entre la contrainte de cisaillement es et l'écart Δv des fréquences. Par diagonalisation de la matrice des niveaux d'énergie excitoniques et dans l'approximation des grandes longueurs d'onde, k = 0, on obtient les expressions des différents niveaux d'énergie du cristal moléculaire. Ces expressions sont des combinaisons linéaires des coefficients Lij de la matrice, représentant les sommes des interactions résonnantes de paires de molécules, classées selon les représentations irréductibles du groupe des translations. L'expression de l'écart Δv des fréquences des deux composantes de la bande d'absorption infrarouge, dans la phase « basse température », est : Δv = E(Δu) - E(Bu) = 2L12 - 2L23*2L12 car L23 << L12 compte tenu des dispositions des molécules dans la maille. Les éléments Lij de la matrice des niveaux d'énergie excitoniques peuvent se calculer à partir des termes d'interaction M12 de paires de molécules. Si on se limite aux plus proches voisins, on observe que L12 ~ 4M12 et par suite : Δv ~ 8 M12. Les interactions M12 des paires
niveaux d'énergie excitoniques et dans l'approximation des grandes longueurs d'onde, k = 0, on obtient les expressions des différents niveaux d'énergie du cristal moléculaire. Ces expressions sont des combinaisons linéaires des coefficients Lij de la matrice, représentant les sommes des interactions résonnantes de paires de molécules, classées selon les représentations irréductibles du groupe des translations. L'expression de l'écart Δv des fréquences des deux composantes de la bande d'absorption infrarouge, dans la phase « basse température », est : Δv = E(Δu) - E(Bu) = 2L12 - 2L23*2L12 car L23 << L12 compte tenu des dispositions des molécules dans la maille. Les éléments Lij de la matrice des niveaux d'énergie excitoniques peuvent se calculer à partir des termes d'interaction M12 de paires de molécules. Si on se limite aux plus proches voisins, on observe que L12 ~ 4M12 et par suite : Δv ~ 8 M12. Les interactions M12 des paires de molécules 1 et 2 peuvent, en première approximation, être limitées aux interactions dipôle de transition <-> dipôle de transition. Donc : 012 étant l'angle que font entre eux les moments dipolaires de transition des molécules 1 et 2 dans la phase « basse température » (dans la phase « haute température », cet angle θ12 est nul). La transition de phase de la phénothiazine est une transition structurale ferroélastique au cours de laquelle le cristal passe d'une structure monoclinique à une structure orthorhombique, le paramètre d'ordre primaire étant la composante e5 = ezx du tenseur de la déformation qui est très peu différente de l'angle de cisaillement (J) de la maille monoclinique [15]. Comme pour la sym. triazine ([16], [17]), cette déformation de la maille provoque, principalement, une rotation en sens contraire des molécules 1 et 2 autour de l'axe moléculaire Gy, parallèle à l'axe b de la maille [9]. Cette rotation, proportionnelle à l'angle de cisaillement <j>, entraîne une variation de l'angle 012, donc de l'interaction M12 des dipôles de transition parallèles à Gz (vibrations A") ou à Gx (vibrations A') (voir fig. 1); pour les moments parallèles à l'axe de rotation Gy, 012 est invariant. Au voisinage
