With the purpose of noticing the occurrence of communication strategies in graphical interfaces (GI) of webjornals of fourth generation, this dissertation initiates the research considering GI as a mediator space which materializes the elements of humancomputer-human interaction grammar. The subject in focus is that such possibility for webjournals of fourth generation be thought in terms of communicational strategies applied in the creation of their GI as interagent captation strategies, not only in terms of metaphors, as it has been often seen in academic studies conducted so far. Throughout three chapters of literature review, three main reflections are carried out: a)one reflection which provides a different function to GI; b) another which identifies characteristics that classify the webjornal in a current fourth generation; and c) another reflection which proposes ways of materializing communication strategies, specifically strategies aimed at capturing the interagent. Such reflections are supported by theories of communication, midiatic communication, communicational strategies, interface design, and ergonomics. The discussion which that follows the theoretical construct is contextualized by the analysis of data obtained by the case study research methodology. The case study example, ZERO HORA.com, allowed some considerations to be outlined, which pointed NBR-9241 (following ISO-9241 recommendations, especially part 11, which deals with issues relating to the usability of systems) as a way to be taken towards the materialization of interagent captation strategies in the webjournals GI conception. / Com o objetivo de constatar a presença de estratégias comunicacionais em interfaces gráficas (IG) de webjornais de quarta geração, a presente dissertação de mestrado inicia a investigação considerando IG como um espaço mediador que materializa os elementos da gramática de interação humano-computador-humano. A questão em foco é que tal possibilidade para webjornais de quarta geração seja pensada em termos de estratégias comunicacionais aplicadas à elaboração de suas IG na forma de estratégias de captação do interagente e não apenas em termos de metáforas como vem sendo freqüentemente considerado em estudos acadêmicos realizados até agora. Ao longo de três capítulos de revisão bibliográfica são realizadas três principais reflexões: a) uma que atribui uma outra função à IG; b) outra que identifica características que classificam o webjornal em uma atual quarta geração e c) e a que propõe formas de materialização de estratégias de comunicação, especificamente de estratégias que visam captar o interagente. Tais reflexões são fundamentadas pelas teorias da comunicação, da comunicação midiática, de estratégias comunicacionais, do design de interface e da ergonomia. As discussões que sucedem à fundamentação teórica são contextualizadas pela análise dos dados obtidos por intermédio da metodologia de pesquisa de estudo do caso. O exemplo do estudo do caso ZERO HORA.com permitiu que fossem delineadas algumas considerações finais que apontaram a NBR-9241 (seguindo recomendações da ISSO-9241, especialmente a parte 11 que trata das questões referentes à usabilidade de sistemas informáticos) como um caminho a ser tomado rumo à materialização de estratégias de captação de interagentes na elaboração de IG de webjornais.

A condutância de fios quânticos definidos em uma geometria de \"split gate\" varia em platôs quantizados de 2e2/h em relação à ocupação dos seus modos transversais [van Wees et al. Phys. Rev. Lett. 60, 848 (1988) & Wharam et al. J. Phys. C: solid state phys. 21, L209 (1988)]. Em gráficos da condutância esta ocupação é dada pelo potencial aplicado aos eletrodos que formam o fio. Em 1996 observou-se experimentalmente nestes gráficos [Thomas et al. Phys. Rev. Lett. 77, 135 (1996)] que quando apenas um modo transversal é ocupado a condutância exibe um platô anômalo adicional em 0.7X2e2/h. Desde então, a origem desta anomalia 0.7 é associada a fenômenos dependentes de spin, porém sua descrição teórica permanece como importante objeto de pesquisa. Recentemente, observou-se que na presença de altos campos magnéticos, cruzamentos de modos transversais de spins opostos também geram estruturas anômalas no gráfico da condutância [Graham