CORPUSCULES

interne de l'ampoule, et dépassé par le tube qui porte la cathode. En face de celle-ci, l'extrémité de l'ampoule cylindrique est hermétiquement close par un chapeau métallique mm (représenté plus en grand ^^. 78), qui est mastiqué sur l'ampoule. 11 est percé en son milieu d'un trou r de o*^"*,!^ de diamètre sur lequel la feuille

Fig. 73.

mince d'aluminium A/ est assujettie par du mastic (*). C'est par cette fenêtre, parfaitement opaque à la lumière, que sortaient les rayons cathodiques.

Dans ses nombreuses expériences, M. Lenard a fait beaucoup ^^arier le milieu dans lequel il recevait les rayons cathodiques sortis ainsi de l'ampoule. Nous indiquerons d'abord les expériences où il recevait ces rayons dans un tube BB (//^. 74)7 mastiqué sur le cha-

iMg. 74.

d la pompe

peau de l'ampoule de Crookes, et où un vide presque parfait avait été fait; ce vide était assez avancé pour que la décharge d'une bobine d'induction refusât de passer entre les électrodes a et k dont il

(*) Cette feuille d'aluminium avait une épaisseur de 2(^,05 ({jl représentant un micron); elle avait ainsi une épaisseur 7,7 fois supérieure à celle des feuilles d'alumioium battues ordinaires: c'est de Taluminium battu une fois des fabricants. Elle était mastiquée sur la plaque de laiton par de la glu marine.

était muni. Le vide était donc bien plus poussé que dans rampoule de Crookes qui donnait naissance aux rayons cathodiques. Dans ces conditions, sur l'extrémité <^ du tube vide se formait une tache luminescente très bien délimitée, juste en face de la fenêtre, en Tabsence de tout champ magnétique. Ceci indique que les corpuscules se propagent en ligne droite dans le vide; ils doivent conserver la vitesse qu'ils avaient en sortant de Tampoule. Du reste, le faisceau de rayons cathodiques dans le vide parfait éprouve les mêmes actions de la part d'un champ électrique ou d'un champ magnétique que dans l'ampoule où ils sont produits.

Si le tube dans lequel on reçoit les rayons cathodiques au sortir de la fenêtre, au lieu du vide, renferme un gaz, plus la pression de celui-ci est forte, plus est faible la distance à laquelle les rayons cathodiques sortis de la fenêtre ont encore assez d'énergie cinétique pour produire la luminescence des substances exposées à ces rayons^ plus est (loue sur les bords la tache luminescente, plus par conséquent les rayons cathodiques sont diffusés par le gaz dans toutes les directions. Les corpuscules qui constituent les rayons cathodiques perdent donc leur vitesse par leur choc sur les molécules du gaz; en même temps ils produisent la iuminesôence de celui-ci. (La figure 70 indique par des traits partant de la fenêtre la lueur diffuse qui se produit autour de celle-ci dans l'air sous la pression atmosphérique, par suite de la luminescence du gaz due à l'action des rayons cathodiques).

Mais la propriété des rayons cathodiques découverte par M. Lenard, sur laquelle nous insisterons, c'est que ces rayons ionisent puissamment les gaz qu'ils rencontrent. En faisant circuler les gàz^ qui ont été soumis à celte action autour de corps électrisés, la charge de ceux-ci disparaît, quel qu'en soit le signe, indiquant ainsi qu'il S4 produit des ions des deux signes. Ceux-ci jouissent, du reste, de toutes les autres propriétés des petits ions; en particulier, ils produisent la condensation de la vapeur d'eau sursaturante.

18. Phénomènes lumineux produits par les décharges à travei les gaz raréfiés. — Étincelle éleotriqae (^). — Les propriétés d^ corpuscules que nous venons de voir permettent de donner une explL

(*) L*explication des phénomènes que produisent les décharges 4 travers les $m que nous donnons ici, est celle de M. J.-J. Thomson, modifiée en quelques poinup^

cation très satisfaisante des apparences que présentent les gaz traversés par des décharges électriques, si variées suivant la nature de ceux-ci et suivant leur pression.

Quand on relie les deux électrodes du tube aux pôles de la source électrique, il se produit dans celui-ci un champ électrique, dont le sens général est de l'anode à la cathode. Les quelques ions positifs, qui préexistent toujours dans un gaz, sous l'influence de la force électrique produite par ce champ, se précipitent sur la cathode : il y a bombardement de la cathode par les ions positifs. On admet que les chocs qui en résultent ionisent le métal de celle-ci. Les corpuscules provenant de cette ionisation étant soumis à une force en sens inverse du champ s'éloignent de la cathode, et acquièrent rapidement une grande vitesse sous l'influence du champ électrique.

Des expériences directes de M. J.-J. Thomson ont montré que, dès que la décharge est établie, il règne tout près de la cathode un champ électrique extrêmement intense, la chute de potentiel en passant de l'anode à la cathode ayant lieu en grande partie tout près de celle-ci. C'est dans ce champ très intense entourant la cathode, dont les lignes de force sont normales à celle-ci, par conséquent, que les centres positifs acquièrent principalement la force vive avec laquelle ils bombardent la cathode, et que les corpuscules fournis par l'ionisation du métal prennent une vitesse considérable dans la direction du champ; ainsi s'explique la formation de rayons cathodiques partant normalement de la cathode, comme l'indique l'expérience. Ces corpuscules, lancés à partir de la cathode, en rencontrant les f ''lolécules du gaz, ionisent celles-ci, en produisant une lumière caractéristique de la nature de la molécule, ou des atomes qui la constituent, ainsi que le montrent directement les expériences de Lenard. ^s centres positifs provenant de cette ionisation se précipitent sur la ^thode, par suite de l'action du champ électrique : de cette façon s entretient le bombardement de la cathode par des centres positifs, ^^cessaire à la continuation de l'émission des corpuscules.

^n phénomène analogue doit se produire du côté de l'anode : les *^ii.s négatifs préexistants dans le gaz doivent se précipiter sur celle-ci

^^ ^ellaty priocipalement pour l'explication de la diiïérence de coloration entre la f^iQe cathodique et la colonne anodique, laissée de côté par M. J.-J. Thomson, et P^Hr TexplicatioD de Tespace noir de Crookes.

SOUS l'action du champ électrique, et ioniser le gaz sur leur parcours ( • ) les centres positifs qui proviennent de cette ionisation doivent fuir l'anode et, dès que sous l'action du champ ils ont atteint une vitesse suffîsante, ils doivent ioniser le gaz, en donnant naissance à des corpuscules qui se dirigent à leur tour vers l'anode (^). Cette remarque faite, nous allons nous occuper plus spécialement de l'émission cathodique.

Si le gaz est extrêmement raréfié, si sa densité est au-dessous de la millionième partie de la densité D qui correspond à la pression atmosphérique, la plupart des corpuscules lancés par la cathode ne rencontrent pas de molécules gazeuses, et vont choquer les parois de l'ampoule qui font face à celle-ci. Le verre, les pierres précieuses, la plupart des minéraux soumis à ces chocs émettent une lumière qui dépend de la nature du corps frappé. Il faut admettre que ces chocs sur corps solides, comme ceux sur les molécules gazeuses, sont accompagnés d'ionisation des molécules, pour expliquer l'entretien du bombardement sur la cathode des centres positifs et la continuation des phénomènes ('). On est dans le cas des ampoules de Crookes.

(*) On ne sail si les ions négatifs ou les corpuscules en choquant Tanode peuTent ioniser le métal qui la constitue. Cela ne parait pas probable, au naoins aTec le degré d'intensité de l'action des centres positifs sur la cathode; il en résulterait, en effet, une symétrie assez grande entre les phénomènes cathodiques et anodiques. Or, l'expérience montre une très grande dissymétrie entre ce qui se passe du cOté de l'aoode et du côté de la cathode : par exemple, l'intensité du champ est beaucoup plas grande autour de la cathode qu'autour de l'anode.

(') Au moment où l'on vient d'établir la communication des pôles de la source électrique avec les électrodes, avant que le régime permanent ne soit étallli» il est fort possible que dans certains cas le champ électrique soit d^abord plus inteaae du côté de l'anode que du côté de la cathode. Le phénomène de décharge commeiieerait ^ alors du côté anodique. Mais la création des centres chargés par ionisation, rendant.^ plus conducteur le gaz du côté anodique, l'intensité maximum du champ électriqae^= se déplacerait dans le tube en se dirigeant vers la cathode. Ainsi pourrait s'expliqni simplement le fait constaté par M. Villard, qu'au début, le premier phénomène lamineux a lieu du côté de l'anode et qu'il y a, en quelque sorte, propagation di l'allumage de la décharge de l'anode à la cathode.

On voit que ce phénomène n'a rien de contraire à la théorie de J.-J. Thomson so te mécanisme de la décharge à travers les gaz.