haute température », cet angle θ12 est nul). La transition de phase de la phénothiazine est une transition structurale ferroélastique au cours de laquelle le cristal passe d'une structure monoclinique à une structure orthorhombique, le paramètre d'ordre primaire étant la composante e5 = ezx du tenseur de la déformation qui est très peu différente de l'angle de cisaillement (J) de la maille monoclinique [15]. Comme pour la sym. triazine ([16], [17]), cette déformation de la maille provoque, principalement, une rotation en sens contraire des molécules 1 et 2 autour de l'axe moléculaire Gy, parallèle à l'axe b de la maille [9]. Cette rotation, proportionnelle à l'angle de cisaillement <j>, entraîne une variation de l'angle 012, donc de l'interaction M12 des dipôles de transition parallèles à Gz (vibrations A") ou à Gx (vibrations A') (voir fig. 1); pour les moments parallèles à l'axe de rotation Gy, 012 est invariant. Au voisinage de la transition, 012 est faible et cos 012 peut être développé. Les écarts Δv des fréquences des deux composantes de la bande d'absorption s'écrivent : Expérimentalement, nous avons observé une variation de Δv en fonction de la température suivant une loi en (Tc - T)p, p étant voisin de 0,45. Ceci nous conduit à admettre pour la contrainte de cisaillement e5, qui se trouve être proportionnelle à 012, une variation de la forme (Tc - T)p' avec de l'ordre de 0,22. CONCLUSION. — La spectrométrie infrarouge des vibrations intramoléculaires permet de caractériser parfaitement la transition de phase structurale d'un cristal moléculaire. Dans le cas de la phénothiazine, la variation, en fonction de la température, de l'écart en fréquence Δv — ou (Δv) — des composantes excitoniques des bandes infrarouges du cristal suit une loi en (Tc - T)p caractéristique d'une transition de phase du second ordre. La relation que nous avons établie pour Δv montre que la séparation des composantes peut être considérée comme un paramètre d'ordre de la transition de phase. Note remise le 20 octobre 1992, acceptée après révision le 6 janvier 1993. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] A. DAVYDOV, Theory of Molecular Excitons, Plenum Press, New York, 1971.
0,45. Ceci nous conduit à admettre pour la contrainte de cisaillement e5, qui se trouve être proportionnelle à 012, une variation de la forme (Tc - T)p' avec de l'ordre de 0,22. CONCLUSION. — La spectrométrie infrarouge des vibrations intramoléculaires permet de caractériser parfaitement la transition de phase structurale d'un cristal moléculaire. Dans le cas de la phénothiazine, la variation, en fonction de la température, de l'écart en fréquence Δv — ou (Δv) — des composantes excitoniques des bandes infrarouges du cristal suit une loi en (Tc - T)p caractéristique d'une transition de phase du second ordre. La relation que nous avons établie pour Δv montre que la séparation des composantes peut être considérée comme un paramètre d'ordre de la transition de phase. Note remise le 20 octobre 1992, acceptée après révision le 6 janvier 1993. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] A. DAVYDOV, Theory of Molecular Excitons, Plenum Press, New York, 1971. [2] R. M. HEXTER, J. Chem. Phys., 33, 1960, p. 1833-1841; J. Chem. Phys., 36, 1962, p. 2285-2295; J. Chem. Phys., 39, 1963, p. 1608-1610. [3] L. D. LANDAU, Phys. Z. Sowiet, 11, 1937, p. 26. [4] L. D. LANDAU et E. M. LIFSHITZ, Physique statistique, Mir, Moscou, 1967. [5] R. A. COWLEY, Advances in Physics, 29, n° 1, 1980, p. 1-110. [6] H. NAKAYAMA, K. ISHII, E. CHIJIWA, M. WADA et A. SAWADA, Solid State Commun., 55, n° 1, 1985, p. 59-61. [7] J. J. H. McDOWELL, Acta Cryst., B 32, 1976, p. 5-10. [8] B. W. VAN DE WAAL et D. FEIL, Acta Cryst., B 33, 1977, p. 314-315. [9] H. NAKAYAMA et K. ISHII, Chem. Phys., 114, 1987, p. 431-442. [10] R. J. WARREN, I. B. EISDORFER, W. E. THOMPSON et J. E. ZAREMBO, J. Pharm. Sci., 55, 1966, p. 144-150. [11] C. BODEA et I. SILBERG, Advances in Heterocycle Compounds, 9, 1968, p. 334-339. [12] H. NAKAYAMA, K. ISHII et A. SAWADA, Solid State Commun., 67, n° 2, 1988, p. 179-182. [13] C. ECOLIVET, M. SANQUER, K. ISHII et H. NAKAYAMA, Phys. Rev., B44, n° 9, 1991, p. 4185-4191. [14] N. MORITA, H. NAKAYAMA et K.
