23 F. Kelai, O. Crumeyrolle, N. Abcha, N. Latrache, I. Mutabazi, Modes dinstabilités observés pour des solutions viscoélastiques POEPEGeau en écoulement de Couette-Taylor, 18ème Congrès Français de Mécanique, Grenoble 2007 Le parquet est un revêtement authentique très apprécié des français, découvrez-le sous toutes ses coutures.. 
T. Klein, F. Guéniat, L.R. Pastur, F. Vernier, T. Isenberg Rencontres avec: Yael Bartana, Louis Henderson, Monica Mayer, Françoise Vergès, Mathieu K Abonnenc, Estelle Nabeyrat, Rasha Salti, Christine Meisner, Annabela Tournon, Ingrid LaFleur Résumé : on observe le fait quune utilisation directe du principe variationnel dEkeland permet dunifier et daméliorer de nombreux résultats de multiapplications ouvertes et de points fixes. 
17h51 Propreté. Les bornes de recyclage du textile sont actuellement impactées par la crise sanitaire. Privilégiez par exemple le réemploi en attendant le retour à la normale. Journées Systèmes ouverts et hors équilibre, à Orléans-Le projet 1, 2, 3 codez! vise à initier élèves et enseignants à la science informatique, de la maternelle au collège. Il propose à la fois des activités branchées nécessitant un ordinateur, une tablette ou un robot permettant dintroduire les bases de la programmation et des activités débranchées informatique sans ordinateur permettant daborder des concepts de base de la science informatique algorithme, langage, représentation de linformation. Ces activités sont organisées en progressions clés en main, propres à chaque cycle, mettant en avant une approche pluridisciplinaire et une pédagogie active telle que la démarche dinvestigation ou la démarche de projet. 82 Ondes non linéaires à la surface d un fluide recouvert d une membrane élastique 75 l accelération de la pesanteur. 2 2 x y 2. Notons que dans le cas d une contrainte de compression de la membrane et non pas de tension, le signe de T est changé. En supposant le fluide incompressible et irrotationel, l équation de Bernoulli en z η nous donne p ρ φ t zη ρgη avec φx,y,z,t le potentiel des vitesses. Une solution sous forme d onde plane est supposée être et la condition aux bords en z η est η e ik r ωt, η t φ z zη ktanhkhφ zη. Supposons une faible épaisseur h de la membrane devant les longueurs d ondes λ λ h soit kh 1, et ρ ρ e kh. En se plaçant, de plus, dans une approximation en eau profonde kh 1, en l absence de force extérieure f 0, la relation de dispersion des ondes linéaires est ω 2 gk T ρ k3 D ρ k5. 2 L Eq. 2 indique l existence de trois régimes : un régime d ondes de gravité à grand λ 2π Tρg, un régime d ondes élastiques de flexion à petit λ 2π DT, et entre ces deux valeurs un régime d ondes élastiques de tension. La transition entre les régimes de gravité et de tension s obtient simplement en égalisant les deux premiers termes du membre de droite de l Eq. 2, soit pour un nombre d onde k gt gρt correspondant à une fréquence f gt 1 4 ρg 3 2.6 Hz, 2π T et λ tg 24 cm, pour nos paramètres expérimentaux T 14 Nm, D N.m. Le terme de gravité sera donc négligeable pour nos valeurs de longueurs d ondes λ. 4 Relation de dispersion La Fig. 3 montre le spectre spatio-temporel de la vitesse verticale des ondes à la surface de la membrane S v ω,k vr,t vr r,tt r,t eiωtk r drdt en fonction de f ω2π et de 1λ k2π, l échelle de couleur représentant l amplitude du spectre en échelle logarithmique. La figure 3a correspond à un forçage à un seul batteur, pour une fréquence d excitation f p 10 Hz dénommé forçage faible ; la figure 3b correspond à un forçage à deux batteurs avec pour le premier batteur f p 10 Hz et pour le second f p 20 Hz dénommé forçage fort. Les longueurs d ondes de forçage correspondantes sont λ 5 cm et 9 cm. Sur les deux figures, l énergie est trouvée être localisée dans une zone bien précise du spectre spatio-temporel dans le voisinage de la relation de dispersion. En effet, la courbe en trait plein représente la relation de dispersion théorique ω 2 T ρ k 3 pour une valeur de T ajustée, et est trouvée en bon accord avec l expérience. La courbe en pointillés représente la relation de dispersion dans le cas des ondes de tension pures ω 2 Tρk 3, pour la même valeur de T. La transition entre les régimes d ondes élastiques de tension et de flexion est ainsi matérialisée D ρ k 5 Résumé : Nous établissons des résultats abstraits en situation denlacement dansle cadre de la théorie métrique des points critiques, que nous appliquons à des problèmes déquations aux dérivées partielles doublement