( ' ) Si la cathode est percée de trous, ou est formée par un grillage, il se prodoi derrière elle un flux de rayons d'une espèce particulière, signalés, pour la premi^ fois, par Goldstein, et qui portent pour cela le nom de rayons de GoltUtein; on 1 désigne aussi sous le nom de rayoju-canaux^Ws excitent la lumineseence des pai 4iu verre qu'ils frappent; ils sont déviés par les champs électriques et par les chai

toNiSATiON DEH o*ï. — nom-isciri.Rs. 3(9

r Si ta densité du gaz est un peu plus grande, de l'ordre du milUo- ■Lème de D, les chocs sur les moléi^ules du gaz des corpuscules forpant les rajons calliodiques snul asseï nombreux pour que la lumière gui en résulte devienne sensible, et l'inli^rieur du tube t^rnel une kible lueur; la luniiuescence des parois de l'ampoule devient, en pême temps, moins vive, comme celîi doit être puisqu'elles sont itteîntespar un moinsgrand nombre de corpuscules n'u^anl rencontré Uicune moléi-ule gazeuse, et, par conséquent, ajani conservé leur ■ande force vive.

5i l'ampoule est très vaste, ou si la densité du gaz est plus grande, s corpuscules lancés par la catbode(i:o''/'u«ci/ /es /irimai/Tj) finissent r tous rencontré des molécules gazeuses avant d'atteindre la u au moins les parties de celle-ci éloignées de la cathode. La ^rtc de force vive qu'éprouve le corpuscule primaire par le choc lontre une molécule gazeuse rempicbed'exciler la luminescence de 1 paroi, (^uand il la frappe, et celle-ci n'émet plus la lueur lluorestente caractéristique des ampoules de Crookes. Les molécules de gaz Bencontrées par tes corpuscules u^untainsi perdu la jdus grande partie e leur énergie cinétique ne sont pas non plus rendues lumineuses, kossi, au delà de cei espace qui entoure ta cathode, d'autant plus prillanl que ce gaz est plus dense [gaine cathodique, b {Jtg. 75)],

!k se produit un choc intense des corpuscules primaires sur le gai, paccëde-t-il un espace sombre (^espace noir de Faraday, c).

iaglidlî(|uct. comme dcj parliculei j/osilivti venant de la cathode. Ces rajua

itituto par I» centrci poiilits t|ui, en se pr^ripiUnt vers la ralbode, ont

|erf[cre. La grunilcuc de la déviation qu'il» éprouvent par l'action d'un i^hamj

liquc indique que leur ua»e est beaucoup plus gr*nde que celle des corpus

<t bien conforme a l'explication prt^c«d«nlc.

25o CHAPITHE VII.

Ajoutons que lout près de la cathode C se trouve aussi entre elle et la gaîne cathodique brillante b un espace noir [espace noir de Crookes, a). Il est dû à ce que les rayons cathodiques ont une action mécanique sur le gaz semblable à leur action sur le moulinet de Crookes (Liv. I, Chap. VII, n" 10) : le gaz est chassé à une certaine distance de la cathode; un vide presque parfait existant immédiatement autour de celle-ci, aucune ionisation, aucune luminescence des molécules gazeuses ne peut avoir lieu (*).

Si la densité du gaz augmente, et jusqu'aux plus fortes densités, telles que celles qui correspondent à la pression atmosphérique, les phénomènes que nous venons d'indiquer restent les mêmes, sauf que l'espace noir de Crookes, la gaine cathodique et Tespace noir de Faraday qui lui fait suite se resserrent de plus en plus autour de la cathode à mesure que la densité du gaz augmente; c'est ce qu'on peut prévoir aisément d'après l'explication précédente : le nombre des molécules d'un même gaz par unité de volume variant comme la densité, la longueur extrême parcourue par un corpuscule primaire avant d'être arrêté par sa rencontre avec une molécule est d'autant moindre que la densité est plus grande.

Mais, dès que la gaine cathodique est suffisamment resserrée autour de la cathode, on voit apparaître un autre phénomène : en s'écartant de celle-ci, au delà de l'espace noir de Faraday, le reste de l'intérieur de l'ampoule émet une lumière, provenant du gaz qui y est contenu, tranchant souvent sur la lumière de la gaine cathodique par sa couleur et son intensité Comme la luminosité produite ainsi s'amincit en se rapprochant de l'anode A, qu'elle atteint, on a l'illusion qu'elle s'en échappe, d'où le nom de colonne anodiq ue qu^onlui a donné. On la voit en général se produire à partir de densités égales à la cent-millième ou la dix-millième partie de la densité D correspondant à la pression atmosphérique jusqu'aux plus fortes densités, en se transformant graduellement en ce qu'on appelle V étincelle électrique.

Pour les plus faibles densités où apparaît cette colonne anodiqua jusqu'à des densités de l'ordre d'un millième de D, ou même un pem plus, cette colonne anodique présente des alternances de parties bri

(*) Des expériences directes niontrenl celle action oaécanique des rayons cai diques sur les gaz.

IONISATION DBS G\Z. — CORFL'SCLLKS. 2DI

lantes d et de parties obscures e,/y appelées stries {fig^ 70), qui sont toujours plus nettes dans la portion de la colonne anodique qui est la plus voisine de la cathode.

L'explication de la colonne anodique est la suivante. Les corpuscules primaires qui ont perdu leur force vive par un premier choc sur une molécule gazeuse dans la gaine cathodique, ainsi que les corpuscules qui prennent naissance par l'ionisation du gaz qui en résulte {corpuscules secondaires)^ sous Tinfluence du champ électrique qui règne dans toute Tampoulc, et qui a pour sens général celui de l'anode à la cathode, reprennent petit à petit une vitesse en sens inverse du champ suffisante pour ioniser de nouveau et faire luire par là même les molécules gazeuses qu'ils rencontrent; désignons par v la vitesse minimum nécessaire à cette action. Comme l'expérience montre que le champ électrique, très faible dans la gaine cathodique, devient relativement intense dans l'espace noir deJFaradaj, c'est seulement à partir du commencement de cet espace que les corpuscules primaires et secondaires commencent à acquérir une vitesse notable; il en résulte que jpresque tous simultanément atteignent après le même parcours dans l'espace noir la vitesse minimum r; les molécules gazeuses rencontrées seront alors ionisées et rendues luminescentes : - c est le début de la colonne anodique. Par suite de ces nouveaux chocs ^€s corpuscules perdent de nouveau leur force vive, et prennent une altesse trop faible pour produire l'ionisation; quand tous ont subi un 'Nouveau choc, les molécules rencontrées ensuite cessent d'être rendues lumineuses, d'où une nouvelle région obscure. Telle est l'explication de la première strie brillante rf et de la première strie obscure e ^^ la colonne anodique du côté de la cathode. Les suivantes s'expliquent ^p^lument par le même mécanisme, en se fondant sur le fait d'expé- ^CBce que le champ électrique, faible dans la partie brillante de la ^^*^e, redevient relativement intense dans sa partie obscure. Mais on ^^it qu'à mesure qu'on s'éloigne de la cathode, les chances pour qu'un ^**^nd nombre de corpuscules aient au même endroit la vitesse mini- "*Uiïi V pour que l'ionisation (se produise, et qu'à une strie obscure **^cède ainsi une strie brillante, deviennent de moins en moins ^**^xxdes; ce qui fait que les stries brillantes doivent être de moins en ^>lis bien séparées des stries obscures; c'est bien ce que montre ^^périence.

^ette explication des stries de la colonne anodique fait comprendre

a52 CHAPITRE VII.

aussi pourquoi, à mesure que la densité du gaz augmente, c'est-à-dire le nombre de molécules par unité de volume, les stries brillantes sont de moins en moins épaisses : il se produit pour elles ce qui se produit pour la gaine cathodique, et l'explication donnée plus haut dans ce cas s'applique ici sans modification. Dès que la pression atteint dans le tube la millième partie environ de la pression atmosphérique la valeur moyenne du champ électrique augmente avec la pression (la différence de potentiel qu'il faut établir entre les électrodes pour produire la décharge augmente). Il en résulte que, dans l'espace noir de Faraday, et dans les stries obscures, qui en sont, en quelque sorte, la répétition, les corpuscules ont plus vite fait de reprendre la vitesse minimum v nécessaire à l'ionisation des molécules gazeuses rencontrées; aussi les stries obscures sont-elles moins épaisses quand la pression devient plus forte, ainsi que l'espace noir de Faraday. Par conséquent, lorsque la pression augmente, les stries deviennent plus serrées, et tendent de plus en plus à devenir indistinctes surtout dans les parties éloignées de la cathode. Les irrégularités de la source électrique déplaçant un peu les stries contribuent aussi à produire cette confusion. C'est pourquoi, dès que la pression est suffisamment forte, la colonne anodique paraît continue.

