jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
cas de fonctionnement Fig.2 possibles du convertisseur peuvent se ramener à trois cas fondamentaux qui, par dégénérescence, donnent naissance à six autres cas. A chaque point du plan complexe, c'est-à-dire à chaque valeur de Eb, correspond un cas de fonctionnement et un seul. On va donc diviser le plan complexe en neuf zones correspondant chacune à un cas de fonctionnement particulier. Zone I : La diode D2, initialement conductrice, cesse de conduire à l'instant tdi et se réamorce à tdi. Pour un couple de valeurs de cÙ tdi et co td2 nous devons déterminer sept constantes d'intégration. Nous traduissons la continuité du courant onduleur aux instants tdl et td2 (deux relations complexes), le fait que le régime permanent est atteint c'est-à-dire i (TT/3) = i (0) e°*/3) (une relation complexe), le réamorçage spontané de la diode D2 à l'instant td2 (une relation). Après résolution des sept équations, nous parvenons aux équations de la zone paramétrée 1 représentée sur l'abaque de la figure 3 : Zone II : D5 cesse de conduire à l'instant Idl et D2 s'amorce à td2' Fig.3 Les équations de la zone II sont les suivantes : Zone III : La diode D2 commute à l'instant tdi avec D5 qui cesse de conduire à l'instant tdl. Les équations de cette zone sont les suivantes : Par dégénérescence de ces trois cas, on obtient les six zones suivantes : Zone IV : Elle est caractérisée par une simple annulation à l'instant td du courant de la diode D2 initialement conductrice. Zone V : Le fonctionnement est identique au précédent mais concerne la diode D5. Zone VI : Elle correspond à une commutation de D5 sur D2 à l'instant td. Zone VII : Commutation de D2 sur D5 à l'instant td. Zone VIII : Conduction continue, sur l'intervalle considéré, de la diode D2. Zone IX : Conduction continue de la diode D5. Les zones II, V et VI correspondent à un fonctionnement en redresseur du convertisseur, les zones III, IV et VII à un fonctionnement en onduleur. La frontière entre ces deux fonctionnements traverse les zones I, VIII et
avec D5 qui cesse de conduire à l'instant tdl. Les équations de cette zone sont les suivantes : Par dégénérescence de ces trois cas, on obtient les six zones suivantes : Zone IV : Elle est caractérisée par une simple annulation à l'instant td du courant de la diode D2 initialement conductrice. Zone V : Le fonctionnement est identique au précédent mais concerne la diode D5. Zone VI : Elle correspond à une commutation de D5 sur D2 à l'instant td. Zone VII : Commutation de D2 sur D5 à l'instant td. Zone VIII : Conduction continue, sur l'intervalle considéré, de la diode D2. Zone IX : Conduction continue de la diode D5. Les zones II, V et VI correspondent à un fonctionnement en redresseur du convertisseur, les zones III, IV et VII à un fonctionnement en onduleur. La frontière entre ces deux fonctionnements traverse les zones I, VIII et IX. Les zones II, V, VI et IX correspondent à un fonctionnement où la commutation naturelle est possible, les zones I, III, IV, VII et VIII nécessitent une commutation forcée. (*) Séance du 4 février 1974. (1) JARDAN, DEWAN et SLEMON, General Analysis of Three-Phase inverters (/. E. E. E. Transactions on Industry and General Applications, vol. IGA-5, n° 6, novembre-décembre 1969, p. 672-679). (2) JARDAN, Modes of operation of three-phase inverters (Ibid., p. 680-685). Laboratoire d'Électrotechnique et d'Électronique industrielle, E. N. S. E. E. I. H. T., 2, rue Camichel, 31071 Toulouse-Cedex. PHYSIQUE MOLÉCULAIRE. Détermination des constantes de désexcitation des molécules de gaz chlorhydrique, vibrationnellement excitées, au cours de collisions avec l'hydrogène moléculaire. Note (*) de Mme Françoise Ménard-Bourcin et M. Joseph Ménard, présentée par M. Alfred Kastler. L'emploi d'un laser chimique impulsionnel comme source de rayonnement permet de suivre l'évolution de la population des molécules synthétisées sur des niveaux vibrationnels excités et d'en déduire les vitesses de désexcitation de ces molécules. Dans cette Note, nous reportons les résultats obtenus en appliquant cette méthode d'analyse à la relaxation du gaz chlorhydrique produit par réaction de l'hydrogène sur le chlore. Le principe de la méthode d'analyse, qui permet de suivre