etal. Phys. Rev. Lett. 91, 136404 (2003)]. Os análogos 0.7, assim chamados devido à semelhança com a anomalia 0.7, são usualmente relacionados ou como anti-crossings ou como transições de fase magnética. Motivado pela concordância quantitativa com experimentos de um trabalho anterior em magnetotransporte em 2DEGs e transições de fase de ferromagnetismo de efeito Hall quântico via teoria do funcional da densidade dependente de spin (SDFT) [Freire e Egues, Phys. Rev. Lett. 99, 026801 (2007) & Ferreira et al. Phys. Stat. Sol. (c) 3, 4364 (2006)], propomos aqui um modelo similar para estudar na magnetocondutância de fios quânticos. Utilizamos (i) a SDFT resolvendo as equações de Kohn-Sham autoconsistentemente dentro da aproximação de densidade local de spin para obter a estrutura eletrônica do fio quântico e (ii) o formalismo de Landauer-Büttiker para calcular a condutância do fio no regime de resposta linear. Em nosso modelo, a anomalia e os análogos 0.7 aparecem devido a transições ferromagnéticas que rearranjam de forma abrupta os modos transversais do fio quântico próximos ao nível de Fermi. Nossos resultados teóricos apresentam boa concordância com os dados de Graham et al. / At low temperatures the conductance of a quantum wires exhibits plateaus at integer multiples of 2e2/h due to the quantization of the transverse modes [van Wees et al. Phys. Rev. Lett. 60, 848 (1988) & Wharam et al. J. Phys. C: solid state phys. 21, L209 (1988)]. This conductance behavior is understood within an independent particles model. In 1996 Thomas et al.[Phys. Rev. Lett. 77, 135 (1996)] showed experimentally that when only one transverse mode is occupied, the conductance displays an additional plateau at 0.7 X 2e2/h the so-called 0.7 anomaly. Further experiments have shown that in the presence of high in-plane magnetic fields, similar structures also appear in the conductance near the crossings of spin-split transverse modes [Graham et al. Phys. Rev. Lett. 91, 136404 (2003)]. These so-called 0.7 analogs, due to their similarity to the 0.7 anomaly, are usually related to either anti-crossings or magnetic phase transitions. Motivated by the quantitative agreement with experiments of a previous theoretical work on magnetotransport in 2DEGs and quantum Hall ferromagnetic phase transitions via the Spin Density Functional Theory (SDFT) [Freire and Egues, Phys. Rev. Lett. 99, 026801 (2007) & Ferreira et al. Phys. Stat. Sol. (c) 3, 4364 (2006)], here we propose a similar model to investigate the magnetoconductance of interacting quantum wires. We use (i) the SDFT via the Kohn-Sham self-consistent scheme within the local spin density approximation to obtain the quantum wire electronic structure and (ii) the Landauer-Büttiker formalism to calculate the conductance of a quantum wire in the linear response regime. Our results show good agreement with the data of Graham et al.

Submitted by Irene Nascimento (irene.kessia@ufpe.br) on 2016-06-20T17:29:06Z No. of bitstreams: 2 license_rdf: 1232 bytes, checksum: 66e71c371cc565284e70f40736c94386 (MD5) Dissertação_ElderSilva.pdf: 10947725 bytes, checksum: de00b6e9f2c93bb210ce6ec7e6d47497 (MD5) / Made available in DSpace on 2016-06-20T17:29:06Z (GMT). No. of bitstreams: 2 license_rdf: 1232 bytes, checksum: 66e71c371cc565284e70f40736c94386 (MD5) Dissertação_ElderSilva.pdf: 10947725 bytes, checksum: de00b6e9f2c93bb210ce6ec7e6d47497 (MD5) Previous issue date: 2016-02-29 / Capes / O transporte de petróleo e seus derivados é uma atividade que requer muito cuidado, não somente pelo custo elevado dos produtos, mas também pelo seu potencial de causar graves acidentes. Um dos modos de transporte mais utilizados e seguros para esse tipo de operação são os dutos metálicos, tanto para prospecção quanto para o transporte. Inspeções periódicas em dutovias são fundamentais para detecção de danos físicos e avaliação da corrosão. A corrosão por sua vez, se trata de um processo natural que pode ser controlado e retardado, mas não eliminado. Portanto a inspeção das linhas é fundamental para obter dados sobre os defeitos de corrosão e assim avaliar a resistência dos dutos corroídos, visando uma operação segura das linhas. Para realizar as avaliações de integridade estrutural de dutos, vários métodos podem ser empregados. Os Métodos Analíticos