Nous venons de dire que, dans toutes les parties obscures du tube, le champ électrique était plus intense que dans les parties brillantes. La raison de ce phénomène est la suivante : l'intensité du courant qui parcourt le tube est, en appelant 5 sa section, n le nombre des corpuscules par unité de volume et p celui des centres positifs, u la vitesse moyenne des premiers et u' celle des seconds, enfin e la valeur absolue commune de leur charge électrique : i =: se {nu -h pu'). Mais, à cause de leur masse beaucoup plus grande pour la même charge électrique et, par conséquent, pour la même valeur de la force agissante, les centres positifs ont une vitesse moyenne insignifiante vis-à-vis de celle des corpuscules ; on a donc sensiblement

(1) i = senu.

Or^ dans les parties brillantes, l'ionisation est intense, et n est grand, tandis que dans les parties sombres, où il n'y a pas ionisation, par suite de la recombinaison des centres chargés de signes contraires, le nombre n des ions est beaucoup plus faible. L'intensité du courant i étant la méine dans toutes les parties du tube, le produit nu

est constant ; la vitesse moyenne «, et, par suite, l'intensité du champ électrique, qui varie dans le même sens que w, sont donc grands là où n est faible, c'est-à-dire dans les endroits obscurs.

Si un tube présente des parties étroites et des parties larges, on constate que les stries sont plus serrées dans les parties étroites : la section s étant plus faible, u devient plus grand, d'après (i); après avoir perdu sa force vive par un choc contre une molécule de gaz, un corpuscule aura, à la suite d'un moindre trajet, repris la valeur minimum v de la vitesse nécessaire pour ioniser une nouvelle molécule; il en résulte que la distance des fronts de deux stries brillantes consécutives sera moins grande dans les parties étroites que dans les parties larges.

On remarque que, pour beaucoup de gaz, la couleur de la gaine cathodique n'est pas la même que celle de la colonne anodique. Ainsi, dans le cas de l'azote ou de l'air, la gaine cathodique est d'un bleu violet, tandis que la colonne anodique est rose. Examinées au spectroscope, ces deux lumières montrent les mêmes raies, celles qui sont caractéristiques du gaz, mais avec des intensités parfois très différentes. C'est ainsi que des radiations violettes faibles ou même non visibles dans le spectre de la lumière rose de la colonne anodique deviennent très brillantes dans la lumière bleu violet de la gaine cathodique.

L'explication de ce changement de coloration est évidemment en rapport avec la vitesse avec laquelle les corpuscules choquent les molécules gazeuses. Les corpuscules primaires lancées à partir de la cathode prennent, comme nous l'avons déjà dit, une énorme vitesse V dans le champ très intense qui avoisine la cathode. Cette vitesse V est bien supérieure à la vitesse minimum v nécessaire à Tionisation ; aussi les molécules gazeuses frappées par ces corpuscules à vitesse considérable V, c'est-à-dire celles qui brillent dans toute la gaine cathodique, subissent-elles un choc bien plus violent que les molécules qui brillent dans la colonne anodique, qui sont frappées avec une vitesse peu supérieure à la vitesse minimum r. U n'est pas étonnant que, l'ébranlement de l'édifice atomique étant très différent, il en soit de même pour l'intensité relative des radiations émises.

Ce qui justifie pleinement cette explication, c'est que, toutes les fois que dans la colonne anodique on produit une cause qui tend à augmenter la vitesse des corpuscules au moment du choc, on voit la

lumière émise se rapprocher de la teinte de la lumière cathodique. On peut arriver à ce résultat en produisant un étranglement dans la partie du tube où se produit la colonne anodique : le champ devenant •considérable par suite de cet étranglement, un certain nombre de corpuscules peuvent acquérir une grande vitesse avant de frapper une molécule ; les molécules frappées par ces corpuscules se trouvent alors dans des conditions débranlement voisin de celui qui a lieu pour la gaine cathodique, et la couleur se rapproche de la couleur de celle-ci.

On peut encore mieux suivre les modifications progressives dans la couleur de la colonne anodique, depuis la teinte normale jusqu'à une teinte qui se rapproche beaucoup de celle de la gaine cathodique, en produisant un amincissement de la colonne anodique le long de la paroi du tube de verre par l'action d'un champ magnétique d'intensité convenable : à mesure que le faisceau anodique devient plus mince, le champ électrique va en augmentant, comme on peut s'en assurer directement : par suite, certains corpuscules acquièrent des vitesses de plus en plus grandes avant de choquer une molécule ; aussi, voit-on la lumière prendre une teinte de plus en plus voisine de celle de la gaine cathodique. Le spectroscope permet de suivre alors la modification graduelle du spectre.

L'étincelle électrique, qui se produit entre les électrodes pour des pressions du gaz analogues à la pression atmosphérique, est constituée presque entièrement par la colonne anodique ; la gaine cathodique n'est plus représentée que par un point brillant sur la cathode. Mais l'explication de Tétincelle électrique n'est pas diflerente de celle que nous venons de donner, au moins quand Tintensité du courant de décharge reste faible : à mesure que la pression augmente, o passe par degrés insensibles des phénomènes observés dans les tube dits de Geissler (où la pression est environ la millième partie de I pression atmosphérique) au phénomène de l'étincelle électriqu telle quelle éclate à Tair libre, dans le cas de courants de faibl intensités.

Lorsque, dans un tube, la pression devient suffisamment grand

la colonne anodique ne remplit plus tout l'intérieur du tube, mais

concentre vers son axe, se rapprochant par son aspect du trait de f

qui constitue l'étincelle à Tair libre. Dans ces conditions, ainsi q

.l'a fait remarquer M. Villard, cette colonne est déformée par lechan

IONISATION DES GAZ. — CORPUSCULES. 2i5

magnélique, comme le serait un conducteur flexible : il semble qu'il j ait une certaine adhérence des tronçons de la colonne anodique les uns aux autres. Ce n'est probablement là qu'une apparence : l'action combinée du champ électrique et du champ magnétique suffit à expliquer ce phénouiène, sans qu'il y ait rien à changer d'essentiel dans l'explication que nous venons de donner de la constitution de la colonne anodique.

M. Villard a appelé l'attention sur le fait suivant ; si l'intensité du courant de décharge devient grande, comme dans la décharge d'un condensateur entre électrodes communiquant avec les armatures par un circuit peu résistant, la colonne anodique paraît aller d'une électrode à l'autre, sans qu'on puisse voir la gaine cathodique. La résistance de Tétincclle est alors très faible, ce qui permet à la décharge d'être oscillante (Liv. H, Chap. V) (').

Dans l'arc électrique aussi, même quand il est produit par des courants continus, on ne voit pas de gaine cathodique à la cathode.

19. Aigrettes. — Le phénomène de l'aigrette, tel qu'on l'observe à l'extrémité d'une pointe métallique fortement électrisée, a une explication tout à fait analogue à celle de la décharge entre deux électrodes.

Si la pointe est négativement électrisée, il règne tout près d'elle un champ électrique très intense (Liv. I*"', Chap. IV, n° 19), qui est tourné vers la pointe. Celle-ci est alors une cathode, et les phénomènes indiqués plus haut se produisent exactement de même : les ions positifs, toujours présents dans l'atmosphère, se précipitent sur la pointe, il y a ionisation du métal, et production de rayons cathodiques ; il se forme une gaine cathodique, qui constitue ce petit point brillant qu'on voit sur la pointe, et auquel se réduit à peu près l'aigrette au point de vue lumineux.

Si la pointe est positivement électrisée, le champ électrique très intense qui règne autour d'elle attire vers la pointe les ions négatifs toujours existant dans l'air. Dès que, sous cette influence, la vitesse de ceux-ci a atteint une valeur convenable, les molécules gazeuses

(') Ce sont, peut-être, ces oscillations rapides qui masquent la gaine cathodique» les deux électrodes étant alternativement anode et cathode. Ce phénomène es encore à Tétude.

choquées par ces ions sont ionisées avec production de lumière ; les corpuscules ainsi libérés s^ajoutent aux ions négatifs pour se diriger vers la pointe, tandis que les centres chargés positifs qui en résultent s'éloignent de celle-ci ; ils prennent bientôt aussi une vitesse suffisante pour ioniser par leur choc les molécules rencontrées. Ainsi s'entretient, dès qu'elle est commencée, l'aigrette positive. Elle est plus ramifiée que l'aigrette négative ; ces ramifications lumineuses sont des colonnes anodiques.

