ÉTUDE DE LA PROPAGATION DANS UNE TIGE CYLINDRIQUE DE MOUSSE DE POLYURÉTHANE ; MESURE DES COEFFICIENTS VISCOÉLASTIQUES DE LA MATRICE EN B.F.

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ÉTUDE DE LA PROPAGATION DANS UNE TIGE CYLINDRIQUE DE MOUSSE DE POLYURÉTHANE ;

MESURE DES COEFFICIENTS VISCOÉLASTIQUES DE LA MATRICE EN B.F.

G. Deprez, R. Hazebrouck, A. Sfaoui

To cite this version:

G. Deprez, R. Hazebrouck, A. Sfaoui. ÉTUDE DE LA PROPAGATION DANS UNE TIGE CYLIN- DRIQUE DE MOUSSE DE POLYURÉTHANE ; MESURE DES COEFFICIENTS VISCOÉLAS- TIQUES DE LA MATRICE EN B.F.. Journal de Physique Colloques, 1990, 51 (C3), pp.C3-43-C3-52.

�10.1051/jphyscol:1990305�. �jpa-00230733�

COLLOQUE D E PHYSIQUE

Colloque C3, supplément au n017, T o m e 51, ler septembre 1990

ÉTUDE D E LA PROPAGATION DANS U N E T I G E CYLINDRIQUE D E MOUSSE D E P O L Y U R ~ T H A N E ; MESURE D E S COEFFICIENTS VISCOÉLASTIQUES D E L A MATRICE EN B.F.

G. D E P R E Z , R. H A Z E B R O U C K . e t A. SFAOUI

Laboratoire d'Acoustique, U.F.R. d e physique, P5, Université d e L i l l e 1, F-59655 Villeneuve d'Ascq Cedex, France

Résumé - Dans une expéri ence acoustique pub1 i ée antérieurement, nous avons montré qu'il était possible d'identifier les deux ondes de BIOT qui se propagent dans une sphère de mousse de polyuréthane. Nous présentons ici la méthode de mesure qui permet de déterminer les coefficients viscoélastiques de la matrice (module d'Young E et coefficient de Poisson V ) dont 1 a connaissance est un préalable à 1 'interprétation quantitative de l'étude acoustique. Afin de cerner les difficultés de la mesure, nous étudions d'abord 1 a propagation dans une tige hétérogène. L'application numérique permet de préciser l'effet de la dispersion du matériau comparée à la dispersion de propagation.

Abstract - In an experimental study described in an earlier paper, we have pointed out that it is possible to identify the two Biot's dilatational waves which are propagating through a sphere of polyurethan foam. Here, we present the measurement method that allows us to determine the viscoelastic coefficients of the matrix (Young's modulus E and Poisson's ratio v ) , the knowledge of which is a prerequisite to the quantitative interpretation of the acoustic study. With the aim of determining the difficulties of the measurement, we are primarily concerned with the propagation in an heterogeneous rod. Computation allows to specify the effect of the dispersion of the material related to the propagation dispersion.

1 - INTRODUCTION

Les matériaux diphasiques comme la laine de verre et la mousse de polyuréthane sont des ab- sorbants phoniques très utilisés. Du point de vue de la propagation acoustique, on peut con- sidérer que ces milieux de porosité importante (p >0.9) sont pour 1 'essentiel un fluide dans lequel apparai t une dissipation 1 iée au frottement visqueux sol ide/fl uide et une augmenta- tion de la masse volumique apparente due à l'effet d'entraînement de la matrice solide.

Intuitivement, on peut estimer que cette description convient pour la laine de verre dont la matrice élastique est rigide, et la remettre en question pour ?a mousse de polyuréthane dont la matrice viscoélastique est souple. La théorie phénoménologique de BIOT /1/ décrit correc- tement la propagation acoustique dans les milieux diphasiques les plus divers (sédiments, gels) /2/, i l est donc naturel de 1 'appliquer à 1 'étude des absorbants phoniques.

L'étude de la propagation acoustique a été décrite /3/. Nous présentons ici la méthode de mesure qui permet de déterminer les coefficients viscoélastiques de la matrice : module d'Young E'-iE" et coefficient de Poisson ^{V ,} dont la connaissance est un préalable à l'inter- prétation quantitative de 1 'étude acoustique /4/.