Semi-Empíricos, que embora geralmente fornecem resultados muito conservativos implicando em parada prematura das linhas com defeitos de corrosão, ainda são largamente utilizados pois geram resultados seguros com razoável rapidez. Os Métodos Numéricos, particularmente o Método dos Elementos Finitos (MEF), têm gerado resultados com excelente acurácia em relação aos ensaios experimentais, mas não são tão empregados devido à complexidade de uso, que implica em uma análise demorada e necessidade de profissionais especializados para sua utilização. Na literatura são encontrados vários trabalhos sobre a avaliação da integridade de dutos corroídos com carregamento exclusivo de pressão interna. Em contrapartida, foram desenvolvidos poucos estudos acerca da avaliação de resistência de dutos sob carregamento combinado de pressão interna com outros tipos de carregamento. Com as recentes demandas de produção e exploração onde os dutos podem transportar fluídos de alta temperatura sob pressão, torna-se cada vez mais necessário levar em conta os fenômenos termomecânicos acoplados. Esse trabalho se propõe a estudar dutos com defeitos de corrosão interagentes sob carregamento combinado de pressão interna e cargas térmicas através do MEF para mostrar a importância da consideração das cargas térmicas para avaliar a integridade de dutos corroídos. Ao fim das análises, foi constatado que as cargas térmicas podem reduzir significativamente a pressão de falha de dutos corroídos, com perdas percentuais até 8,86%, quando é aplicado uma temperatura relativa de 100°C. Por fim mostrouse que a consideração das cargas térmicas influencia significativamente a integridade estrutural de dutos corroídos, principalmente para dutos com defeitos de corrosão com comprimento total longo e/ou profundos. / The transport of oil and its derivatives is an activity that requires special attention, not only due to the high costs of the goods, but also for its potential to cause serious accidents. One of the safest modes to realize exploration and transport operations is the use of metallic pipes. Periodic inspections of pipes are critical to detect injury and to evaluate the action of corrosion. Corrosion is a natural process that can be controlled and delayed but not completely avoided. Proper inspection and monitoring of the lines are critical to obtain data of the corrosion defects and assess the structural resistance of corroded pipes, thus allowing safe operation of the lines. To assess the structural integrity of pipes, various methods can be employed. The Semi- Empirical Analytical Methods, which usually provide very conservative results resulting in premature shutdown of the lines with corrosion defects, are still widely used as they generate quickly reliable results. The numerical methods, particularly the Finite Element Method (FEM), have generated results with excellent accuracy compared to experimental tests, but are not very employed yet due to the complexity of use, which involves time-consuming analysis and specialized professionals. On one hand, several papers about the evaluation of the integrity of corroded pipes with internal pressure loading can be found in the literature. On the other hand, few studies have been developed about the integrity of pipes submitted to combined loading, such as internal pressure with other types of loads. With the recent demands of production and exploration, where pipes can transport high temperature fluids under pressure, it becomes increasingly necessary to take into account the coupled thermo-mechanical phenomena. This work aims to study the integrity of pipes with interacting corrosion defects under combined load composed by internal pressure and thermal loads. The MEF is used to perform the numerical analysis and to show the importance of considering the thermal loads to evaluate the integrity of corroded pipes. It was highlighted that the thermal loads can significantly reduce the failure of corroded pipe pressure, by percentage losses up to 8.86% when considering a relative temperature of 100°C. Finally it was shown that the consideration of the thermal loads in the models significantly influences the structural integrity of corroded pipes, particularly for those with long total length and/or deep corrosion defects.