20. Champ magnétique créé par un corpuscule en mouvement. — Origine électromagnétique de la masse des corpuscules. — Nous avons déjà vu qu'un corpuscule lancé dans un champ magnétique avec une vitesse v est soumis à une force électromagnétique perpendiculaire à la direction de la vitesse et du champ, à la droite d'un observateur couché dans la direction de la vitesse, de façon que celle-ci aille de ses pieds à sa tète, et qui regarderait dans le sens du champ, la valeur/ de cette force étant donnée par /= i^tïl sina, en appelant e la charge électrique du corpuscule en unités électromagnétiques, H l'intensité du champ et a l'angle que forme la direction de celui-ci avec celle de la vitesse v (n" 12). Supposons que le champ magnétique soit produit uniquement par un point magnétique A (fig* 76) contenant une quantité q de magnétisme^

nord et situé à une distance r du corpuscule G en mouvement;

aura, pour l'intensité H du champ magnétique en C, la valeur

sa direction et son sens seront ACH, et, par conséquent, l'ange sera Tangle HCV, en représentant par CV la vitesse. D'après le pr

cipe de Inégalité enlre l'action et la réaction, nous 'devons admettre que le point magnétique A est soumis, de la part du corpuscule en mouvement, à une force égale en valeur absolue à la précédente, mais

directement opposée, ayant, par conséquent, pour valeury= — 2__ — .

Il en résulte que le corpuscule en mouvement crée en A un champ magnétique d'intensité h donnée par

, f^ e sina M) h^ : ,

OÙ la charge électrique e du corpuscule doit être exprimée en unités électromagnétiques, ce champ étant perpendiculaire au plan ACV et dirigé à la droite d'un observateur couché dans la direction CV, de façon que le sens de la vitesse aille des pieds à sa tète, et qui regarderait dans la direction du point A.

Du reste, M. Josef von Geitler, en 1902, a démontré par une 1 expérience directe l'existence d'un champ magnétique produit par les corpuscules en mouvement, et, bien antérieurement, Rowland avait établi par Inexpérience qu'un corps électrisé déplacé rapidement crée autour de lui un champ magnétique, dont l'intensité est bien ''eprésentée par la relation (i), dont la direction est celle indiquée ci--dessus, et le sens celui indiqué, si la charge du corps est négative, ^^ le sens inverse si la charge est positive.

(^Q corpuscule en mouvement, créant tout autour de lui un champ 'Qagnétique doué d'une certaine énergie W, doit nécessiter, pour être '^^s en mouvement, un travail au moins égal à l'énergie W du champ '"^^^nétique ainsi créé.

I^ans le cas d'une sphère uniformément électrisée à sa surface, à

^^^Uelle on peut assimiler un corpuscule, on peut faire le calcul de

^tiergie totale W du champ magnétique produit par son mouvement.

^9 Comme c'est le cas le plus fréquent, le mouvement de la sphère

f ^ ^ssez peu rapide pour qu'on puisse négliger sa vitesse v devant la

*^^sse V de propagation des ondes électromagnétiques, qui est la

^'^e que la vitesse de la lumière (3. 10*®), on trouve pour la

^*^xir W l'expression

3a ~ 3aV«' P. — III. 17

258 CHAPITRR VII.

en appelant a le rayon de la sphère et e la charge de celle-ci en unités électrostatiques (*).

Si Ton compare cette valeur de l'énergie W du champ magnétique produit p^r le corpuscule en mouvement, et qu'il entraîne avec lui,

à Ténergie cinétique -(Xi'- de celui-ci, on voit que ces deux exprès-

Ma

sions ont même forme par rapport à la vitesse. Posons (3) f.'= ^^'

3aV»

y! est une quantité constante, puisque toutes les quantités qui figurent dans le second membre sont des constantes pour le corpuscule.

L'énergie du champ magnétique prend alors la forme - [x't^^. Or, il

faut pour mettre le corpuscule en mouvement que le travail de la force accélératrice qui lui communique la vitesse v soit au moins égal

à Ténergie du champ magnétique -^-'^^ ainsi créé : le corpuscule a

donc une inertie d'origine électromagnétique qui peut, comme l'inertie matérielle, être caractérisée par un coefficient jjl' jouant le même

( ' ) Voici comment on peut établir celte relation :

Nous avons vu [Liv. Il, Chap. III. n" 16, form. (3o)] que l'énergie totale wAu champ magnétique est donnée, pour une perméabilité magnétique du milieu égale à Tunîté, comme c'est le cas ici, par

en désignant, comme ci-dessus, par h l'intensité du champ magnétique dans le volume infiniment petit dv^ le signe d'intégration s'étendant à tout l'espace considéré; ici, par conséquent, à tout l'espace non occupé par la sphère électrisée. Si Ton peut négliger la vitesses devant la vitesse V de prop.igation des ondes électromagnétiques, à un même moment le champ a pour tous les points de l'espace l'iniensité donnée pur la relation (i) du texte. D'autre part, l'élément de volume peut être remplacé par son expression en coordonnées polaires </p= iicr sina.rt/a.cfr, l'intensité du champ A ayant la même valeur pour tous les points de l'anneau inûniment étroit de rayon 27:rsina. En remplaçant dans (i), il vient, d'après la relation (i) du texte :

I /'v'e' singez . . t'^v"- C* dr C'^ .. . c'v» a) iv = r— / ï aitrsina raaa/ •= —T- / — :; / sin'aaa=-s

Comme on a s = r^» il vient aussi :

(3) iv =

rôle que la masse dans les conditions ordinaires, et que nous appellerons la masse électromagnétique du corpuscule.

Outre cette masse électromagnétique, le corpuscule a-t-il une masse matérielle? En d'autres termes, (jl est-il supérieur à (jl', ou lui est-il égal?

Cette question a été résolue, en considérant le cas où les corpuscules sont lancés avec des vitesses comparables à celle de la propagation des ondes électromagnétiques V, comme cela a lieu pour les corpuscules émis par les corps radioactifs, dont quelques-uns, comme nous l'avons déjà dit, atteignent des vitesses égales à 0,95 V, d'après les expériences de M. Kaufmann. Pour ces énormes vitesses, l'énergie du champ magnétique produit par le mouvement du corpuscule peut

bien encore être mise sous la forme -\k'v^^ mais le coefficient |jl' est

alors une fonction du rapport ^ = ^ de la vitesse v du corpuscule à la

vitesse V de la propagation des ondes électromagnétiques, ce qui fait <]ue la masse électromagnétique, définie toujours comme le facteur (jl'

<*e--, n'est plus une constante, mais une fonction du rapport 3.

M. Max Abraham est parvenu à calculer rigoureusement cette fonc- ^*on de P qui représente la masse électromagnétique du corpuscule. ^ J a lieu de distinguer entre une masse électromagnétique longitudinale correspondant au cas où la force est tangentielle, qui est donnée par

3aV«

xine masse électromagnétique transversale correspondant au cas ^ la force est centripète, qui est donnée par

i-.orsque le rapport p est assez petit pour que son carré puisse être

^lîgé devant l'unité, les deux masses électromagnétiques se con-

^^dent entre elles et avec la valeur que nous avons calculée plus

t26o CHAPITRE VII.

haut pour les faibles vitesses; sans cela, on voit que la masse électromagnétique longitudinale est toujours plus grande que la masse électromagnétique transversale. L'une et l'autre tendent vers l'infinî quand p tend vers l'unité, c'est-à-dire quand la vitesse du corpuscule tend vers la vitesse de la lumière; d'où cette conclusion remarquable : la vitesse d'un corpuscule ne peut pas dépasser la vitesse de la lumière.

M. Kaufmann a mesuré la vitesse et le quotient - de la charge

électrique e d'un corpuscule par sa masse [a pour les corpuscules émis par les sels de radium. La méthode qu'il a employée pour cela est analogue à celle de M. J.-J. Thomson (n" 12). Sur un faisceau de rayons isolé par un diaphragme, il a fait agir simultanément un«champ magnétique et un champ électrique parallèles entre eux, et perpendiculaires à la vitesse de départ des corpuscules constituant ces rayons; ils étaient ainsi déviés dans une direction résultante des deux directions rectangulaires entre elles qu'on aurait obtenues si chacun des deux champs avait agi seul. Ces rayons étaient reçus sur une plaque photographique, entourée d'une très mince feuille d'aluminium pour la soustraire à l'action de la lumière ('), dont le plan était perpendiculaire à la direction des corpuscules en l'absence des champs magnétiques et électriques, et située en face du trou du diaphragme. Sous l'influence combinée de ces deux champs, les corpuscules tombaient sur la plaque en des points qui dépendaient de la vitesse initiale de ceux-ci. C'est de la mesure des abscisses et des ordonnées de ces points par rapport à deux axes menés dans le plan de la plaque, l'un parallèlement à la direction commune des deux champs, l'autre perpendiculairement à celle-ci, et se coupant au point où les corpuscules seraient tombés en l'absence des champs, qu'on déduisait la

vitesse i^ et le quotient - pour chacun des points de la courbe pho-

tographique. Ajoutons que le vide était fait dans l'appareil pour — empêcher l'ionisation des gaz par les corpuscules, ce qui aurait eu ^^

l'inconvénient de voiler uniformément la plaque. La pose durait plu

sieurs jours; au bout de deux jours, on renversait le champ éleclriqu< et l'on faisait poser encore pendant deux autres jours, afin d'obtenii

(') Nous rappelons que les rayons calhodiques traversent les feuilles d'alumîniui très minces, ei qu'ils impressionnent la plaque photographique.