2

-

CARACTERISTIQUES GENERALES DES MOUSSES DE POLYURETHANE 2.1. Les conditions de fabrication.

La formation du solide est due à la copolymérisation de diisocyanate de toluène et de polyol (polyether ou polyester) ; en présence d'eau, l'isocyanate en excès donne un dégagement de gaz carbonique qui provoque la formation des cellules.Les propriétés mécaniques du polymère sont fortement dépendantes de la densité de réticulation que 1 'on caractérise par la masse moléculaire éciuivalente rapportée à un hydroxyle ; Me

-

^{103 à} 104 dans les mousses souples.

2.2. Comportement mécanique du polymère.

Le polyuréthane des mousses souples se comporte à la température ambiante comme un élastomè- re.En régime dynamique, i l présente un module complexe (Nt-iN") qui évolue rapidement dans la zone des fréquences intermédiaires du spectre audible, présentant alors un angle de perte maximum (Nn/N'

-

l).Nous avons constaté que les formules approchées proposées / 5 / ne rendent

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1990305

C3-44 COLLOQUE DE PHYSIQUE

pas compte du comportement du matériau étudié ; l'étude conjointe faite en mécanique et en acoustique doit permettre de préciser la loi de dispersion du module élastique.

2.3. Les paramètres structuraux.

- Morphologie cellulaire.

Au cours de la réaction, les bulles de gaz grossissent jusqu'à réaliser un empilement com- pact polyédrique; la forme observée est proche du dodécaèdre pentagonal, mais dans les mous- ses à cellules ouvertes bon nombre de parois sont percées, à la limite seules subsistent les arêtes du polyèdre.

- Description de 7a structure.

On mesure le diamètre moyen D, le nombre de cellules par unité de longueur, la porosité moy- enne p(=volume fluide/vol ume total) et la masse volumique moyenne pl ; une étude statistique de la répartition de D permet de caractériser l'anisotropie. Par exemple, une mousse de fai- ble densité présente pl = 30 kg/m3 alors que D E [0,25 ; 2,5 mm].

- Propriétés mécaniques.

Une contrainte uniaxiale appliquée à la mousse provoque une déformation des cellules qui, en première approximation, est due à la flexion des arêtes; moyennant certaines hypothèses sim- plificatrices, on calcule ^/6/ :

E = ^{Ep (P~/P,!*}

,

^{v =} 0,4 ;

p et pl sont respectivement les masses volumiques du polymère et de la mousse. E,

,

module dSyoung du polymère est fortement dépendant de Me, i l impose la loi de dispersion de E.

3 - EOUATIONS DE PROPAGATION DANS LE MILIEU DIPHASIOUE FLUIDE/SOLIDE /1/, /7/

3.1. Mise en équation.

Pour une onde harmonique (e- ), les potentiels de déplacement sont solution des équations

Les déplacements du solide et du fluide s'écrivent respectivement :

(4) N, P, Q, R ; P = A

+

^{2N, N =} E/2(l+v), sont des coefficients viscoélastiques.

(5) *P = p,

+

i b F(o)/u,

est un coefficient qui prend en compte l'entraînement d'une phase par l'autre sous l'effet des forces d'inertie et de friction oscillatoire,

(6) Pf , P s

,

^P = ( l - p ) P s , P 2 = P P f ^t

sont respeckivement les masses volumiques du fluide, du sol ide, de la matrice et du contenu fluide.

3.2. Les coefficients viscoélastiques.

On les calcule à partir des relations suivantes : (a) R = p2 D-1

,

(7) (b) Q = p (1 -6-KM/Ks)D"

,

Q < < R , P ,

(c) ^{P =} 4/3 N

+

^[(l - p)(l - p - KM/Ks) + p K,/K,]D-'

, (4

D = (1 - p)/~, - K,/K; + P/K,.

- La matrice de polyuréthane.

KM est déduit de la mesure de E et de N ; le module de compressibilité Ks du polyuréthane est connu.

- Le fluide contenu dans les pores.

La mesure de la résistivité au flux statique permet de calculer le module de compressibilité K et le coefficient de friction oscillatoire F dans 1 'hypothèse où les pores ont une forme simple (cylindrique) ; l'étude expérimentale faite en /4/ permet d'ajuster le coefficient d'entraînement massique p,.