Nessa tese, estudamos o limite hidrodinâmico de um sistema estocástico de neurônios cujas interações são dadas por potenciais de Kac que imitam sinapses elétricas e químicas, e as correntes de vazamento. Esse sistema consiste de $\\ep^$ neurônios imersos em $[0,1)^2$, cada um disparando aleatoriamente de acordo com um processo pontual com taxa que depende tanto do seu potential de membrana como da posição. Quando o neurônio $i$ dispara, seu potential de membrana é resetado para $0$, enquanto que o potencial de membrana do neurônio $j$ é aumentado por um valor positivo $\\ep^2 a(i,j)$, se $i$ influencia $j$. Além disso, entre disparos consecutivos, o sistema segue uma movimento determinístico devido às sinapses elétricas e às correntes de vazamento. As sinapses elétricas estão envolvidas na sincronização do potencial de membrana dos neurônios, enquanto que as correntes de vazamento inibem a atividade de todos os neurônios, atraindo simultaneamente todos os potenciais de membrana para $0$. No principal resultado dessa tese, mostramos que a distribuição empírica dos potenciais de membrana converge, quando o parâmetro $\\ep$ tende à 0 , para uma densidade de probabilidade $ho_t(u,r)$ que satisfaz uma equação diferencial parcial nâo linear do tipo hiperbólica . / We study the hydrodynamic limit of a stochastic system of neurons whose interactions are given by Kac Potentials that mimic chemical and electrical synapses and leak currents. The system consists of $\\ep^$ neurons embedded in $[0,1)^2$, each spiking randomly according to a point process with rate depending on both its membrane potential and position. When neuron $i$ spikes, its membrane potential is reset to $0$ while the membrane potential of $j$ is increased by a positive value $\\ep^2 a(i,j)$, if $i$ influences $j$. Furthermore, between consecutive spikes, the system follows a deterministic motion due both to electrical synapses and leak currents. The electrical synapses are involved in the synchronization of the membrane potentials of the neurons, while the leak currents inhibit the activity of all neurons, attracting simultaneously their membrane potentials to 0. We show that the empirical distribution of the membrane potentials converges, as $\\ep$ vanishes, to a probability density $ho_t(u,r)$ which is proved to obey a nonlinear PDE of Hyperbolic type.

Utilizando a técnica da matriz de transferência e as ideias de finite-size scaling, de renormalização fenomenológica e de invariância conforme estudamos dois modelos de polímeros interagentes na rede quadrada. Em ambos, a atividade de um monômero pertencente ao polímero vale x = e. Quando as interações são entre as ligações primeiras-vizinhas que pertencem ao polímero definimos um fator de Boltzmann associado à interação como sendo = e-l, onde l é a energia de interação entre ligações. Se as interações são entre os monômeros que pertencem a sítios primeiros-vizinhos mas não-consecutivos o fator de Boltzmann associado à interação é z = e-m , sendo m a energia de interação entre os monômeros. Através do estudo de pares de tiras de larguras L-L obtivemos estimativas para os diagramas de fases dos dois modelos. Ambos apresentam três fases: uma fase não-polimerizada, uma fase polimerizada usual e uma fase polimerizada densa, na qual o polímero se encontra colapsado. Nessa fase, o polímero assume uma configuração que maximiza o número de interações, de modo que a densidade de sítios ocupados pelo polímero tende a 1 e a densidade de interações assume valores muito próximos de 1. Os diagramas de fases dos dois modelos são qualitativamente semelhantes, havendo diferenças quantitativas, já esperadas. As transições entre a fase não polimerizada e a fase polimerizada densa são de primeira ordem. A transição entre a fase não polimerizada e a fase polimerizada usual é de segunda ordem, e um ponto dessa fronteira, que corresponde ao modelo sem interações ( = 1 ou z = 1, dependendo do modelo), é bem conhecido [1-3] e vale xc = 0,37905227 ± 0,00000012. A transição entre as fases polimerizadas é de primeira ordem para valores pequenos de x, mas muda para uma transição de segunda ordem quando x aumenta. Nessa fronteira existe um ponto tri crítico, que foi estimado em ( xPTC = 1,5 ± 0,1, yPTC = 1,1 ± 0,1 ), para o modelo de ligações interagentes. No caso do modelo de monômeros interagentes, não foi possível obter uma estimativa conclusiva a respeito da localização do ponto tri crítico. No encontro das três fronteiras existe um ponto crítico terminal, no qual terminam a linha de transições de segunda ordem entre a fase não polimerizada e a fase polimerizada usual, a linha de transições descontínuas entre as duas fases polimerizadas