R. A. COWLEY, Advances in Physics, 29, n° 1, 1980, p. 1-110. [6] H. NAKAYAMA, K. ISHII, E. CHIJIWA, M. WADA et A. SAWADA, Solid State Commun., 55, n° 1, 1985, p. 59-61. [7] J. J. H. McDOWELL, Acta Cryst., B 32, 1976, p. 5-10. [8] B. W. VAN DE WAAL et D. FEIL, Acta Cryst., B 33, 1977, p. 314-315. [9] H. NAKAYAMA et K. ISHII, Chem. Phys., 114, 1987, p. 431-442. [10] R. J. WARREN, I. B. EISDORFER, W. E. THOMPSON et J. E. ZAREMBO, J. Pharm. Sci., 55, 1966, p. 144-150. [11] C. BODEA et I. SILBERG, Advances in Heterocycle Compounds, 9, 1968, p. 334-339. [12] H. NAKAYAMA, K. ISHII et A. SAWADA, Solid State Commun., 67, n° 2, 1988, p. 179-182. [13] C. ECOLIVET, M. SANQUER, K. ISHII et H. NAKAYAMA, Phys. Rev., B44, n° 9, 1991, p. 4185-4191. [14] N. MORITA, H. NAKAYAMA et K. ISHII, J. Phys. Soc. Jpn, 60, n° 8, 1991, p. 2684-2690. [15] L. BRILLOUIN, Les Tenseurs en Mécanique et en Élasticité, 2e éd., Masson, Paris, 1960, p. 222. [16] J. H. SMITH et A. I. M. RAE, J. Phys. C : Solid State Phys., 11, 1978, p. 1761-1770. [17] A. LE ROY, A. RAHHAOUI et R. GUERIN, J. Mol. Structure, 174, 1988, p. 95-100. Laboratoire d'Optique Moléculaire, Faculté des Sciences, 40, avenue du Recteur-Pineau, 86022 Poitiers Cedex, France; R. G. : Laboratoire de Physique et Mathématiques, Faculté de Médecine et de Pharmacie, 34, rue du Jardin-des-Plantes, 86005 Poitiers Cedex, France. Upon increasing the relative velocity V, we are led to expect three regimes: 1) At very low V, the friction between grafted chains from opposite sides is similar to the friction between long star molecules. 2) In a certain interval, V1 < V < VC, the grafted chains are partly elongated, but the two sides remain mutually entangled. The shear stress is a decreasing function of V. 3) At V > VC, the two sides are decoupled, and we are left with a friction between mobile chains and grafted chains, discussed in a preceding work. I. INTRODUCTION. — Des expériences
LE ROY, A. RAHHAOUI et R. GUERIN, J. Mol. Structure, 174, 1988, p. 95-100. Laboratoire d'Optique Moléculaire, Faculté des Sciences, 40, avenue du Recteur-Pineau, 86022 Poitiers Cedex, France; R. G. : Laboratoire de Physique et Mathématiques, Faculté de Médecine et de Pharmacie, 34, rue du Jardin-des-Plantes, 86005 Poitiers Cedex, France. Upon increasing the relative velocity V, we are led to expect three regimes: 1) At very low V, the friction between grafted chains from opposite sides is similar to the friction between long star molecules. 2) In a certain interval, V1 < V < VC, the grafted chains are partly elongated, but the two sides remain mutually entangled. The shear stress is a decreasing function of V. 3) At V > VC, the two sides are decoupled, and we are left with a friction between mobile chains and grafted chains, discussed in a preceding work. I. INTRODUCTION. — Des expériences récentes de K. Migler, H. Hervet et L. Léger sur un polydiméthyl siloxane en contact avec une paroi bien contrôlée [1] ont montré une transition abrupte en cisaillement simple entre un état de faible contrainte sans glissements et un état de plus forte contrainte avec glissement. Nous avons construit parallèlement un modèle théorique ([2]-[3]) dans lequel on suppose que quelques chaînes de PDMS sont attachées sur les défauts de la surface, et s'y comportent comme des greffons isolés (ce que l'un de nous a désigné comme le régime « champignon » [4]). La transition de Migler et al. est alors perçue