3.3. Structure de 1 'onde.

L'onde de cisaillement, solution de (Z), vérifie l'équation de Helmholtz : (8)

A T +

k2,

< = a

^; F = ~ ? , S = * p / ( * p + p ~ )

,

kz =w2(pl +p26)/N, el 1 e se propage simultanément dans 1 es deux phases.

L'onde de dilatation, solution de (1) est obtenue par superposition de deux ondes découplées

.i+ /7/, solutions des équations de Helmholtz indépendantes

(9)

A*++kZ,Yy=o;

les constantes de proljagation

&

sont les racines complexes de l'équation bicarrée déduite de la condition de factorsation de (1) ; avec l'approximation Q2 << RP, i l vient :

On a posé : (11) (12)

kF2 = w2 p2/R pour le mode fluide découplé, ki2 = w2 pl/P pour le mode matrice découplé,

les matériaux étudiés sont souples, kF2 << ki2

,

pl >> p2

,

kF2/p2 5 ki2/pl

.

ce qui implique :

Les solutions s'écrivent respectivement pour le fluide et pour le solide :

- Approximation BF. En deça *de la fréquence critique définie par la résistivité au flux statique (b = pz a,), on a

1

^p/p2

1

^{>> 1 ;} on peut écrire les solutions de (10) :

et quelle que soit la fréquence r+ r- # - P/R.

- Pour 7es TBF : w << m, , *@/pz e i w,/w :

kl # i k:2 wC/w

,

~:+##P~(P+R)* # 0

,

l'onde

"+"

est diffusive ;

\

A priori les deux solutions interviennent dans l'écriture des ondes de dilatation dans les deux phases, leur ampl i tude respective dépend du problème traité.

4

-

VIBRATIONS LONGITUDINALES D'UNE BARRE CYLINDRIQUE DE MOUSSE : MESURE DU MODULE D'YOUNG 4.1. Position du problème.

Dans le cas d'un milieu homogène non dispersif, i l suffit de mesurer la vitesse limite du premier mode longitudinale cy =

a

pour obtenir E. Si le milieu est dispersif, i l faut mesurer c,!f) ; la formule précédente s'applique à condition que l'effet de dispersion du mode soit negligeable ou corrigé (correction de Rayleigh pour wa/c, 5 1). Ces considérations s'appliquent au cas de la tige de mousse placée dans le vide ; pour prendre en compte l'ef- fet du fluide nous avons écrit la solution de l'équation de propagation.

4.2. Propagation d'une onde harmonique dans une barre cylindrique infinie hétérogène (r=a)

- Ondes de dép7acement dans la matrice sol ide.

(19) Ü = v ~ + V X < .

Le potentiel scalaire est donné par (13) ; pour traiter le problème à symétrie axiale qui correspo~d aux conditions $'excitation, on écrit :

(20) ^{-r =} pl z

+

^V x p2 z

,

z : vecteur unitaire de l'axe.

Les sol utions recherchées correspondent aux fonctions

*+,

^{- p, , pz}

,

indépendantes 1 'angle e

ikzz i k , z

% = 9 J,,

(br

r) eikzz, pl = 7, J~ (ksr r) e

,

p2 = ms J~ (ks, r) e ^/ ik, (21) ~ p , , , + k: pl.2 = O , ~ . i * + k $ 4 = 0 ,

G = % - k :

,

k:?=k:-k:

,

^{k, =} w/c,.

C3-46 COLLOQUE DE PHYSIQUE

- Ondes de déplacement dans la phase fluide.

(22)

O

=

+ v

x 6-i

Le potentiel scalaire est donné par (13), le coefficient 6 par (8).

- Onde acoustique dans 7 'air extérieur.

L'onde qui se propage le long de la tige génère une onde cylindrique dans le fluide exté- rieur. Compte-tenu des conditions de rayonnement à l'infini, la pression acoustique pf et la composante radiale du déplacement s'écrivent :

pf ^{= a}

&

~ ~ ( 1 ) (k, r) elk,'

,

Ufr = - ^{ak, H,(~)} (k, r) elkzz , k:= kZ - k: ; k = u/cO

.

- Condit ions de continuité.

(a) a,, = - (1 - 6) pf l,=,

,

^{s =}

-

^{P pf Ir=, Y}

(23) (b) op, = 0 I r = ,

,

(cl P U , + (1 - 6 ) Ur =U,,I,=,.

