ONE 0,6 L'HURS D 0,2 108,3 0,55.10 0,8.10 HET ON

Aux pressions supérieures à 1/10€ de mm. les durées moyennes de parcours libre, pour un électron primitivement au repos, sont petites mais non très petites par rapport à la

note à T période. En dessous de 1/10° de mm., le rapport — se rap-

proche de l’unité, et cela d’autant plus que le calcul a été fait pour la valeur maximum du champ dans l’espace et dans le temps. Pour les électrons ayant une vitesse initiale, la durée + sera plus petite si la vitesse est dirigée dans le sens du champ, et plus grande dans le cas contraire. La durée moyenne + sera voisine de celle que nous avons calculée ci-dessus, sauf si le rapport entre le courant dirigé et le courant d’agitation des électrons est assez grand.

Il peut être intéressant de comparer le libre parcours moyen des électrons au rayon de courbure maximum qu’impose le champ magnétique existant dans le tube. Ce rayon de cour-

bure pour des électrons de 2 volts est de l’ordre de , Hétant

exprimé en gauss, soit ici de l’ordre de 1 mm. au moment du maximum de valeur du champ. Nous voyons que les électrons lents vont avoir des trajectoires circulaires très nettement amorcées, les électrons plus rapides décrivant, au contraire, des arcs de courbe relativement tendus.

Mouvement des ions positifs. — La masse des ions positifs est beaucoup plus grande que celle des électrons, et leur

amplitude d’oscillation dans le champ électrique atteint quelques microns seulement. Aux fréquences que j'ai employées, les ions positifs ne reçoivent du champ électrique qu'une énergie infime; leur mouvement est très voisin du mouvement d’agitation thermique des molécules ou des atomes du gaz.

Conditions d’entretien du deuxième régime d’illumination. — Nous discuterons des conditions d’entretien du deuxième régime de décharge avant de parler de son amorçage. Ce dernier phenomène est plus complexe puisqu'il fait nécessairement intervenir le champ électrostatique ou une autre cause extérieure d’ionisation. Au contraire, les expériences avec écran électrique montrent la possibilité d’un entretien du deuxième régime d'illumination en l'absence de tout champ électrostatique.

L'état d'ionisation du gaz résulte naturellement d'un équilibre entre la production et la disparition des ions. Etudions séparément chacun des phénomènes.

Disparition des ions. — a) /nfluence des électrodes. — Nous évitons ici la principale cause de disparition des ions : l'absorption par les électrodes dans la décharge ordinaire. La disparition ne peut être attribuée ici qu'à la recombinaison des ions soit dans le gaz, soit sur les parois.

b) Recombinaison à l'intérieur du gaz. — D’après les idées actuelles, elle est généralement faible, sauf dans des cas spéciaux (choc de trois corps); elle est souvent accompagnée de l’émission d’un spectre continu ; elle existe certainement sur l’axe des tubes dans les décharges en ondes amorties à forte excitation (!)(?)(*). Rien de tel n'a été observé

(:) F. Escrancown, Journal de Physique, VI, p. 52, 1920. (2) G. Bauasse, Comptes rendus, 186, p. 310, 1928. (3) H. VorkriNGEer, 7'hèse, Paris, 1930.

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dans les expériences actuelles. La recombinaison à l’intérieur du gaz est très faible dans nos expériences.

c) Recombinaison sur les parois. — C'est certainement ici la cause la plus importante de recombinaison. Les ions se fixent sur la paroi et se recombinent en dégageant de la chaleur. On constate effectivement, au cours de la décharge, une forte élévation de température de la paroi.

lonisation du gaz. — Rappelons d’abord que l’énergie de dissociation de la molécule d'oxygène est 5,09 volts (dissociation en deux atomes dans l’état fondamental) et que le potentiel d’ionisation est de 13,55 volts. Tout le spectre d’arc du gaz ayant toujours été observé, il existe dans le gaz des atomes excités dont l'énergie dépasse 18 volts.

Si l’ionisation tout entière doit être due à des chocs électroniques, on doit admettre qu'un électron ionisant n’a acquis son énergie qu'après une histoire assez complexe. Le tableau précédent montre, en effet, qu'entre deux chocs successifs un électron ne peut gagner une énergie supérieure à 3 volts dans le champ induit, au moment de l'allumage. L'hypothèse de Sir J. J Thomson ne paraît pas du tout vérifiée 1c1.

Même s’il existe des phénomènes d’ionisation cumulative, il faut admettre qu'il existe dans le gaz des électrons d’une énergie bien supérieure aux 2 ou 3 volts gagnés en un libre parcours.