Transactions on Industry and General Applications, vol. IGA-5, n° 6, novembre-décembre 1969, p. 672-679). (2) JARDAN, Modes of operation of three-phase inverters (Ibid., p. 680-685). Laboratoire d'Électrotechnique et d'Électronique industrielle, E. N. S. E. E. I. H. T., 2, rue Camichel, 31071 Toulouse-Cedex. PHYSIQUE MOLÉCULAIRE. Détermination des constantes de désexcitation des molécules de gaz chlorhydrique, vibrationnellement excitées, au cours de collisions avec l'hydrogène moléculaire. Note (*) de Mme Françoise Ménard-Bourcin et M. Joseph Ménard, présentée par M. Alfred Kastler. L'emploi d'un laser chimique impulsionnel comme source de rayonnement permet de suivre l'évolution de la population des molécules synthétisées sur des niveaux vibrationnels excités et d'en déduire les vitesses de désexcitation de ces molécules. Dans cette Note, nous reportons les résultats obtenus en appliquant cette méthode d'analyse à la relaxation du gaz chlorhydrique produit par réaction de l'hydrogène sur le chlore. Le principe de la méthode d'analyse, qui permet de suivre l'évolution de la population des molécules sur différents niveaux de vibration-rotation au cours d'une réaction chimique, a été décrit brièvement dans une Note précédente. Cette méthode nous a permis de déterminer la vitesse de formation des molécules de gaz chlorhydrique sur les différents niveaux vibrationnels de l'état électronique de base au cours des réactions chimiques de l'hydrogène sur le chlore ou sur le chlorure de nitrosyle. Les deux réactions étudiées étaient des réactions rapides et pour déterminer les constantes de vitesse, il nous a suffi de suivre la réaction, initiée par une décharge électrique très brève, pendant une dizaine de microsecondes. Pendant la période qui s'étend d'une dizaine de microsecondes à quelques millisecondes, un certain nombre de processus complexes, mettant notamment en jeu des atomes de chlore et des atomes d'hydrogène, se développent. Nous reviendrons sur cette phase intermédiaire dans une publication ultérieure. Si l'on choisit bien les conditions expérimentales, au bout de quelques millisecondes les décroissances des populations des niveaux vibrationnels excités du gaz chlorhydrique formé au cours de la réaction de l'hydrogène avec le chlore suivent des lois exponentielles. Si l'on a pris soin de provoquer la réaction dans une enceinte de diamètre suffisant, pour la pression choisie,
au cours des réactions chimiques de l'hydrogène sur le chlore ou sur le chlorure de nitrosyle. Les deux réactions étudiées étaient des réactions rapides et pour déterminer les constantes de vitesse, il nous a suffi de suivre la réaction, initiée par une décharge électrique très brève, pendant une dizaine de microsecondes. Pendant la période qui s'étend d'une dizaine de microsecondes à quelques millisecondes, un certain nombre de processus complexes, mettant notamment en jeu des atomes de chlore et des atomes d'hydrogène, se développent. Nous reviendrons sur cette phase intermédiaire dans une publication ultérieure. Si l'on choisit bien les conditions expérimentales, au bout de quelques millisecondes les décroissances des populations des niveaux vibrationnels excités du gaz chlorhydrique formé au cours de la réaction de l'hydrogène avec le chlore suivent des lois exponentielles. Si l'on a pris soin de provoquer la réaction dans une enceinte de diamètre suffisant, pour la pression choisie, pour que l'on n'ait pas à tenir compte du rôle des parois et si, par ailleurs, la proportion d'hydrogène est très supérieure à la proportion de chlore dans le mélange (environ deux ordres de grandeur), on peut considérer que la décroissance exponentielle des