comme une transition pelote/chaîne étirée ([3], [5]) des greffons. Dans une deuxième étape, nous avons considéré le cas d'une surface greffée glissant sur un caoutchouc; ici encore on attend un régime de très basse vitesse (à fort coefficient de friction), et un régime plus rapide, où la force de friction par chaîne se calcule pratiquement à une valeur constante [7]. Le but de la présente Note est d'étendre ces idées au domaine de la nanorhéologie, c'est-à-dire à deux plaques solides séparées par un intervalle h, petit par rapport à la taille spontanée R0 = Z1/2 a des greffons (Z
un modèle théorique ([2]-[3]) dans lequel on suppose que quelques chaînes de PDMS sont attachées sur les défauts de la surface, et s'y comportent comme des greffons isolés (ce que l'un de nous a désigné comme le régime « champignon » [4]). La transition de Migler et al. est alors perçue comme une transition pelote/chaîne étirée ([3], [5]) des greffons. Dans une deuxième étape, nous avons considéré le cas d'une surface greffée glissant sur un caoutchouc; ici encore on attend un régime de très basse vitesse (à fort coefficient de friction), et un régime plus rapide, où la force de friction par chaîne se calcule pratiquement à une valeur constante [7]. Le but de la présente Note est d'étendre ces idées au domaine de la nanorhéologie, c'est-à-dire à deux plaques solides séparées par un intervalle h, petit par rapport à la taille spontanée R0 = Z1/2 a des greffons (Z est le nombre de monomères par greffon, a la taille d'un monomère). (Les chaînes mobiles ont, elles, N monomères et nous supposons N, Z.) Toutes les chaînes sont supposées très enchevêtrées (Z >> N, distance entre enchevêtrements). Le fait nouveau est que les chaînes (Z) d'une plaque ne frottent plus seulement sur les chaînes libres (N), mais aussi sur les greffons issus de l'autre plaque. Ceux-ci, étant attachés, ne peuvent pas s'échapper par reptation, et ont une friction bien plus forte du type « étoiles » ([8]-[10]) : la friction Z/Z domine sur la friction Z/N tant que les greffons des deux faces se rencontrent : ce que nous appelons les régimes couplés. Notre discussion repose fortement sur les idées des références [3] et [7], et est limitée, comme celles-ci, à un niveau de lois d'échelles. II. RÉGIME LINÉAIRE. — A très faible vitesse, chaque greffon d'une face défile (à la vitesse V) dans un « gel » formé par les greffons de l'autre face. La concentration du gel est : où Z est le nombre de monomères par greffon, a3 le volume d'un monomère, et v le nombre de greffons par centimètre carré sur chaque face. Si Ne est
seulement sur les chaînes libres (N), mais aussi sur les greffons issus de l'autre plaque. Ceux-ci, étant attachés, ne peuvent pas s'échapper par reptation, et ont une friction bien plus forte du type « étoiles » ([8]-[10]) : la friction Z/Z domine sur la friction Z/N tant que les greffons des deux faces se rencontrent : ce que nous appelons les régimes couplés. Notre discussion repose fortement sur les idées des références [3] et [7], et est limitée, comme celles-ci, à un niveau de lois d'échelles. II. RÉGIME LINÉAIRE. — A très faible vitesse, chaque greffon d'une face défile (à la vitesse V) dans un « gel » formé par les greffons de l'autre face. La concentration du gel est : où Z est le nombre de monomères par greffon, a3 le volume d'un monomère, et v le nombre de greffons par centimètre carré sur chaque face. Si Ne est la