Des électrons rapides peuvent exister dans le gaz, même si les électrons ne.gagnent qu'une faible énergie entre deux chocs successifs. Il existe une certaine probabilité pour qu’un électron atteigne une certaine vitesse. Langmuir et Townsend ont montré que cette probabilité définit une distribution de vitesses de Maxwell que l’on peut caractériser par une température, dite température d’agitation des électrons. La température d’agitation, en haute fréquence,

dépend d’après Townsend (1) de la valeur « moyenne » du champ électrique appliqué. A cette agitation électronique désordonnée se superpose un mouvement des électrons dans le sens du champ électrique qui a les propriétés d’un courant électrique ordinaire.

L'état d’ionisation dépend alors de l'équilibre entre la production des ions fonction de la température d’agitation et la recombinaison des ions sur les parois. L'influence des parois paraît donc être un facteur essentiel dans l'entretien de la décharge induite.

Validité de l’hypothèse de la conductibilité métallique du gaz. — Les considérations que nous venons de développer nous permettent de conclure quant à la validité de l'hypothèse de la conductibilité métallique du gaz. On peut définir dans le gaz une conductibilité y, rapport de la densité du courant au champ si les deux conditions suivantes sont remplies :

10 L'état d'ionisation du gaz reste uniforme pendant une période complète du courant ;

2° La durée moyenne entre deux chocs successifs d’un électron libre avec les atomes du gaz est petite par fapport à la période.

En effet, si la deuxième condition est réalisée, les électrons « subissant des chocs nombreux pendant une période » possèdent une mobilité proportionnelle au champ électrique agissant à chaque instant ; si au contraire, ils subissent peu de chocs, leur vitesse dépendra de toute l’histoire du champ électrique depuis la date’ de leur dernier choc; s’il y a beaucoup de chocs, on pourra écrire que le courant électronique à travers une surface normale au champ est proportionnel au champ électrique et à la densité des électrons dans le gaz. Il faut donc également que la densité soit constante si l’on

(:) J.S. Townsen», Comptes rendus, 486 (1928), p. 55. fl

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veut que la densité de courant soit proportionnelle au champ.

a) Duree moyenne de parcours libre. — Nous avons évalué un peu plus haut la durée moyenne de parcours d'un électron dans le gaz, et nous l’avons trouvée petite par rapport à la période dès que la pression dépasse nettement 1/10° de mm. mercure. Une des deux conditions énoncée ci-dessus est done remplie dans ce domaine de pression.

b) Constance de l’état ionisation. — La constance de l'état d’ionisation dépend de la vitesse de recombinaison des ions (ou de production, les deux vitesses sont égales); la recombinaison n’a lieu pratiquement que sur les parois: comme le déplacement des ions positifs semble dû uniquement à leur agitation thermique, leur vitesse est comprise entre 500 et 1000 m. par seconde, ce qui donne un parcours inférieur à 1 mm.en 10° seconde. Au cours d’une période, très peu d'ions positifs viennent sur la paroi, la densité d'ionisation varie donc très peu.

On peut se demander si la densité d’ionisation est constante dans tout le tube. Cela paraît dépendre beaucoup des dimensions du tube. Dans un tube de petit diamètre, les raies spectrales ont toujours été émises avec une égale intensité par le centre et les bords du tube. Avec le tube G, au contraire, aux faibles excitations sous une pression de quelques dixièmes de millimètre, l’aspect annulaire de la décharge est nettement marqué. Cet aspect annulaire, caractéristique de la décharge de Sir J, J. Thomson indique une variation dans l’état d’ionisation du gaz allant du centre vers les bords. Cette variation peut être imputable aux variations du champ électrique avec la distance, mais il est probable que la conductibilité, rapport de la densité de courant dirigé au champ électrique, varie en allant des bords au centre du tube. Les calculs du four à induction ne seraient pas applicables à un tube à décharge annulaire.

Avec les restrictions précisées ci-dessus, on peut conclure

que l'hypothèse de la conductibilité métallique du gaz est acceptable dans le domaine où nous opérons pour les pressions supérieures à 1/10° ou 2/10° de mm. Il est probable que pour les pressions plus basses, il est difficile d’appliquer la loi d'Ohm au gaz. Mais, les nombres que nous avons donnés ci-dessus relatifs aux densités de courant dans le gaz ont certainement un sens physique.