e a linha de transições de primeira ordem entre as fases não polimerizadas e a polimerizada densa. Os valores estimados por nós são (xPCT = 0,244 ± 0,002, yPCT = 3,86 ± 0,03) para o modelo de ligações interagentes e (xPCT = 0,345 ± 0,001, zPCT = 1,52 ± 0,001) para monômeros interagentes. O ponto , no qual termina a fronteira de segunda ordem entre a fase não-polimeriza e a fase polimerizada usual e onde ocorre pela primeira vez a transição de colapso é um ponto crítico terminal em ambos os modelos. Os expoentes críticos e associados à fronteira entre a fase não polimerizada e polimerizada usual também foram calculados, e encontramos os valores = 0,7507 ± 0,0008 e = 0,2082 ± 0,0004, para y = 1, e = 0,7498 ± 0,0004 e = 0,205 ± 0,003, para y = 1,2, para o modelo de ligações interagentes. Para o modelo de monômero interagentes, os dados foram = 0,7507 ± 0,0007 e = 0,2089 ± 0,0009, para z = 1, e = 0,7500 ± 0,0004 e = 0,205 ± 0,008, para z = 1,2. Observando os valores dos expoentes, vemos que eles ficam constantes dentro das barras de erros, de modo que a transição é uma transição de segunda ordem usual. Os valores concordam muito bem com os valores esperados, que são (exatamente) = 3/4 e = 5/24 [4]. / Using the transfer matrix technique, finite-size scaling, phenomenological renormalization group, and conformal invariance ideas, we studied the thermodynamic behavior of two interacting models of polymers on the square lattice. In both models one monomer that belongs to the polymer has an activity x = e. When the interactions are between first neighbor bonds that belong to the polymer, we define a Boltzmann factor y = e-l, where l is the interaction energy between two bonds. If the interactions are between monomers located at first neighbor but nonconsecutive sites, the associated Boltzmann factor is z = e-m, where m is the interaction energy between two monomers. We consider pairs of strips of widths L-L\' and found estimates for the phase diagrams of both models. They have three phases: a non-polymerized phase, an usual polymerized phase and a dense phase, in which the polymer is colapsed. In this phase, the configuration of the polymer is that maximizes the number of interactions, and the density of sites occupied by the polymer goes to 1, while the density of interactions is very close to 1. The phase diagrams of two models are qualitatively similar, but. there are quantitative differences between them, as we already expected. The transition between non polymerized phase and dense phase is of first order. The transition between non-polymerized phase and usual polymerized phase is of second order, and one point of this frontier, which corresponds to the non-interacting model (y = 1 ou z = 1, depending on the specific model), is well known [1-3J and has the value xc = 0,37905227 ± 0,00000012. The transition between the two polymerized phases is of first order for small values of x, and it changes to a second order transition when x increases. At this frontier there is a tri critical point, and we found ( xTCP = 1,5 ± 0,1, yTCP = 1,1 ± 0,1 ) for the interacting bond model. It was not possible to obtain a conclusive estimation of the location of the tri critical point for the model of interacting monomers. At the point that all transition lines meet there is a critical endpoint, in which the second order transition line between non polymerized phase and usual polymerized phase, the first order transition line between polymerized phases and the first order transition line between non polymerized phase and dense polymerized phases finish. We found (xCEP = 0,244 ± 0,002, yCEP = 3,86 ± 0,03) for the interacting bond model and (xCEP = 0,345 ± 0,001, zCEP = 1,52 ± 0,001) for the interacting monomer model. The point is where ends the second order transition between non polymerized phase and usual polymerized phase and at this point the collapse transition happens at the first time. Then, in our models, the point is a critical endpoint. We also found the critical exponents and of the second order transition line between non polymerized phase and usual 1\'olymerizcd phase. The values we obtained are = 0,7507 ± 0,0008 and = 0,2082 ± 0,0004, for y = 1, and = 0,7498 ± 0,0004 and = 0,205 ± 0,003, for y = 1,2, to the model of interacting bonds. The interacting monomers model has = 0,7507 ± 0,0007 and = 0,2089 ± 0,0009, for z = 1, and = 0,7500 ± 0,0004 and = 0,205 ± 0,008, for z = 1,2. Looking at these results we can see that the exponents remain constant within error bars, thus the transition is a usual second order transition. Furthermore, these values are in a very good agreement with the expected values, which are = 3/4 and = 5/24 [4].