populations des niveaux vibrationnels excités de HCl de v = 1 à 4 est principalement due aux collisions entre les molécules de HCl excitées et les molécules d'hydrogène. Autrement dit, parmi les nombreux processus qui se développent dans l'enceinte réactionnelle, on a pu choisir des conditions expérimentales qui en rendent un très prépondérant. Le dispositif expérimental que nous avons utilisé pour déterminer le taux des molécules de gaz chlorhydrique désexcitées par unité de temps sur les différents niveaux vibrationnels excités a été décrit précédement. Le dispositif optique a été modifié de telle façon que le rayonnement du laser sonde, au lieu de traverser une seule fois l'enceinte pour être amplifié ou absorbé, la traverse deux fois, ce qui a pour effet d'augmenter la sensibilité. Le laser sonde est un laser chimique fonctionnant grâce à la réaction de l'hydrogène sur le chlorure de nitrosyle, décrit dans une Note précédente. Le rapport de l'intensité transmise It à l'intensité incidente
de v = 1 à 4 est principalement due aux collisions entre les molécules de HCl excitées et les molécules d'hydrogène. Autrement dit, parmi les nombreux processus qui se développent dans l'enceinte réactionnelle, on a pu choisir des conditions expérimentales qui en rendent un très prépondérant. Le dispositif expérimental que nous avons utilisé pour déterminer le taux des molécules de gaz chlorhydrique désexcitées par unité de temps sur les différents niveaux vibrationnels excités a été décrit précédement. Le dispositif optique a été modifié de telle façon que le rayonnement du laser sonde, au lieu de traverser une seule fois l'enceinte pour être amplifié ou absorbé, la traverse deux fois, ce qui a pour effet d'augmenter la sensibilité. Le laser sonde est un laser chimique fonctionnant grâce à la réaction de l'hydrogène sur le chlorure de nitrosyle, décrit dans une Note précédente. Le rapport de l'intensité transmise It à l'intensité incidente I0, It/I0 = a /, où 1 est la longueur de la cuve et (J. le coefficient d'amplification, a été mesuré pour 16 raies de vibration-rotation : P7 à P6 de la transition vibrationnelle (1 0), P4 à P8 (2 -&gt; 1), P4 à P8 (3 -&gt; 2), P6 à P8 (4 -&gt; 3). Ces mesures ont été effectuées pour des intervalles de temps allant jusqu'à 10 ms, avec deux enceintes réactionnelles différentes, l'une de 25 mm de diamètre identique à celle utilisée pour déterminer les constantes de vitesse de formation des molécules de gaz chlorhydrique sur les différents niveaux vibrationnels, l'autre d'un diamètre de 100 mm afin de rendre négligeable la désexcitation aux parois. Nous avons reporté à titre d'exemple sur la figure 1 les valeurs de It/I0 mesurées pour les raies P4 à P8 de la transition vibrationnelle (2 -&gt; 1) du gaz chlorhydrique, avec l'enceinte de gros diamètre : 100 mm. La réaction chimique est initiée pour des impulsions électriques de 2,048 J dans un mélange constitué par 0,02 Torr de chlore et de 2,18 Torr d'hydrogène, c'est-à-dire contenant un très gros excès d'hydrogène (environ 100 fois plus). Les courbes d'évolution des populations des niveaux vibrationnels v
P8 (4 -&gt; 3). Ces mesures ont été effectuées pour des intervalles de temps allant jusqu'à 10 ms, avec deux enceintes réactionnelles différentes, l'une de 25 mm de diamètre identique à celle utilisée pour déterminer les constantes de vitesse de formation des molécules de gaz chlorhydrique sur les différents niveaux vibrationnels, l'autre d'un diamètre de 100 mm afin de rendre négligeable la désexcitation aux parois. Nous avons reporté à titre d'exemple sur la figure 1 les valeurs de It/I0 mesurées pour les raies P4 à P8 de la transition vibrationnelle (2 -&gt; 1) du gaz chlorhydrique, avec l'enceinte de gros diamètre : 100 mm. La réaction chimique est initiée pour des impulsions électriques de 2,048 J dans un mélange constitué par 0,02 Torr de chlore et de 2,18 Torr d'hydrogène, c'est-à-dire contenant un très gros excès d'hydrogène (environ 100 