Comparaison avec les résultats expérimentaux sur l’entretien de la décharge. — La condition d'équilibre de l’état d’ionisation permet de prévoir les conditions d'entretien de lillumination dans le champ induit en l'absence de champ électrostatique. On voit d’abord que la décharge doit être d'autant plus facile à entretenir que le tube est plus grand. C’est bien, en effet, ce que l'expérience semble montrer, le champ électrique d'extinction en présence d’un écran est du même ordre de grandeur sur la paroi du tube pour les tubes G et P. Cela correspond à un champ plus petit pour G à la même distance de l'axe

On peut, par contre, espérer trouver des résultats identiques pour le-champ induit d'extinction de la décharge dans un tube, protégé par un écran, excité à la même fréquence par des enroulements différents. Les résultats trouvés avec les selfs B et C, sur les tubes G et P tant à 6o m. qu'à go m. diffèrent d'environ 15 0/0. Il y a, au contraire, accord pour les selfs A et B excitant le tube P, l'une sur 92 m., l’autre sur 94 m. Dans ce dernier cas, les expériences ont été faites sans écran, les selfs étant assez écartées du tube pour donner des extinctions franches du deuxième régime pour des valeurs du champ que l’interposition de l'écran permet de retrouver, Dans les autres cas, ainsi que je l’ai déjà dit, l’interposition de l'écran modifie le circuit et je ne puis affirmer l'exactitude des résultats.

L'influence de la fréquence devrait être réduite aux pressions élevées puisqu'il semble que l'ionisation varie très len-

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tement au cours d’une période. Townsend a vérifié expérimentalement ce résultat dans la décharge électrostatique pure. Il semble, dans nos expériences, que la fréquence intervienne, tantôt dans un sens, tantôt dans l’autre suivant

les enroulements employés.

Allumage du deuxième régime. — L'’allumage fait nécessairement intervenir une cause d’ionisation extérieure ; nous allons étudier l'allumage à partir de l’ionisation due au champ électrostatique ; c’est le cas de l’illumination à l'intérieur d’un solénoïde.

Rappel des résultats obtenus sur la décharge électrostatique. — La décharge électrostatique pure a été étudiée par de nombreux auteurs, en particulier par Gutton dans le domaine des ondes de { à 10 m. et par Townsend dans le domaine de 4o à 100 m.

Il semble que pour la tension d'amorçage une loi analogue à celle de Paschen soit valable ; pour l'entretien, Townsend (‘) a indiqué que le champ à l’intérieur du gaz est indépendant de la densité de courant; les conductibilités qu'il mesure sont de l’ordre de 1/1 000® ohm-—! cmt. Ces deux remarques montrent que la décharge dans un champ électrostatique est identique à la décharge en courant continu et que la partie centrale du gaz est identique à la colonne positive, avec une faible densité de courant.

Pour un tube à l'intérieur d’un solénoïde, des champs dans le gaz de quelques volts-centimètres, avec la faible conductibilité mentionnée ci-dessus, sont obtenus pour de faibles différences de potentiel aux bornes de l'enroulement; le champ induit (indépendant de la conductibilité du gaz à l'effet pelliculaire près) est alors petit par rapport à la com- - posante électrostatique. Si le champ appliqué augmente,

(1) JS. Townsenn, Comptes rendus, 486 (1928), p. 55,

lionisation, le courant et la conductibilité augmentent, La composante électrostatique du champ restant sans doute du même ordre de grandeur, le champ induit augmentant avec l’excitation.

D'après toutes les caractéristiques décrites en courant conüinu, quand la densité de courant croît dans la colonne positive, on arrive à un domaine où la densité de courant croît beaucoup tandis que le champ décroît ; en courant continu un tel régime ne subsiste que si la cathode émet un courant

Fig. 45. — Caractéristique de décharge en courant continu.

électronique intense, la décharge luminescente s’est transformée en arc. S'il n’y a pas d'émission cathodique, la densité de courant ne peut augmenter au delà d’une certaine valeur, la courbe s'arrête quelque part en E (fig. 45).

L'examen des conditions d’entretien de la décharge induite pure nous montre l’existence de courants induits intenses ; la relation entre la densité moyenne de courant. dans le tube et le champ efficace induit moyen peut se représenter par une courbe. Les divers états d’un gaz placé à l'intérieur d’un solénoïde pourront être représentés par l’une ou l’autre des courbes si dans chacun des cas l’effet de l’autre composante du champ est négligeable. Il faut, par

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contre, tenir compte de la superposition des effets dans le cas où les effets de l’autre composante sont notables.

Courants induits dans la décharge électrostatique. — Pendant le premier régime de décharge, le courant dans le gaz est proportionnel à la différence de potentiel V aux bornes du solénoïde ; on a :