IONISATION DBS GAZ. — CORPl'SCULES.

>ine seconde courbe symétrique de la première. C'est, en effet, une courbe, et non un point, qui se produit sur la plaque photographique; teci montre que les divers corpuscules émis par le corps radioactif sont lancés avec des vitesses différentes : la déviation électrique et magnétique est d'autant plus petite que la vitesse est plus grande.

L'expérience montre que le quotient - diminue quand la vitesse

augmente, et, comme on ne peut admettre que la charge du corpuscule e varie, il faut en conclure que, conformément aux prévisions, la masse jx augmente par suite de l'augmentation de sa partie électromagnétique. Les résultats de M. Raufmann permettent le calcul du rapport de la masse jjl à la masse [Xq pour les vitesses extrêmement petites du corpuscule. Le Tableau suivant donne le résultat obtenu par M. Kaufmann pour une plaque particulièrement nette oii les pointés se faisaient avec beaucoup d'exactitude (plaque n" 18 de son Mémoire). En regard des nombres ainsi obtenus par l'expérience,

00 Us avons placé le rapport -^ de la masse électromagnétique transite

"^ersale [jl' ( ' ), correspondant à la vitesse (^, à la masse électromagnéti(]iae [JL^ qui correspond aux vitesses extrêmement faibles [celle dont '* Valeur est donnée par la relation (3)], calculé d'après la formule (5) ^G M. Max Abraham, et la connaissance du rapport ^ de la vitesse v ^« corpuscule à la vitesse V de la lumière. Ce sont ces valeurs de ^ ^^î sont inscrites dans la première colonne :

ft V

Mv-

Différences.

ïi97

. C ') C'est la seule qui entre en jeu dans les expériences de M. Kaufmann, puisque ^ forces électriques et éleclromagnétiques sont sensiblement ou rigoureusement ^pendiculaires à la trajectoire.

262 CHAPITRK VII.

On voit que les différences entre les nombres de la deuxième et de la troisième colonne sont, en général, très faibles, tantôt positives et tantôt négatives, ne présentant rien de systématique, et qu'elles doivent être attribuées uniquement aux erreurs de ces délicates expériences. On en conclut

Or, s'il s'ajoutait à la masse électromagnétique du corpuscule une masse fixe /?2, on aurait [jl = [jl' -|- /w et ^q = y!^ -{- m ^ et la relation (6) deviendrait

(7) -i-7 — -S-» a ou m=o.

Ainsi, il résulte de ces remarquables expériences que :

La masse du corpuscule est entièrement d'origine tHectromag né tique.

Les expériences de M. Kaufmann fournissent aussi le quotient —

de la charge des corpuscules lancés par les corps radioactifs à leur masse pour les vitesses infiniment faibles. Les deux plaques photographiques les plus nettes (plaques 1 8 et 19 du Mémoire) conduisent respectivement pour ce quotient aux nombres 1,941.10' et 1,775.10' unités électromagnétiques C.G.S.; les expériences de M. Simon, faites sur les corpuscules qui constituent les rayons cathodiques d'une ampoule de Crookes (n" 12), ramenées par la formule de M. Max Abraham aux vitesses infiniment faibles, conduisent pour le même quotient au nombre i ,885, 10' intermédiaire aux deux précédents. Il faut en conclure que les corpuscules émis par les corps radioactifs sont bien de même nature que ceux qui constituent les rayons cathodiques.

C'est le nombre fourni par les expériences de M. Simon, susceptibles de plus de précision que les expériences de M. Kaufmann, que nous venons de rapporter, qui sera adopté dans cet Ouvrage pour le

quotient — ; ce nombre i, 885. 10' en unités électromagnétiques C.G.S.

donne 5, 655. 10'' en unités électrostatiques C.G.S. D'après la valeur la plus probable de e fournie par les expériences de M. J.-J. Thomson (3, 4.10"*® unités électrostatiques C.G.S.), on en déduit

IONISATION DKS GAZ. — CORPUSCULES. 263

pour la masse [x© du corpuscule animé d'une vitesse très faible par rapport à celle de la lumière le nombre ao= 6,o.io~^^ gramme.

21. Phénomène de Zeeman.— Explication de Lorentz. — La notion de corpuscule est entrée dans la Science aussi par une autre voie, toute différente de celle que nous venons d'indiquer. Le physicien hollandais Lorentz et ensuite le physicien anglais Larmor ont fondé une théorie de la lumière dans laquelle ils font intervenir de petits corps électrisés auxquels on a donné le nom àî' électrons (*). Depuis que la célèbre théorie électromagnétique de la lumière de Maxwell (Liv. II, Note A), confirmée par les expériences de Hertz (Liv. II, Chap. V), est venue rendre extrêmement probable qu'une onde lumineuse n'est qu'une onde électromagnétique, il était tout naturel de chercher l'origine de cette onde dans un phénomène électrique dont les molécules ou les atomes du corps émettant la lumière seraient le siège; d'où l'introduction des électrons. Cette conception a fait prévoir à M. Lorentz le phénomène suivant cherché et mis expérimentalement en évidence par le physicien hollandais Zeeman.

Phénomène fie Zeeman, — Lorsqu'on place dans un champ magnétique intense une flamme chargée d'une vapeur, ou une source lumineuse quelconque donnant à l'analyse spectrale des raies fines, ces raies sont remplacées par deux ou plusieurs raies très voisines, mais d'autant plus écartées que le champ magnétique est plus intense. Tel est le phénomène découvert par M. Zeeman en 1896, et qui porte son nom.

Pour la lumière émise dans la direction du champ magnétique (les rayons lumineux passant à travers les trous pratiqués dans les pièces polaires de l'électro-aimant qui sert à produire celui-ci), chaque raie se dédouble en deux raies symétriquement placées par rapport à la raie primitive, qui a disparu. Chacune de ces deux raies est polarisée circulairement, mais en sens inverse l'une de l'autre; si le sens du champ magnétique est tourné vers l'observateur, la vibration circulaire de gauche à droite en passant par le haut (sens du mouvement des aiguilles d'une montre) se trouve du côté du rouge du spectre, et

(*) Ce nom a été proposé par M. Filz-Gérald.

264 CHAPITRE Vil.

la vibration de droite à gauche en passant vers le haut ijig* ll)i ^" côté du violet, par conséquent.

Pour la lumière émise dans une direction normale à celle du champ magnétique, chacune des raies donne le plus souvent naissance à trois raies; Tune a la même position que la raie primitive, les deux

Fig. 77.

autres sont symétriquement placées par rapport à celle-là; les longueurs d'onde des deux raies latérales sont respectivement les mêmes que les longueurs d'onde des raies polarisées circulairement qu'on voit dans la direction du champ. Ces trois raies sont polarisées rectilignement; la raie du milieu a ses vibrations suivant la direction du champ magnétique ; les deux raies latérales ont leurs vibrations perpendiculaires à la direction du champ.

Explication de M , Lore.ntz. — Gomme nous l'avons dit, M. Lprentz admet dans l'atome l'existence de centres électriquement chargés ou électrons, qui sont en mouvement de rotation autour du centre de celui-ci. Ces électrons agissent sur Téther comme un oscillateur de Hertz, et donnent naissance à une onde électromagnétique de même période que la période de rotation de l'électron : c'est l'onde lumineuse. Il faut donc imaginer dans l'atome au moins autant d'électrons qu'il y a de raies dans le spectre caractéristique de celui-ci.

En vertu du principe de la superposition des effets des petits mouvements, l'effet produit sur l'éther par un électron est le même que l'effet qui serait produit par un système de trois électrons qui auraient même masse et même charge électrique que l'électron considéré, dont l'un vibrerait rectilignement dans une direction OY, qu'on peut choisir arbitrairement, et que nous choisirons dans la direction du champ magnétique que nous allons faire agir, les deux autres tournant circulairement en sens inverse dans un plan perpendiculaire à OY,

les périodes du mouvement de ces trois électrons étant les mêmes que la période T du mouvement de l'électron considéré (*). Nous l'appellerons le système n" 1. Nous chercherons ce que devient le mouvement de chacun des trois électrons du système n® l sous l'action du champ magnétique, et nous admettrons que le système n" 2 obtenu ainsi est équivalent par son action sur Téther à l'action de l'électron considéré soumis à l'influence du champ magnétique.