fois plus). Les courbes d'évolution des populations des niveaux vibrationnels v = 0 à 4 déduites des courbes d'amplification des raies de vibration-rotation mesurées sont reproduites en coordonnées semi-logarithmiques sur la figure 2. On peut remarquer qu'au bout de temps supérieur à 6 ms, ces courbes sont des droites, la décroissance des niveaux excités se Fig-12 rapproche d'une décroissance exponentielle. Le taux de molécules sur le niveau v, désexcitées par unité de temps est Si l'on tient compte de la pression du mélange, on obtient Le mélange contient un très gros excès d'hydrogène. Les constantes de désexcitation des molécules de gaz chlorhydrique ainsi déterminées peuvent être considérées comme correspondant essentiellement aux chocs entre les molécules de gaz chlorhydrique excitées et les molécules d'hydrogène. La constante de désexcitation du premier niveau vibrationnel excité du gaz chlorhydrique au cours des chocs avec l'hydrogène obtenue par H. L. Chen et C. Bradley Moore est On constate que cette valeur est en bon accord avec la valeur que nous avons déterminée pour cette même constante. Nous n'avons pas pu reporter ici tous les résultats des mesures qui ont été effectuées. Signalons qu'avec l'enceinte de petit diamètre il est plus difficile de déterminer les constantes de désexcitation parce que les parois semblent jouer un rôle non
taux de molécules sur le niveau v, désexcitées par unité de temps est Si l'on tient compte de la pression du mélange, on obtient Le mélange contient un très gros excès d'hydrogène. Les constantes de désexcitation des molécules de gaz chlorhydrique ainsi déterminées peuvent être considérées comme correspondant essentiellement aux chocs entre les molécules de gaz chlorhydrique excitées et les molécules d'hydrogène. La constante de désexcitation du premier niveau vibrationnel excité du gaz chlorhydrique au cours des chocs avec l'hydrogène obtenue par H. L. Chen et C. Bradley Moore est On constate que cette valeur est en bon accord avec la valeur que nous avons déterminée pour cette même constante. Nous n'avons pas pu reporter ici tous les résultats des mesures qui ont été effectuées. Signalons qu'avec l'enceinte de petit diamètre il est plus difficile de déterminer les constantes de désexcitation parce que les parois semblent jouer un rôle non négligeable et que la décharge décompose davantage d'hydrogène, la réaction chimique se poursuit et son effet sur l'évolution des populations ne peut être négligé. (Les premières déterminations effectuées avec cette enceinte avaient donné des valeurs de constantes légèrement supérieures à celles que nous venons d'indiquer.) Séance du 4 février 1974. (1) F. MÉNARD-BOURCIN, J. MÉNARD et L. HENRY, Comptes rendus, 274, série B, 1972, p. 241. (2) F. MÉNARD-BOURCIN, J. MÉNARD et L. HENRY, Comptes rendus, 274, série B, 1972, p. 134. (3) A. HENRY, F. BOURCIN, J. ARDITI, R. CHARNEAU et J. MÉNARD, Comptes rendus, 267, série B, 1968, p. 616. (4) H. L. CHEN et C. BRADLEY MOORE, J. Chem. Phys., 54, 1971, p. 4080. (5) F. MÉNARD-BOURCIN, Thèse, Université de Paris VI, 1973. Laboratoire de Spectrométrie moléculaire C. N. R. S., Université de Paris VI, 4, place Jussieu, 75005 Paris. Alain Alix, Achim Müller et Lucien Bernard, présentée par M. Alfred Kastler. Dans ce travail, les auteurs donnent les diverses contributions E_i/c_j des coordonnées de symétrie S_i aux modes normaux de vibration Q_k dans l'expression de l'énergie totale E = T + V. Les propriétés des E_i^10 sont discutées en détail, ainsi que les différentes relations avec