Berryman a traité la propagation dans une tige de solide poreux saturé /8/ sans prendre en compte le miliek extérieur ; dans l'étude expérimentale nous mettons en évidence l'influence de l'air sur la constante de propagation kz mesurée, il nous paraît ndcessaire à priori de prendre en compte l'effet du fluide extérieur. Après avoir éliminé cr dans les relations (23) on obtient :

On a posé : X: = k: aZ

,

(i =

,

r, k, +r

,

s, sr, z) ; e(z) = 2 Jl(z)/zJo(z) ;

la recherche des zéros du déterminant permet d'obtenir la constante de propagation k, = w/c des modes longitudinaux, dans la mesure où les coefficients viscoélastiques du modele sont connus.

- Ca7cu7 approché de c,. L'effet de l'air extérieur est négligé ; on réécrit le déterminant des coefficients en introduisant comme variable c: :

(25)

d'aprés Gardner /9/, on introduit pour 0 les approximations suivantes :

c

: (

^{c - 2 C r -}

(

^{c - 2 c:)r+ - 4}

+

^-8,

CS

(c: -

) c:

e+ r+ - (c: - ci)e- r -

(z

^{- 2Ies = O}

- En TBF, compte-tenu des relations (17) et (18), i l vient :

ceci exprime que le fluide est entraîné dans le mouvement de la matrice.

- En BF et sous réserve que le rayon "a" soit choisi de telle façon que les approximations des fonctions 8 soient applicables, le calcul du déterminant conduit à la solution :

- le premier terme correspond à l'approximation de Rayleigh,

- le deuxième terme exprime l'effet d'un amortissement proportionnel à la fréquence.

En conclusion, 1 'effet mesurable en BF est la réduction de c: liée à la présence du fluide ;

l'amortissement dû au fluide est faible, négligeable devant celui du polymère.

La mesure des fréquences de résonances d'un échantill on cyl indrique de grand élancement doit nous permettre de mesurer E;l'application de la correction de Rayleigh convient pour x 2 1.

4.3. Calcul des courbes de dispersion c(f).

Les résultats présentés correspondent aux zéros du déterminant des coefficients définis dans les relations (24), calculés avec les données du modèle ( mousse n09) qui a fait 1 'objet de l'étude de la transmission acoustique /4/.

- Les paramétres du ca7cu7 :

air extérieur : c, = 342 m/s, p = 1,29 kg/m3

air intérieur : p = 0,95

,

^p2 = 1,23 kg/m3

,

^{p, =} 9 p,

b = 1,l 10' MKSA, modèle de pores cylindriques : f, = 15 200 Hz matrice : 4 = 59,5 kg/m3

,

u = 0,43, a = IOb2 m

E, -; 105 Pa, E,= 1,9 10' Pa, f, = 1/2 m ⁼ 1 2 0 0 Hz, C C = 1/7 E'et E" (f s f, ) sont calculés à partir d'un modèle à un temps de relaxation.

- Résultats du ca7cu7 :

Figure 1 - courbes c,(f) = c f - ic" : a- matrice non dispersive ; b- matrice seule, disper- sive, a = 1 cm -, a = 2 cm -- ; c- matrice seule, non dispersive.

C3-48 COLLOQUE DE PHYSIQUE

figure 1 - On constate que la correction de-Rayleigh est insuffisante pour f 5 1 kHz si a =

2 cm (figure 1.a). L'effet dispersif du matériau transparait dans le cas où a = 1 cm mais i l est complètement masqué dans le cas a = 2 cm (figure 1.c).

On vérifie que la présence d'air a peu d'effet sur c'(~, ; de même l'atténuation due à la présence d'air est très faible, elle croît linéairement avec la fréquence comme prévu par

(28) (figure 1.a).

C S imls)

100

\

^{1 1 .}

^-

^a sans air, avec dispersion

I

^{l I} . ^\'

^',\ . - ^- -

^b sans air, sans dispersion

-

^-

-

- ^c avec air, SEUIS

gure 2 - courbes de dispersion du 2ème mode longitudinal.

dispersion

La fréquence de coupure est définie par @ = c?/c: ; pour un mil ieu non dispersif, elle cor- respond à 1 780 Hz quand a = 1 cm (figure 2.b) ; avec a = 2 cm, elle serait dans le domaine des fréquences étudiées expérimentalement.La présence d'air décale un peu cette fréquence et fait apparaître un deuxième mode atténué au voisinage de la coupure (figure 2.c).Avec un mi- lieu dispersif (figure 2.a), il n'y a plus de fréquence de coupure bien définie, mais une variation continue de la vitesse et de l'atténuation.