L'électron qui dans le système n" 1 vibre suivant la direction du champ magnétique n'est soumis de la part de ce champ à aucune force électromagnétique puisque celle-ci est égale, d'une façon générale, à i^eHsina (n" 12), où a est l'angle entre la direction du champ et celle de la vitesse, et qu'ici a est nul. La vibration de l'électron dans la direction du champ magnétique n'esldonc pas modifiée par l'action de celui-ci, et conserve la même période vibratoire que si le champ

(*) Voici la démpnstralioii de celle proposilion.

Considérons trois axes de coordonnées rectangulaires OX, OY cl OZ. Soit

(i) â; = asin3ic^f y = bs'iniTz (- ^ ^\ z = c sin 7 tz i;^ — y\

les projections sur les trois axes du mouvcmeuL de rélectron considéré. En vertu du principe rappelé plus haut, l'eiTel sur Péiher sera le même que si nous avions trois électrons de même masse et de même charfçe électrique que l'électron considéré, ▼ibratit rectiligncmenl suivant les trois axes, les élongations x, y ti z de ceux-ci étant données par les relations (i).

D'après le même principe nous pouvons remplacer les deux électrons vibrant dans le plan des XZ par deux aulrcs électrons identiques comme masse el charge électrique, mais tournant en cercle dans ce plan en sens inverse Tun de Tauire, pourvu que la somme des projections de leur mouvement sur OX soii égale à la valeur indiquée ci-dessus pour x^ el que la somme des projections de leur mouvement sur OZ soit égale à la valeur indiquée ci-dessus pour z. Les équations de ces deux mouvements circulaires sont donc

( a:*= a'sin2it / - — a), x" = a'sin ai: / ~ — a"), I z'= a'cos2it ^- — a'V 2"=— a'cosait ^^ — a"V

avec les relations

a' cos a ir a' -f- a" cos 2 Tc a" = a, a'cosaica' — a*cosaita'= — csinaity» a'sin ai: a'-h a'sin ai: «"= o, a'sin ai: a'— a'sinair 4"= ccosai:y,

qui déterminent les quantités a\ a", a' el a*, en fonction de a, c et y.

l66 CHAPITRE VII.

n'existait pas. Il donne naissance dans une direction perpendiculaire au champ à la raie médiane, et Ton voit pourquoi les vibrations de celle-ci ont lieu parallèlement au champ magnétique. Mais ce mouvement de Télectron dans la direction du champ ne peut donner aucune onde électromagnétique ou lumineuse dans cette direction, puisque ces ondes ont leur vibration perpendiculaire à la direction de propagation.

Quant aux deux électrons du système n? l tournant circulairement dans le plan perpendiculaire au champ, ils sont soumis à une force électromagnétique de la part de celui-ci, dirigée suivant le rayon du cercle décrit, dans le sens centripète ou dans le sens centrifuge, suivant le sens de la rotation. Dans le premier cas, la force électromagnétique s'ajoute à la force d'autre nature qui fait tourner en rond le centre chargé; la force centripète étant augmentée, la vitesse de rotation est aussi augmentée, le rayon /• du cercle décrit étant diminué. On a. en effet, en appelant co la vitesse angulaire, m la masse de l'électron et / la valeur de la force centripète, mtù'^ r •=. f^ ce qui montre que le produit «o^r augmente avec/*; mais, puisque laforce électromagnétique, toujours normale à la trajectoire, n'accomplit aucun travail, la force vive du mobile mtù'^r^ n'a pas varié par la production du champ; en affectant les grandeurs de l'indice i avant la présence du champ et de l'indice v. après, on a donc co.^ r2 > co'J r^ et co^ r-^ = (0| Ti , d'où 0)2 > coi et 9*2 < /'i . La même démonstration fait voir que, si la force électromagnétique est dans le sens centrifuge, la vitesse de rotation est diminuée. Comme la période T est liée à lu vitesse de rotation co par la relation (oT = 27r et que la longueur d'onde de la lumière émise est

donnée par À = VT = — — » on voit que la longueur d'onde sera diminuée si la force électromagnétique est dans le sens centripète et augmentée dans le cas contraire. Du reste, dans la direction du champ, ces rotations de l'électron doivent donner naissance à une onde polarisée circulairement, tandis que dans une direction perpendiculaire au champ, par conséquent dans leur plan de rotation, elles ne peuvent donner naissance qu'à des ondes polarisées rectilignement, la vibration étant perpendiculaire au champ. Ainsi se trouvent expliquées les deux raies polarisées circulairement pour la lumière émise suivant le champ et les deux raies latérales pour la lumière émise dans une direction perpendiculaire.

Remarquons maintenant que, si Télectron est chargé positivement, la force électromagnétique est à la gauche de l'observateur d'Ampère regardant dans le sens du champ de façon que le mouvement aille de ses pieds à sa tête; il en résulte que, si le champ est dirigé vers la personne qui reçoit les rayons lumineux, ce sont les rotations qui tournent en sens inverse du mouvement des aiguilles d'une montre [fi g* 77) qui donneront lieu à une force électromagnétique de sens centrifuge; ce sont donc celles qui devraient correspondre à la raie déplacée du côté du rouge. Or, c'est l'inverse qu'on observe, comme nous l'avons dit plus haut; il faut en conclure que les électrons sont chargés négativement, ce qui rétablit l'accord.

Nous pouvons, en outre, trouver le quotient de la charge e de l'électron par sa masse m. Pour cela désignons par F la force centripète qui agit sur lui quand le champ magnétique n'existe pas; on a /ncj^/-, = F. Si le champ agit, il s'ajoute à celte force ou s'en retranche la force électromagnétique et^H. Considérons le cas où elle s'ajoute; on a ma)'r2= Fh- r^H ('). Par soustraction, il vient v^H = m((i>^r2 — ^Î^O et, comme v = tù^r^ = Wi Ti, il vient

(1) eH = m(u)j — loi),

ou, en remplaçant o)| et (o^ par leur valeur en fonction des longueurs d'onde des lumières émises, on a finalement

OÙ V représente la vitesse de la lumière. La mesure du déplacement de l'une des deux raies polarisées circulairement par rapport à la position primitive fait connaître Aj, d'après la connaissance de A| ; d'autre part, l'intensité H du champ magnétique peut être mesurée ; on a donc

tous les éléments pour le calcul de — • Or, quoique le nombre ainsi

obtenu soit un peu variable d'une raie à une autre, la moyenne est à très peu près égale au nombre obtenu pour les corpuscules des rayons cathodiques. Ainsi il résulte de là que :

Les électrons sont identiques aux corpuscules.

(') Nous négligeons la variation de F due à la variation de r, celle-ci étant très petite.

En réalité, Tétude minutieuse du phénomène de Zeeman a montré que quelques raies spectrales éprouvent dans le champ magnétique un partage en plus de trois raies pour la direction perpendiculaire au champ. Cette complication n'est pas impossible à expliquer tout en conservant les mêmes idées sur la constitution de Tatome.

22. Constitution probable de l'atome. — Ainsi, il résulte de ce qui précède que l'atome ne serait plus une partie indivisible de matière. L'émission d'une lumière, fournissant des raies spectrales caractéristiques de chaque sorte d'atome, et parfois très nombreuses, suffirait déjà à indiquer l'hétérogénéité de l'atome. Celui-ci serait constitué par un très grand nombre de corpuscules gravitant autour d'un centre, comme les planètes gravitent autour du Soleil.

Puisque l'atome est neutre au point de vue électrique (ou très faiblement électrisé relativement au grand nombre de corpuscules qu'il renferme, s'il est à l'état d'ion), il faut bien admettre qu'il renferme aussi une ou plusieurs charges positives. Il est tout naturel de penser qu'il n'y a qu'une charge positive, ou qu'un groupe de charges positives, occupant le centre de l'atome ; ce serait alors l'attraction qu'exerce cette charge positive centrale sur les corpuscules qui constituerait la force centripète nécessaire pour faire graviter ces corpuscules autour du centre.

De même que la durée de révolution des planètes autour du Soleil varie avec leur distance à cet astre, de même les divers corpuscules d'un même atome auraient des durées de révolution dépendant de leur distance au centre, d'autant plus courtes que cette distance est moindre.

Les calculs de M. Larmor montrent que le champ magnétique créé par le mouvement d'un corpuscule reste confiné tout près de lui, et ne donne pas naissance à une onde électromagnétique tant que sa vitesse reste constante. Mais, si une perturbation vient à se produire dans l'atome, de façon à modifier la vitesse des corpuscules, ceux-ci émettent une onde électromagnétique qui peut se propager au loin : c'est l'onde lumineuse, dans le cas où, la perturbation n'étant pas très considérable, la durée de révolution n'est pas sensiblement altérée : l'onde électromagnétique a alors une allure périodique, sa période étant celle de la révolution du corpuscule. La période de vibration lumineuse correspondant aux raies spectrales émises par les divers

IONISATION DBS GAZ. — CORPUSCULES. 269

corps simples, qui sont connues avec une grande exactitude, nous fait connaître, par là même, la durée de révolution du corpuscule correspondant autour du centre de Tatome (*).