Utilizando a técnica da matriz de transferência e as ideias de finite-size scaling, de renormalização fenomenológica e de invariância conforme estudamos dois modelos de polímeros interagentes na rede quadrada. Em ambos, a atividade de um monômero pertencente ao polímero vale x = e. Quando as interações são entre as ligações primeiras-vizinhas que pertencem ao polímero definimos um fator de Boltzmann associado à interação como sendo = e-l, onde l é a energia de interação entre ligações. Se as interações são entre os monômeros que pertencem a sítios primeiros-vizinhos mas não-consecutivos o fator de Boltzmann associado à interação é z = e-m , sendo m a energia de interação entre os monômeros. Através do estudo de pares de tiras de larguras L-L obtivemos estimativas para os diagramas de fases dos dois modelos. Ambos apresentam três fases: uma fase não-polimerizada, uma fase polimerizada usual e uma fase polimerizada densa, na qual o polímero se encontra colapsado. Nessa fase, o polímero assume uma configuração que maximiza o número de interações, de modo que a densidade de sítios ocupados pelo polímero tende a 1 e a densidade de interações assume valores muito próximos de 1. Os diagramas de fases dos dois modelos são qualitativamente semelhantes, havendo diferenças quantitativas, já esperadas. As transições entre a fase não polimerizada e a fase polimerizada densa são de primeira ordem. A transição entre a fase não polimerizada e a fase polimerizada usual é de segunda ordem, e um ponto dessa fronteira, que corresponde ao modelo sem interações ( = 1 ou z = 1, dependendo do modelo), é bem conhecido [1-3] e vale xc = 0,37905227 ± 0,00000012. A transição entre as fases polimerizadas é de primeira ordem para valores pequenos de x, mas muda para uma transição de segunda ordem quando x aumenta. Nessa fronteira existe um ponto tri crítico, que foi estimado em ( xPTC = 1,5 ± 0,1, yPTC = 1,1 ± 0,1 ), para o modelo de ligações interagentes. No caso do modelo de monômeros interagentes, não foi possível obter uma estimativa conclusiva a respeito da localização do ponto tri crítico. No encontro das três fronteiras existe um ponto crítico terminal, no qual terminam a linha de transições de segunda ordem entre a fase não polimerizada e a fase polimerizada usual, a linha de transições descontínuas entre as duas fases polimerizadas e a linha de transições de primeira ordem entre as fases não polimerizadas e a polimerizada densa. Os valores estimados por nós são (xPCT = 0,244 ± 0,002, yPCT = 3,86 ± 0,03) para o modelo de ligações interagentes e (xPCT = 0,345 ± 0,001, zPCT = 1,52 ± 0,001) para monômeros interagentes. O ponto , no qual termina a fronteira de segunda ordem entre a fase não-polimeriza e a fase polimerizada usual e onde ocorre pela primeira vez a transição de colapso é um ponto crítico terminal em ambos os modelos. Os expoentes críticos e associados à fronteira entre a fase não polimerizada e polimerizada usual também foram calculados, e encontramos os valores = 0,7507 ± 0,0008 e = 0,2082 ± 0,0004, para y = 1, e = 0,7498 ± 0,0004 e = 0,205 ± 0,003, para y = 1,2, para o modelo de ligações interagentes. Para o modelo de monômero interagentes, os dados foram = 0,7507 ± 0,0007 e = 0,2089 ± 0,0009, para z = 1, e = 0,7500 ± 0,0004 e = 0,205 ± 0,008, para z = 1,2. Observando os valores dos expoentes, vemos que eles ficam constantes dentro das barras de erros, de modo que a transição é uma transição de segunda ordem usual. Os valores concordam muito bem com os valores esperados, que