(1) F. MÉNARD-BOURCIN, J. MÉNARD et L. HENRY, Comptes rendus, 274, série B, 1972, p. 241. (2) F. MÉNARD-BOURCIN, J. MÉNARD et L. HENRY, Comptes rendus, 274, série B, 1972, p. 134. (3) A. HENRY, F. BOURCIN, J. ARDITI, R. CHARNEAU et J. MÉNARD, Comptes rendus, 267, série B, 1968, p. 616. (4) H. L. CHEN et C. BRADLEY MOORE, J. Chem. Phys., 54, 1971, p. 4080. (5) F. MÉNARD-BOURCIN, Thèse, Université de Paris VI, 1973. Laboratoire de Spectrométrie moléculaire C. N. R. S., Université de Paris VI, 4, place Jussieu, 75005 Paris. Alain Alix, Achim Müller et Lucien Bernard, présentée par M. Alfred Kastler. Dans ce travail, les auteurs donnent les diverses contributions E_i/c_j des coordonnées de symétrie S_i aux modes normaux de vibration Q_k dans l'expression de l'énergie totale E = T + V. Les propriétés des E_i^10 sont discutées en détail, ainsi que les différentes relations avec les distributions des énergies cinétique et potentielle. INTRODUCTION. La définition des distributions des énergies potentielle (P. E. D.) et cinétique (K. E. D.) a pris une importance considérable ces dernières années par son utilisation systématique dans les problèmes d'attribution des fréquences de vibration. Différentes expressions ont été proposées et discutées en détail [1], [2], [3]. Une définition approchée des distributions de l'énergie totale (T. E. D.) a été donnée récemment [4], dans le cas où les couplages dynamiques et cinétiques sont négligés. Dans ce travail, l'expression exacte des distributions de l'énergie totale E est obtenue dans le cas le plus général, de couplages quelconques. DÉFINITION DES DISTRIBUTIONS DE L'ÉNERGIE TOTALE. Dans la théorie des vibrations moléculaires, les expressions des énergies cinétiques T_k et potentielles V_k, relatives à un mode normal Q_k sont données par 1° Contributions des constantes de force F_0 et de l'énergie cinétique G_fj. L'expression de l'énergie totale E_k est obtenue en faisant la moyenne sur le temps t de la somme des énergies T_k et V_k. Soit avec Q_k = Q_0 cos (A_k t/2 + e_k), où A_k = 4 n^2 C^2 v^2 et e_k un angle de phase, on obtient Les distributions normalisées E^G-I^ de l'énergie
en détail [1], [2], [3]. Une définition approchée des distributions de l'énergie totale (T. E. D.) a été donnée récemment [4], dans le cas où les couplages dynamiques et cinétiques sont négligés. Dans ce travail, l'expression exacte des distributions de l'énergie totale E est obtenue dans le cas le plus général, de couplages quelconques. DÉFINITION DES DISTRIBUTIONS DE L'ÉNERGIE TOTALE. Dans la théorie des vibrations moléculaires, les expressions des énergies cinétiques T_k et potentielles V_k, relatives à un mode normal Q_k sont données par 1° Contributions des constantes de force F_0 et de l'énergie cinétique G_fj. L'expression de l'énergie totale E_k est obtenue en faisant la moyenne sur le temps t de la somme des énergies T_k et V_k. Soit avec Q_k = Q_0 cos (A_k t/2 + e_k), où A_k = 4 n^2 C^2 v^2 et e_k un angle de phase, on obtient Les distributions normalisées E^G-I^ de l'énergie totale parmi les constantes de force F_ij sont données par où F_ij et T_g_i sont les distributions normalisées des énergies potentielle et cinétique parmi les constantes F_ij et G_1. 2° Contributions des compliances C_ij et des constantes G_ij. De la même façon, en utilisant l'expression des forces de rappel générales f = -A Q, on obtient Les distributions normalisées E(C, G)_i_j de l'énergie totale parmi les compliances C_yj (C = F^-1), sont données par 3° Contributions des coordonnées de symétrie S_i. Les distributions normalisées E_i(c)_j de l'énergie totale parmi les coordonnées de symétrie S_j sont définies par où V_j(fc) et T_j(fc) sont les distributions de l'énergie potentielle et cinétique parmi les coordonnées de symétrie S_j. On obtient finalement On s'aperçoit ainsi que les distributions des énergies potentielle V, cinétique T, et totale E = V+T sont identiques, en termes de contributions des coordonnées de symétrie S_i aux modes normaux de vibration Q_j. Avec la notation : M_ij (k) = Life (L-l)_ki, les différentes propriétés des distributions de l'énergie totale, sont données par celles de la matrice M d'éléments M_ij, qui ont été discutées en détail dans des travaux précédents [définitions : (1) à (3); symétrie dans le cas d'ordre 2