On sait que les gaz ou vapeurs, même portés à très haute température, n'émettent pas de lumière. Pour que la lumière caractéristique de chacun de ces corps soit émise, il faut qu'il y ait quelque trouble apporté dans le gaz, soit par une action chimique, telle qu'une combustion, soit par le choc de corpuscules extérieurs à l'atome^ comme dans la lumière émise par les tubes de Geissler (n'' 18). Ce fait d'expérience est bien d'accord avec la théorie de M. Larmor.

Entre les corpuscules d'un même atome s'exercent deux genres de forces : des forces électrostatiques, dues à leur charge, et des forces électromagnétiques, dues au mouvement rapide de ces charges. Mais on peut voir que, dans l'action mutuelle de deux corpuscules, le rapport de ces dernières aux premières est environ io~* : les forces électromagnétiques sont tout à fait négligeables devant les forces électrostatiques. Or, ces forces étant répulsives tendent à éloigner les corpuscules les uns des autres autant qu'ils le peuvent, ceux-ci étant retenus par la charge positive centrale, c'est-à-dire à disperser leur orbite dans toutes les directions : l'atome, dans son ensemble, doit donc avoir une forme très sensiblement sphérique.

Il est intéressant de comparer la grosseur d'un corpuscule à celle de l'atome dans lequel il se meut. Nous avons vu (n" 20) qu'en appelant a le rayon du corpuscule supposé sphérique et V la vitesse de la lumière, on a :

' "^ 3a V* 3fioV* i.6. io-**9. io**> '

Or, nous avons vu aussi (Chap. II, n" 8) que le rayon de l'atome est égal environ à ^. lo"'* pour les atomes monovalents. Le rapport du rayon R de l'atome monovalent au rayon a du corpuscule est

(*) Ainsi la longueur d'onde dans le vide est, pour la raie D, du sodiun, 01^,68960, ou, en cenlimètres, ^ = 6,8960.10'^; comme, en appelant V la vitesse de la lumière dans le vide, et T la durée de la vibration correspondant à une longueur d'onde X,

00 a X = VT, il vient : T = r-, = -i-| — '-^ — = 1,9653.10-'* seconde. Telle serait donc

la durée extrêmement petite de la révolution du corpuscule émettant celte onde. Il ferait environ 5oo trillions de tours par seconde.

370 CHAPITRE Vil.

ainsi : :

(a) — — i- = Soooo.

Le rapport au rayon terrestre de la distance de la Terre au Soleil est 28400; par conséquent, un corpuscule qui est à la limite de Fa* tome monovalent est plus de deux fois plus loin du centre de celui-ci, 1 par rapport à sa grosseur, que la Terre ne Test du centre du Soleil. Ainsi, malgré leur grand nombre dans un atome, les corpuscules sont aussi rares dans le système atomique que les planètes dans le système solaire.

Nous pouvons calculer facilement aussi la densité d'un corpuscule,

c'est-à-dire le quotient de sa masse (jlq par son volume it a' ; on trouve ainsi le nombre

'3 = 5,3.io»o.

4 Tc 1,4' lo-»'

Ainsi, la densité du corpuscule est colossale, tandis que la densité de l'atome, du même ordre de grandeur que celle d'une molécule, est du même ordre aussi que celle des corps solides et liquides (Chap. II, n® 8). Ceci montre encore combien les corpuscules sont rares dans le système atomique.

Pour qu'un atome soit neutre, il faut que la charge électrique positive qu'on considère en son centre soit, en valeur absolue, égale à la somme des charges négatives des corpuscules qui tournent autour. Sous une action violente, une molécule peut perdre un corpuscule d'un de ses atomes constituants. Ainsi s'explique la production de corpuscules libres, et quantitativement la formation d'ions gazeui^ puisque la valeur absolue de la charge de ces ions est égale à la charge d'un corpuscule. La dissociation électrolytique des molécules s'explique bien aussi quantitativement, puisque, si une molécule polyatomique se scinde en cations et anions, et que les anions emportent un ou plusieurs corpuscules, l'ensemble des cations correspondants aura une charge positive égale à une ou plusieurs fois la charge d'un corpuscule ; or, comme nous le savons, la valeur absolue

IONISATION DES GAZ. — CORPUSCULES. ajl

le la charge d'un corpuscule est précisément celle d'un ion monovalent.

"iS. Constitution des rayons Rôntgen. — M. J.-J. Thomson a montré que, si un corpuscule vient à être brusquement arrêté dans son mouvement, il donne naissance à une onde électromagnétique comprise entre deux sphères ayant pour centre commun le corpuscule, et distantes Tune de l'autre d'une quantité de l'ordre de grandeur du diamètre du corpuscule. Cette pellicule sphérique, de champ électromagnétique, se propage avec une vitesse égale à celle de la lumière, comme toutes les ondes électromagnétiques. Les calculs de M. Larmor l'ont conduit au même résultat. La minceur de cette pellicule sphérique est extrême vis-à-vis d'une longueur d'onde lumineuse, ce qui fait qu'elle doit se propager sans éprouver ni réflexion, ni réfraction, en passant d'un milieu à un autre. Ce sont là les caractères des rayons Rontgen, et, comme ceux-ci se produisent précisément quand les corpuscules, doués de grande vitesse, qui constituent les rayons cathodiques, viennent frapper l'anticathode, il est probable que les rayons Rontgen sont bien constitués par cette pellicule sphérique de champ électromagnétique qui se produit alors.

Cette conception s'accorde, du reste, avec l'idée de Stokes que les rayons Rontgen sont dus à des chocs sur l'éther.

ai. Constitution du courant dans les conducteurs métalliques. — La notion d'électrons permet une explication facile du passage d'un courant dans un conducteur métallique, ou dans un conducteur doué de la conductibilité métallique. Plusieurs physiciens, mais principalement le physicien allemand Drude, ont développé cette théorie.

Un métal contiendrait un nombre immense d'électrons négatifs ou ^corpuscules libres ainsi que des centres chargés positifs; ces corpuscules libres et ces centres positifs se mouvraient en tous sens, comme 'es molécules d'un gaz, avec une vitesse d'agitation obéissant aux mêmes lois, tandis que les atomes ne feraient qu'osciller autour d'une position moyenne, sans prendre part au transport de la chaleur ou de l'électricité.

En l'absence d'un champ électrique, le nombre de centres chargés

272 CHAPITRB VII.

d'un même signe qui traversent une section donnée pendant un certain temps est le même pour les deux sens, ce qui fait qu'il n'j a pas de courant électrique. Mais il n'en est plus ainsi quand le conducteur est le siège d'un champ électrique, comme cela a lieu si ses extrémités communiquent avec les deux pôles d'une pile. Dans ce cas, la vitesse d'agitation est modifiée par une vitesse due au champ électrique et dans la direction de celui-ci. suivant le même sens pour les centres positifs et suivant le sens inverse pour les corpuscules. Il en résulte la production d'un courant absolument comme dans le cas de l'électrolyse.

On comprend ainsi immédiatement pourquoi un conducteur de ce genre placé dans un champ magnétique quand il est parcouru par un courant est soumis à des forces électromagnétiques : il suffit de faire application de l'action qu'exerce sur un point électrisé en mouvement un champ magnétique. Rappelons que nous avons déduit cette action des forces électromagnétiques qu'exerce un champ magnétique sur un conducteur électrolytique, pour lequel le transport de l'électricité qui produit le courant est dû, d'une façon non douteuse, au déplacement de centres électrisés (n" 12, note de la page 23o).

M. Drude explique encore par cette constitution des conducteurs métalliques la conductibilité calorifique, ainsi que la loi de Wiedemann et Franz, d'après laquelle le quotient de la conductibilité ihermiquc par la conductibilité électrique est le produit par la température absolue d'une constante absolue. Sa théorie rend même compte des exceptions à cette loi, et lui permet de trouver la part que prennent dans la condubtibilité électrique les centres chargés de l'un et de l'autre signe. Plusieurs autres phénomènes, le phénomène de Hall, en particulier, se trouvent aussi expliqués d'une façon très satisfaisante.

25. Explication des phénomènes d'induction. — La présence d'électrons libres dans un conducteur permet de comprendre immédiatement le mécanisme des phénomènes d'induction, quand ce conducteur se déplace dans un champ magnétique invariable.