distance d'enchevêtrement naturelle du polymère fondu, la distance correspondante pour le gel est Ne(0) = Ne1/2. La maille du gel, à vitesse nulle, est D(V = 0) = (NÉ(0))1/2. L'analyse de la référence [6] donne alors la force éprouvée par un greffon (ou la contrainte de cisaillement = v f) : où T (Z) est le temps de relaxation d'étoile associée à Z : (3) ~(Z) = Z2T1 exp (1/2 Z/Ne(0)) (Tx étant un temps microscopique, et Îl 15/8). Ce régime linéaire doit subsister jusqu'à une vitesse : III. RÉGIME DE GEL SELF CONSISTANT. — Aux vitesses V > Vl, nous savons par la référence [7] que chaque greffon se décompose en : a) une tête étirée; b) un « plumet » de k monomères en queue, qui, lui, est peu étiré. La tête est soumise à une tension k T/D (V). ~(V) est la maille du gel, déterminée de façon self consistante. Nous supposons D (V) < h. Dans ce cas, seul le plumet contribue à la densité du gel : (4) 0-0 = 0 - k/Z. La longueur k (V) est déterminée comme dans la référence [7], en écrivant que la fréquence de défilement V/D est égale
f) : où T (Z) est le temps de relaxation d'étoile associée à Z : (3) ~(Z) = Z2T1 exp (1/2 Z/Ne(0)) (Tx étant un temps microscopique, et Îl 15/8). Ce régime linéaire doit subsister jusqu'à une vitesse : III. RÉGIME DE GEL SELF CONSISTANT. — Aux vitesses V > Vl, nous savons par la référence [7] que chaque greffon se décompose en : a) une tête étirée; b) un « plumet » de k monomères en queue, qui, lui, est peu étiré. La tête est soumise à une tension k T/D (V). ~(V) est la maille du gel, déterminée de façon self consistante. Nous supposons D (V) < h. Dans ce cas, seul le plumet contribue à la densité du gel : (4) 0-0 = 0 - k/Z. La longueur k (V) est déterminée comme dans la référence [7], en écrivant que la fréquence de défilement V/D est égale à la fréquence de relaxation du bras k : En vitesses croissantes, k (V) diminue et D (V) croît. IV. TRANSITION VERS UN ÉTAT PLUS ÉTIRÉ. — Comment se termine le régime de gel aux vitesses élevées? On peut envisager deux scénarios : 1) découplage des deux faces. Lorsque la taille naturelle du plumet (soit k1/2 a) devient plus petite que h/2, les deux greffons issus des deux côtés ne se rencontrent plus. Ceci arriverait à une vitesse V2 telle que k~(h/a)2, soit : 2) déformation des greffons par l'écoulement fluide. Dans les références ([3]-[5]), nous avons vu qu'un greffon unique, entraîné par un fondu de vitesse V, subit une forte friction. Il en est de même ici : non seulement le plumet, mais aussi la partie « tête » du greffon sont enchevêtrés avec les chaînes (N) puisque (V)>N1/2. Fig. 1 Fig. 2 Fig. 1. — Un polymère fondu cisaillé entre deux polymères greffés. Fig. 1. — A polymer melt sheared between two grafted plates. Fig. 2. Relation force-vitesse pour une chaîne greffée. Partie OA = équation (2). Partie AB = équations (5), (6). Fig. 2. — Force versus velocity for one grafted chain. The part OA corresponds to
taille naturelle du plumet (soit k1/2 a) devient plus petite que h/2, les deux greffons issus des deux côtés ne se rencontrent plus. Ceci arriverait à une vitesse V2 telle que k~(h/a)2, soit : 2) déformation des greffons par l'écoulement fluide. Dans les références ([3]-[5]), nous avons vu qu'un greffon unique, entraîné par un fondu de vitesse V, subit une forte friction. Il en est de même ici : non seulement le plumet, mais aussi la partie « tête » du greffon sont enchevêtrés avec les chaînes (N) puisque (V)>N1/2. Fig. 