f = -A Q, on obtient Les distributions normalisées E(C, G)_i_j de l'énergie totale parmi les compliances C_yj (C = F^-1), sont données par 3° Contributions des coordonnées de symétrie S_i. Les distributions normalisées E_i(c)_j de l'énergie totale parmi les coordonnées de symétrie S_j sont définies par où V_j(fc) et T_j(fc) sont les distributions de l'énergie potentielle et cinétique parmi les coordonnées de symétrie S_j. On obtient finalement On s'aperçoit ainsi que les distributions des énergies potentielle V, cinétique T, et totale E = V+T sont identiques, en termes de contributions des coordonnées de symétrie S_i aux modes normaux de vibration Q_j. Avec la notation : M_ij (k) = Life (L-l)_ki, les différentes propriétés des distributions de l'énergie totale, sont données par celles de la matrice M d'éléments M_ij, qui ont été discutées en détail dans des travaux précédents [définitions : (1) à (3); symétrie dans le cas d'ordre 2 : (4) à (6), (8); relations de normalisation : (4) à (6), (8); expressions pour différents modèles cinématiques de champs de forces : (1), (2), (6), (8); relations avec la notion de fréquence caractéristique ou de force générale caractéristique : (5) à (3)]. Dans le cas de faibles couplages dynamiques et cinétiques, on obtient avec F G^-1 0 F_ij = G_1 f_j = 0 Pour i != j d'où l'approximation suivante, des distributions normalisées : On retrouve ainsi l'approximation de Rytter [4] qui présente deux inconvénients majeurs : non symétrie dans le cas d'ordre 2; non respect de la condition de normalisation E[fc)_j = 1. Les définitions précédentes peuvent être étendues à n'importe quel système de coordonnées, en particulier le système de coordonnées internes de valence R (S = U. R). Le tableau suivant donne l'exemple de calcul des différentes distributions énergétiques dans le cas de l'ozone O_3, qui présente un fort couplage cinématique. [Le champ de forces a été calculé à partir du modèle pour molécules très fortement couplées (5), (8)] qui redonne comme valeur calculée de la constante de couplage de Coriolis ~3 = 0,60, c'est-à-dire la valeur expérimentale [6]. TABLEAU Distribution des énergies potentielle, cinétique et totale
et cinétiques, on obtient avec F G^-1 0 F_ij = G_1 f_j = 0 Pour i != j d'où l'approximation suivante, des distributions normalisées : On retrouve ainsi l'approximation de Rytter [4] qui présente deux inconvénients majeurs : non symétrie dans le cas d'ordre 2; non respect de la condition de normalisation E[fc)_j = 1. Les définitions précédentes peuvent être étendues à n'importe quel système de coordonnées, en particulier le système de coordonnées internes de valence R (S = U. R). Le tableau suivant donne l'exemple de calcul des différentes distributions énergétiques dans le cas de l'ozone O_3, qui présente un fort couplage cinématique. [Le champ de forces a été calculé à partir du modèle pour molécules très fortement couplées (5), (8)] qui redonne comme valeur calculée de la constante de couplage de Coriolis ~3 = 0,60, c'est-à-dire la valeur expérimentale [6]. TABLEAU Distribution des énergies potentielle, cinétique et totale pour la molécule O_3 Fréquences harmoniques (9) Constantes de forces (2) Matrice L (S=L.Q) coi = 1128,0 cm^-1 Fn = 7,694 Lu = 0,306 02 = 715,5 » F12 = 0,574 L21 = -0,332 03 = 1092,7 » F22 = 1,296 L12 = 0,051 L22 = 0,442 COi co2 Vf_j (%) exacte appr. exacte appr. Fii (%) exacte appr. exacte appr. F11 96,5 83,5 6,9 7,6 F12 -7,8 4,4 F21 -7,8 5,4 F22 19,1 16,5 84,3 92,4 COi 002 T (k) TQ 1 (%) exacte appr. exacte appr. (}l_ij 122,9 73,0 3,5 4,2 G -34,3 7,7 G^1 -34,3 7,7 G22 45,5 27,0 81,0 95,8 001 002 Ni 0)2 V_qj (%) exacte appr. exacte appr. Cii. 84,3 92,4 19,1 16,5 C12. 4,4 -7,8 C21. 4,4 -7,8 C22. 6,9 7,6 96,5 83,5 001 C02 G,j (%) exacte appr. exacte appr. 1"G)j (%) exacte appr. exacte appr. Gn. 81,0 95,8 45,5 27,0 Gi2. 7,7 -34,3 G21. 7,7 -34,3 G22. 3,5 4,2 122,5 73,0 E £ act(%) (01 002 E,E'~ Si. 88,7 11,3 100 S2 11,3 88,7 100 E, E' 100,0 100,0 E<4,r(%) coi 002 1:, E( k) Si" 77,3 5,9 83,2 82. 22,7 94,1 116,8 Z, E~ 100,0 100,0 (*) Séance du 2