Pour plus de simplicité, considérons le cas d'un fîl conducteur rectiligne, perpendiculaire aux lignes de forces d'un champ magnétique uniforme d'intensité H, se déplaçant avec une vitesse v perpendiculaire aussi à ces lignes de forces et, en outre, à la direction du fil.

dans un milieu de perméabilité magnétique jjl égale à Tunité. Un électron de charge électrique e, en valeur absolue, est soumis de ce fait à une force électromagnétique d'intensité Her dans la direction du fil, à la gauche d'un observateur couché dans la direction de la vitesse, de façon que le mouvement aille de ses pieds à sa tête, et qui regarderait dans le sens du champ magnétique, si l'électron est positif, à la droite de cet observateur si l'électron est négatif (n" 12). Cette force va amener un mouvement des électrons positifs et négatifs en sens inverse.

Si le (il conducteur ne fait pas partie d'un circuit, ce mouvement s'arrêtera tout de suite, dès que, par suite de la nouvelle distribution moyenne des électrons qu'il produit, il se sera créé un champ électrique d'intensité cp, d'où une force électrique d'intensité cse agissant sur l'électron, et faisant équilibre à la force électromagnétique :

(i) f^e=iUev d'où cp = ||(;.

11 en résultera entre les deux bouts du fil de longueur /une difi'érence de potentiel V donnée par

(2) V = ©/ = Hp/.

Si le fil conducteur fait partie d'un circuit fermé, le déplacement des électrons des deux signes en sens inverse pourra se produire d'une façon continue : il y aura courant d'induction. Le tronçon de fil considéré se comportera alors comme le siège d'une force électromoLrice E, égale en valeur absolue à la différence de potentiel V qu'il faudrait placer à ses extrémités pour annuler son action; c'est-à-dire que, d'après (2), elle est donnée par

(3) E=zUvl.

C'est bien là, en effet, l'expression de la valeur de la force électromotrice d'induction dont le tronçon considéré est le siège, comme nous le savons (Liv. II, Chap. III, n^'o). On voit aussi immédiatement que le sens de cette force électromotrice doit être à la gauche de l'observateur orienté comme il a été indiqué plus haut, ce qui est bien, en effet, le sens indiqué par l'expérience.

Bien entendu, en se fondant sur ce que la force électromotrice d'induction ne doit dépendre que du mouvement relatif de l'induit et de l'inducteur, on voit que la relation (3) doit encore être applicable P. — III. 18

si, le fiJ conducteur étant immobile, ce sont les lignes de forces du champ magnétique produites par Tinducteur, et supposées liées à lui, qui se déplacent avec la vitesse p.

26. Nature électromagnétique probable de la masse des corps. — Comme nous l'avons vu, la masse d'un corpuscule est entièrement de nature électromagnétique (n° 20). Du reste, d'après les théories de M. Larmor ou celles de M. Max Abraham, l'énergie électromagnétique que produit dans l'espace le mouvement d'un corpuscule est localisée tout près du corpuscule, de façon que, vu la distance relativement grande des corpuscules dans un atome, les régions de l'espace où le champ électromagnétique de chaque corpuscule est sensible n'empiètent pas les unes sur les autres, si ce n'est exceptionnellement. Il doit en être exactement de même pour le noyau de l'atome chargé positivement; il doit lui aussi donner naissance, quand l'atome est en mouvement, à un champ électromagnétique n'empiétant pas sur celui des corpuscules qui l'entourent. Par analogie avec ce qu'on sait pour un corpuscule, il est fort probable que ce nojau central positif n'a d'autre masse qu'une masse électromagnétique.

Ce point admis, on peut voir que dans cet édifice atomique, comme dans un édifice formé de parties matérielles quelconques, la masse totale est égale à la somme des masses de ses parties constituantes (*).

(') Voici comment on peut établir ce point en se fondant rien que sur la conception de Ténergie cinétique et de la masse d^origine électromagnétique des parties constitutives de l'atome.

Rapportons les points de l'atome à trois axes de coordonnées rectangulaires. Appelons X, Y et Z les composantes de la vitesse d'un corpuscule par rapport au centre de l'atome. Dans le cas où celui-ci est immobile, on a en moyenne pour l'ensemble des corpuscules SX= SY = SZ = o. Supposons maintenant que l'atome ait pris, à partir d'un état où son centre est immobile, un mouvement de translation avec une vitesse v de composantes ;, t;, (^. En désignant par X', Y' et Z' les composantes de la vitesse d'un corpuscule, on aura X'= X -h Ç, Y'= Y -f- ^» Z'= Z -h Ç. En désignant par T le travail de la force extérieure à l'atome qui a agi sur lui pour lui faire prendre le mouvement de translation de vitesse t', on a

(!) Mv*=2T,

M étant, par définition, la masse de l'atome. D'autre part, comme en moyenne la somme des travaux des forces intérieures à l'atome est nulle, puisque l'énergie cinétique du mouvement interne de l'atome ne varie pas avec le temps, le théorème des

IONISATION DES GAZ. — CORPUSCULES. iy5

La masse totale de l'atome serait ainsi d'origine électromagnétique «t, par conséquent, il en serait de même de la masse d'un corps quelconque.

Comme les vitesses que peuvent prendre les corps restent toujours assez faibles vis-à-vis de la vitesse de la lumière, les masses électromagnétiques sont invariables, et il en est par conséquent de même de la masse totale d'un corps.

> Mais on voit que la masse d'un corps cesserait d'être une constante si sa vitesse se rapprochait de celle de la lumière, et tendrait vers l'infini si la vitesse tendait vers celle de la lumière; il en résulte -que la vitesse d'aucun corps ne peut atteindre et a fortiori dépasser la vitesse de la lumière.

27. Gravitation. — La force de gravitation s'expliquerait aisément, dans cette conception nouvelle de la matière, par un léger «xcès de l'attraction qu'exerce un point chargé positivement sur un

forces vives, appliqué à Tensemble de l'aloine, donne, en désignant par \l la masse d^un corpuscule (les vitesses restant assez faibles pour que cette masse puisse être considérée comme indépendante de la vitesse) et [l' la masse de la partie positive <]ui forme le noyau de Tatome,

(Remarquons maintenant qu'on a

<3) 2:jiX"=îi2:X'^ = li2:(\-hÇ)» = {i(2:X'-f-SÇ2-4--i5SX)r=u.SX^-»-txLÇ'-4-2îiÇSX; «t, comme £X est nul, il vient simplement <4) 2:{iX'=«=1:hlX'-4-S|xÇ«;

en vertu des relations semblables pour Y' et Z', il vient < 5 ) ÏH^( ^''H- V'=-+- Z'') = SfiC X'-h Y'-h Z') -+- 2:ii(Ç'-+- VH- ;').

Mais on a

<6) Ç' -+- T.' H- î;2 = p2 et 2:{x(X'-+. Y'-t-z')=S{i(x;-4-Y;H-z;),

puisque l'énergie cinétique interne de l'atome ne varie pas avec le temps. En remplaçant dans (2) cette relation devient

<7) t>'SjH-i'V= aT,

«t, par conséquent, d'après (i) :

<8) M = EHi-h[i'.

point chaîné n^atîvemenU par rapport à la répulsion qii*exercent Fan sur Kaatre deux points chargés de la même électricité pour la même distance.

La proportionnalité des forces de gravitation an produit des masses mécaniques des deux corps agissant l'un sur l'autre et la loi de la raison inverse du carré de la distance résultent immédiatement de cette conception.

28. ShnpIicHé de U madèore. - Son IduntHIcaitian avac Félaetncîté. — Eln résumé, tous les phénomènes optiques, électriques, calorie Gques et mécaniques semblent bien s'expliquer en admettant seulement deux matières différenles : le corpuscule ou électron négatifs et un électron positif SUT lequel nous ne savons encore presque rien. La charge positive centrale de l'atome serait constituée par la réunion d'un nombre délectroos positifs variable, en général, d'une espèce d'alome à une autre, mais caractéristique de chaque espèce d'atome ( ' i.

Comme la charge électrique est ce qui caractérise l'électron, l'électron positif et l'électron négatif constitueraient ainsi la quantité primordiale d'électricité, soit positive, soit négative : la matière étant composée d'électrons se confondrait avec l'électricité.

Il n'est pas nécessaire d'insister sur la beauté de cette théorie qui, jusqu'à présent du moins, s'accorde bien avec tous les faits connus et qui a permis de lier entre eux tant de faits, tant de lois jusque-là épars.

(') Oo poarraii objecter à celle manière de voir qae les électrons positifs se repoa^saol eolre eax dc poorraieot rester dans le voisinage des ans des antres aa centre de l'atome. Mais il n'r a rien d'absarde à admettre qne si, i des distances relativeiueni grandes, les électrons positifs se repoussent, à des distances comparables an diamètre du ceoire de l'atome une attraction succède à la répulsion. La difficulté de la dècomp'ysiiion d'un atome monovalent nécessiterait mène que cette attraction fût très forte.