résonants. Les outils de base sont la notion de pente faible, les techniques de déformation et le principe de changement de métrique. Dans la vie dun être humain, on ne sintéresse souvent quune seule fois à sa toiture, pour la refaire. Avec les récentes mesures prises par la RT 2012, avoir un toit étanche est un véritable enjeu. Colloque : mathématiques et Phonologie-Quels outils mathématiques pour la modélisation en phonologie? à Orléans-Hommage au marbre vert du Connemara, le designer italien Roberto Palomba a conçu un stand pour mettre en évidence les caractéristiques unique que lui a conféré la nature. IWAP2018-Workshop on Applied Probability, à Budapest Hongrie-
International Congress of Mathematicians 2018 ICM 2018, à Rio Brésil-vendredi 24 novembre de 14h à 16h :Estimation bayésienne 21 septembre : Soutenance de thèse de Mohammed Zabiba à 10h30 en salle des thèses campus Hannah Arendt 7ème journée de rencontre EDPProbas SMAIINRIA, à lIHP Paris-Etrange, vous avez dit étrange? : Batman: Arkham City est larchétype même de la suite quil faut absolument faire afin de pleinement satisfait les fans. Pas pour a On sintéressera aussi à lapproximation de la dérivée seconde et de son utilisation pour loptimisation. Chaque année, les Français achètent plus de 6 millions de sapins de Noël, qui seront classiquement décorés de boules et guirlandes, et aux pieds desquels seront déposés les cadeaux de soir du 24 décem Titre. Ecoulement dans un microtube en mouillage partiel : films, gouttes ou perles? 159 152 Oden, Trebaol Dubreuil aux pertes, et τ e un temps de vie extrinsèque, lié au couplage avec le guide d accès. La durée de vie totale des photons dans la cavité τ2 est définie par la relation 1 τ 1 τ e 1 τ 0. L amplitude du mode est notée ut et est normalisée de sorte que u 2 représente l évolution temporelle de l énergie dans la cavité. Pour une cavité linéaire, l équation régissant la dynamique du champ intra-cavité s écrit 4 : du dt iω res0ut 1 1 τ ut s incidente t, 1 τ e où ω res0 représente la pulsation associée à la résonance de la cavité et s incidente 2 la puissance instantanée de l impulsion d entrée. Afin d optimiser le couplage d une impulsion dans une cavité linéaire, il est nécessaire d adapter la largeur spectrale de l impulsion de sorte que celle-ci soit inférieure à celle de la résonance. Cela revient, dans le domaine temporel, à choisir une impulsion dont la durée est supérieure à τ. Nous souhaitons compléter notre modèle afin d y inclure les différentes non-linéarités. À cet effet, nous modifions l équation 1 pour y introduire les effets non linéaires qui agissent à la fois sur l indice de réfraction et les pertes dans la cavité. Les pertes non linéaires, induites par TPA et FCA, sont introduites sous la forme d un temps de vie 1 τ NL u tel que τ 1 NLu τ 1 TPAu τ FCAu, avec 5 : 1 τ TPA u β TPAc 2 2n 2 0 V u 2, 1 τ FCA u σ ac 2n 0 Nt, 2 où β TPA est le coefficient d absorption à deux photons, n 0 l indice de réfraction du matériau, c la célérité de la lumière, V le volume de la cavité 1, σ a est la section efficace d absorption par unité de densité de porteurs et Nt la densité de porteurs générés par l absorption à deux photons : Nt t β TPA 2 ω c uξ 2 2 dξ, 3 où le temps de recombinaison des porteurs est supposé long devant la durée de l impulsion et le temps de vie des photons dans la cavité 6. Les variations dynamiques de l indice de réfraction nt n 0 se répercutent sur la valeur de la pulsation de la résonance : ω res t ω res0 nt n 0 n 0 V n 2c n 2 0 V u 2 σ r n 0 Nt, 4 où le premier terme du membre de droite correspond à l effet Kerr et le second à la réfraction des porteurs libres. Dans cette équation, n 2 est le coefficient Kerr et σ r correspond à un volume efficace de réfraction par unité de densité de porteurs. Le modèle complet, tenant compte des non-linéarités, est décrit par l équation : du dt iω res0 1 ω rest 1 ut ω res0 τ 1 ut τ NL u 1 τ e s incidente t. 5 Outre les pertes non linéaires qui réduisent la durée de vie des photons dans la cavité, les variations d indice introduisent un désaccord fréquentiel entre l impulsion d entrée et la résonance. La quantité d énergie couplée dans la cavité est alors réduite. Pour illustrer cet effet, nous écrivons, à partir de l équation 5, l évolution temporelle de l énergie du mode : d u 2 dt 1 2 τ 1 2 ut 2 2 ut. S incidente t.cosφ u t φ in t, 6 τ NL u τ e 1. Nous définissons les volumes non linéaires de l effet Kerr, TPA et FCR comme étant égaux à V. .