são (exatamente) = 3/4 e = 5/24 [4]. / Using the transfer matrix technique, finite-size scaling, phenomenological renormalization group, and conformal invariance ideas, we studied the thermodynamic behavior of two interacting models of polymers on the square lattice. In both models one monomer that belongs to the polymer has an activity x = e. When the interactions are between first neighbor bonds that belong to the polymer, we define a Boltzmann factor y = e-l, where l is the interaction energy between two bonds. If the interactions are between monomers located at first neighbor but nonconsecutive sites, the associated Boltzmann factor is z = e-m, where m is the interaction energy between two monomers. We consider pairs of strips of widths L-L\' and found estimates for the phase diagrams of both models. They have three phases: a non-polymerized phase, an usual polymerized phase and a dense phase, in which the polymer is colapsed. In this phase, the configuration of the polymer is that maximizes the number of interactions, and the density of sites occupied by the polymer goes to 1, while the density of interactions is very close to 1. The phase diagrams of two models are qualitatively similar, but. there are quantitative differences between them, as we already expected. The transition between non polymerized phase and dense phase is of first order. The transition between non-polymerized phase and usual polymerized phase is of second order, and one point of this frontier, which corresponds to the non-interacting model (y = 1 ou z = 1, depending on the specific model), is well known [1-3J and has the value xc = 0,37905227 ± 0,00000012. The transition between the two polymerized phases is of first order for small values of x, and it changes to a second order transition when x increases. At this frontier there is a tri critical point, and we found ( xTCP = 1,5 ± 0,1, yTCP = 1,1 ± 0,1 ) for the interacting bond model. It was not possible to obtain a conclusive estimation of the location of the tri critical point for the model of interacting monomers. At the point that all transition lines meet there is a critical endpoint, in which the second order transition line between non polymerized phase and usual polymerized phase, the first order transition line between polymerized phases and the first order transition line between non polymerized phase and dense polymerized phases finish. We found (xCEP = 0,244 ± 0,002, yCEP = 3,86 ± 0,03) for the interacting bond model and (xCEP = 0,345 ± 0,001, zCEP = 1,52 ± 0,001) for the interacting monomer model. The point is where ends the second order transition between non polymerized phase and usual polymerized phase and at this point the collapse transition happens at the first time. Then, in our models, the point is a critical endpoint. We also found the critical exponents and of the second order transition line between non polymerized phase and usual 1\'olymerizcd phase. The values we obtained are = 0,7507 ± 0,0008 and = 0,2082 ± 0,0004, for y = 1, and = 0,7498 ± 0,0004 and = 0,205 ± 0,003, for y = 1,2, to the model of interacting bonds. The interacting monomers model has = 0,7507 ± 0,0007 and = 0,2089 ± 0,0009, for z = 1, and = 0,7500 ± 0,0004 and = 0,205 ± 0,008, for z = 1,2. Looking at these results we can see that the exponents remain constant within error bars, thus the transition is a usual second order transition. Furthermore, these values are in a very good agreement with the expected values, which are = 3/4 and = 5/24 [4].