4.4. Mesure du module d'Young E.

- Dispositif experimental (figure 3.a).

Un excitateur de vibrations alimenté par un bruit blanc entraîne dans un mouvement vibratoi- re vertical une plateforme (masse m ) Sur laquelle est collé un échantillon cylindrique de mousse (diamètre 2a, longueur t ) . La tête d'impédance permet de mesurer la force d'entraîne- ment F et 1 'accélération -Y de la plateforme.

- Calcul de la fonction T = F/Y - m,.

Compte-tenu des conditions aux limites imposées par la surcharge de masse m,, on obtient :

on a posé cc=ccf

+

^{ia" = k, l}

,

m = n a 2 l (pl + p z ) , tg a. = m, a/m ;

en 1 'absence de surcharge (m, = O),

(30) ^{T 1} sin 2a'

+

ⁱ sh 2a"

- = -

m CL COS 2a'

+

ch 2a" '

quand la fréquence varie, on observe des maxima, pour la partie imaginaire, qui coïncident pratiquement avec des zéros de la partie réelle, si a" << a' :

-K T coth a"

a', = (2p

+

1)

T ,

- (cc',) # 2i

m . (2p

+

^{1)n '}

TAHI.$AU 1. E t u d e c o m p a r a t i v e d e s m e s u r e s d e N e t d e E Noration: NQ. nNA, E*.qg4 sont mesurésdans Pair : N A = N',(I-i n",). E, = E',(I-qtA)

Nt. qHV, E;, n", wnl mesurésdans le vide: N, = h.',(l.i ),',II Ev = E; (1-qrv)

L W -

-

10 6 Moyenne

,

^TET!-

^''.i

⁺

¹

A N A L Y S E U R

WIMPEDANCE TEMPS REEL

EXCITI\TEUR

-

-

droite d'mterpolatlon

-

-

-- - courbe expén'mentale m = 0,973 g

-.-.

- courbe erpénmentole mi. O

'if

^{500 IO00 (Hz)}

21 23

Figure 3 - Mesure du module d'Young complexe d'un échantillon de mousse : a- dispositif expérimental ;

b,c- T = T t

+

iT" pour la mousse nol dans l'air ; d,e- E(f) = E' - ^iE1'

Ecart type

,

76.2 49

0.12 1.43

0.43

I 0.15

0.14

0.1 1 18

18

0.03 3.42

2.05

0.06 0.15

0.11 0.42 0.21 0.36

21 23

84.4 52.7

1.74 0.495

0.14 0.11

18 21

4.54 2.45

0.17 0.10

0.38 0.20 0.34

0.25 x 1.214 1-33 1.142

1.18 1.20 1.23

C3-50 COLLOQUE DE PHYSIQUE

L'introduction d'une surcharge dont la masse est de l'ordre de grandeur de celle de, l'échan- tillon permet de déplacer les résonances (figure 3.d) ; avec cet artifice, on mesure le mo- dule d'Young apparent sur un intervalle de fréquences 2 1,2 kHz.

- Résultats.

- Représentation de T/m (figure 3. b et c).

Ces courbes résultent du moyennage sur 256 acquisitions ; on peut vérifier que les zéros de rang impair de la partie réelle coïncident pratiquement avec les maxima de la partie imaginaire.

- Calcul de E' et E u (figure 3.d et e).

Avec le curseur de llanalyseur,on définit le niveau limite de TU/m au-dessus duquel s'effec- tuera le calcul de E ' et E" ; c'est ce qui explique que chaque résonance donne E' sur un arc de courbe. Le résultat retenu correspond à 1 a droite d' interpolation.

Nous avons vérifié que la mise sous vide n'affecte pas les caractéristiques mécaniques de l'éprouvette.