1 Fig. 2 Fig. 1. — Un polymère fondu cisaillé entre deux polymères greffés. Fig. 1. — A polymer melt sheared between two grafted plates. Fig. 2. Relation force-vitesse pour une chaîne greffée. Partie OA = équation (2). Partie AB = équations (5), (6). Fig. 2. — Force versus velocity for one grafted chain. The part OA corresponds to equation (2). The part AB to equations (5), (6). eN*(V) Le nombre de sites d'enchevêtrement occupé par une chaîne est qlNe, le nombre de chaînes participant à la dissipation est : La dissipation s'écrit comme dans la référence [2] : chacune ayant une vitesse de tube VN/Ne et une friction de tube CN. D'où : Il s'avère que, dans le domaine intéressant, k est peu inférieur à Z, et le terme du plumet (h/a) domine. On attend un changement de régime quand la force f due aux chaînes mobiles devient supérieure à la force kT/D(V) due au gel self consistant. D'où une équation pour la vitesse de transition : En pratique, si k(Vc) est voisin de Z, D(Vc) D(0), et : Avec nos hypothèses (N>Z>Ne), Vc est très inférieur à W2. Donc c'est le deuxième scénario qui l'emporte. V. DISCUSSION. 1) Au-delà de la vitesse Vc, on retourne au problème de la référence [3], sauf pour un point : la vitesse V* à laquelle les distorsions fortes s'établissent doit être recalculée en tenant compte de ce que les chaînes N sont confinées [6]. Le résultat est : Si V* > Vc, on a une montée progressive de la force f(V),
de tube CN. D'où : Il s'avère que, dans le domaine intéressant, k est peu inférieur à Z, et le terme du plumet (h/a) domine. On attend un changement de régime quand la force f due aux chaînes mobiles devient supérieure à la force kT/D(V) due au gel self consistant. D'où une équation pour la vitesse de transition : En pratique, si k(Vc) est voisin de Z, D(Vc) D(0), et : Avec nos hypothèses (N>Z>Ne), Vc est très inférieur à W2. Donc c'est le deuxième scénario qui l'emporte. V. DISCUSSION. 1) Au-delà de la vitesse Vc, on retourne au problème de la référence [3], sauf pour un point : la vitesse V* à laquelle les distorsions fortes s'établissent doit être recalculée en tenant compte de ce que les chaînes N sont confinées [6]. Le résultat est : Si V* > Vc, on a une montée progressive de la force f(V), jusqu'à atteindre (pour V = V*) la force plateau f* = kT/(Ne a). Si V* < Vc, on attend un saut presque abrupt de force à la vitesse Vc, pour rejoindre l'état étiré et la force f*. 2) L'aspect de l'ensemble de la courbe force/vitesse (ou contrainte/vitesse — la contrainte de cisaillement étant cr = v f), est représenté sur la figure 2. Dans le régime gel self consistant, f(V) décroît : si l'on travaille à imposé, cette branche est instable, et l'on transitera directement de A en C. 3) Globalement, la discussion reste complexe, vu le nombre de paramètres de contrôle (Z, N, Ne, h, V). Nous n'avons isolé que quelques situations qui paraissent réalisables (Z>N, VRQ~1). Mais l'expérience demandera des surfaces très contrôlées, pour éviter que certaines molécules du fondu ne s'attachent en surface comme c'est souvent le cas avec des surfaces non traitées [1]. Note remise le 7 décembre 1992, acceptée le 23 décembre 1992. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] K. MIGLER, H. HERVET et L. LÉGER (à paraître). [2] F. BROCHARD-WYART, P.-G. de GENNES et P. PINCUS, C. R. Acad. Sci. Paris, 314, série II, 1992, p. 873. [3] F. BROCHARD-WYART et P.-G. de GENNES, Langmuir, numéro spécial