4.5. Mesure dynamique de N.

1. crapaudine 2. Aiguille aimantée 3. Plateau de polyéthylène 4. Echantillon de mousse étudiée 5. Support mobile

6. Excitateur de vibration 7. Capteur capacitf de déplacement

Figure 4 - Pendule de torsion - Dispositif expérimenta7 (figure 4).

La vibration de 1 'équipage mobile excite 1 'onde de torsion (à propagation non dispersive) dont la constante de propagation est k,(relation (2)) ; les fréquences de résonance du sys- tème sont données par les racines complexes de

J : moment d'inertie du cylindre de mousse par rapport à son axe,

1 : moment d'inertie de l'équipage mobile par rapport à 1' axe de rotation.

A la première racine Xg correspond une fréquence de résonance f',et une bande passante B (à -3 dB) ; on en déduit :

c', = 2n f'

e

^{B N"}

O > =f', -N"

- Les résultats : voir tableau I .

4.6. Analyse comparée des résultats.

- Module d'Young, Modu7e de cisaillement et coefficient de Poisson.

Dans le tableau 1, nous avons fait figurer le module de cisaillement déduit de la fréquence de résonance du pendule de torsion ainsi que le module d'Young mesuré par interpolation sur la courbe de dispersion obtenue dans l'étude 4.4. Compte-tenu de l'hétérogénéïté des mous- ses,pour déterminer le coefficient de Poisson,il est nécessaire d'utiliser le même échantil- lon dans les deux expériences.

L'analyse du tableau 1 montre que :

.

en moyenne N',/NIA = E',/E' # 1,20 ; pour ramener ce rapport à 1, i l faudrait multiplier la masse volumique du solide ptongé dans l'air par 1,2 ;

.

aux erreurs d'expériences près vN = yE le coefficient de Poisson est donc réel.

.

^y, > ^y,

,

c'est un indice de la cohérence des mesures.

Pour conclure, on peut remarquer que le coefficient de Poisson calculé sur la moyenne de N ' / E r vaut 0,43 ; ce résultat est proche de la valeur théorique v = 0,4.

- ^{Modèle à} un temps de relaxation.

Tableau II - Caractéristiques des mousses étudiées

P : nombre de pores par centimètre. % Pf : pourcentage de faces fermées.

dPCm : diamètre moyen des tiges formant les arêtes. D : diamètre moyen de 7a cellule.

Nous utilisons la mesure du module d'Young complexe pour définir un modèle à un temps de re- laxation qui rendra compte du comportement de la mousse en BF (figure 5).

Mousse no 1 9

Modèle a un temps de relaxation Bo = 1,l 105 ~ / m 2 ;.E, 1.4 105 ~ / mf~ = ~360 Hz

Modèle à un temps de relaxation

E~ = 2,9 105 ~ / mE, ~= 4.9 105 N/m2 f u = 1000 Hz

P,,, 11,5 25,3

Transformé en modèle &quivalent aveq ù = 0.43

Eo = 1.05 105 N/m2 E, = 1.77 105 pj/m2 5 = 0,43 f~ = 1000 H z

Figure 5 - Courbes de dispersion E, et paramètres du modèle à un temps de relaxation

% Pf 28 50

dm, 0,07 0,06

b ~^l'm ~ 3 800 44 O00 Dm,

0,87 0,39

B

0,976 0,95

PI i g , m ~

30 62

COLLOQUE DE PHYSIQUE

5

-

CONCLUSION

L'étude comparée des vibrations longitudinales et des vibrations de torsion d'une barre cy- lindrique permet de déterminer le module d'Young complexe ainsi que le coefficient de Poisson.

Nous avons défini avec précision les conditions expérimentales à respecter pour atteindre un résultat significatif ; les principales difficultés rencontrées dans ces mesures sont 1 iées à l'hétérogénéïté de la mousse, à la faible raideur des éprouvettes et à la forte absorption du milieu.

L'utilisation d'une enceinte climatisée (e E [-70e, +704]) nous permettrait, en application d'un principe d'équivalence, d'étendre le domaine de fréquences explorées.

Nous avons montré d'une façon claire que dans l'air, la propagation est modifiée. L'effet d'augmentation de la masse apparente n'est pas contenu dans la formule (28) qui découle de la théorie de Biot ; i l pourrait trouver son origine dans le rayonnement dipolaire des mem- branes cellulaires qui sont toujours nombreuses dans les mousses de polyuréthane.

REFERENCES

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