rp
pdxdydz )
d^où Ton tire finalement la relation cherchée
(8) vN* = <l^ — 4;: (cAi» + fB) p.
Si Ton exprime que la fonction de force est une fonction décroissante de la distance, on démontre aisément que Ton a
55 == o et JU < o ;
on a donc définitivement
(9) ?W = -rV"*
Réciproquement, si •]; et p sont des fondions de a?, y, z telles que : 1^ ^ et ses dérivées premières par rapport à Xj y, s soient toujours continues; 2** 'l satisfasse à f équation différentielle
(3) V^^ = q^ + ^r.fp\
3* Les produits a?'!/, y^^ z^^^ x^ ~» y^ —? z^ :^ soient toujours
finis; ^ est le potentiel dune masse homogène de densité ^^ la fonction de force étant
p — qr
3^8 fiAKKER
Pour le démontrer, il suffit de prouver que Téquation (3) ne peut avoir qu'une solution avec les conditions auxquelles elle est astreinte 9 c'est à quoi l'on arrive par l'application du théorème de Green.
11 est intéressant de remarquer que la fonction de force capillaire (9) trouvée ainsi n'est autre que la fonction à laquelle Van der Waals arrive dans sa belle Théorie thermodynamique de la capillarité dans V hypothèse d'une variation continue de densité et qu'il considère comme étant lavraie, parce qu'elle conduit à la continuité entre l'état liquide et l'état gazeux, quelle que soit la température.
§ 2. — Énergie potentielle par unité de volume. — L'analogie des équations
^^ = iizfp et v^+ = q^ + ^^f9f et celle des fonctions
-f et -^^^ r r
m'ont conduit à chercher, dans le cas des phénomènes capillaires, des expressions analogues à celles que Maxwell a trouvées pour l'énergie et les tensions dans le cas des phénomènes électrostatiques. L'énergie potentielle s'écrit toujours
(10) W .-r= i J^^dxdydz ;
si on substitue à p sa valeur tirée de la relation (3), il vient
W = j^ r ^X^dxdydz - {k f 'i^cLrdydz.
Or l'intégration par parties donne :
et comme, à une distance infinie, J/ et V^ s'annulent, on a :
f^ii<^dydz = -j{^p.dydz.
On opérera de même par permutation tournante et on aura
» = - trf\ m + iïï + (I)' I -*- - £rf^y--
Si R est la force qui agit sur Tunité de masse on peut écrire (il) w = - gi^ / ^^dxdydz - 1^ J^dxdydz.
En posant ^ = -> X étant une longueur, il viendra pour Ténergie potentielle par unité de volume
Ce qui est, changé de signe, le travail qu'il fautdépenser pour porteries particules de l'unité de volume à une distance inPmie Tune de l'autre, ou, ce qui revient au même, hors de leurs sphères d'activité sensible.
§ 3. — Tensions dans le milieu extérieur, — Enfermons dans une surface une partie de Vagenl liomogène que nous considérons; ce sera le système I, le reste sera le système II. — Les composantes parallèles à Taxe des x des forces que le système II exerce sur le système I ont pour résultante
ou, en substituant à p sa valeur tirée de (3),
— J^nfX^ = f^ ^ dxdydz - q^f^ ^ dxdydz. Or, on a
(*) Pour g = o ou X = 8, on retrouve Texpression connue de Maxwell. («) Voir Gbrrit B akkbr, Jot/rn. de Phys., 3« série, t. VIII, p. 546; 1899.
400 BAKKEH
si Ton pose
avec les quatre relations qui s'en déduisent par permutation tournante l'expression de X^ devient
intégrale qui se transforme immédiatement en une intégrale de surface relative à la surface qui limite le système I :
^i =J(lpxx + mpYj: + np-j:)dS.
On obtiendrait les valeurs de ^^ et ï^ par permutation tournante^ En procédant comme Maxwell Ta fait pour son agent électrostatique, on déduirait des valeurs de X^, Y^, Z^ Texistence d'une tension S^ daris la direction des lignes de force et d'une te^ision S^ dans la direction })erpendiculairey ces tensions étant données par
m s, ^ - ±-^[^^ - g ). s, = ^^{XK^ 4- g)- M3)
C€ qui montre que la valeur absolue de tcnergie potentielle par unité de volume est égale à la tension par unité de surface perpendiculaire aux lignes de force,
§ 4. — Pression moléculaire, — Soit un liquide en équilibre avec sa vapeur ; si la surface libre est plane, les lignes de force dans la couche capillaire et au voisinage de cette couche peuvent être considérées comme rectilignes. Or la pression moléculaire n'est autre que la différence entre les tensions dans la direction des lignes de force (normales à la surface) aux limites de la couche capillaire.
A l'intérieur du liquide et de la vapeur, R est nul, et l'expression (12) devient
soient ^^ et 'I2 les potentiels respectifs du liquide et de la vapeur, la
CAPILLARiTE 401
pression moléculaire K est alors donnée par
Pour chaque phase homogène v'+ ~- o, et Féquation (3) donne
d'où, en appelant ^^ et p^ les densités du liquide et de la vapeur, il vient, en substituant dans l'expression (li), la relation connue (*)
§ 5. — Temion superficielle, — Elle peut être considérée comme la
force, rapportée à Tunité de longueur, qui s'exerce normalement à une
ligne tracée sur la surface du liquide; c'est le coefficient H du
2FI terme -rr- qui exprime la pression moléculaire d'une masse sphérique
liquide entourée de sa vapeur et supposée non pesante. Dans ce cas, la relation fondamentale (3) devient
r étant la distance du point considéré au centre de la sphère pris pour origine des coordonnées.
Soit R le rayon de la masse liquide limitée par la couche capillaire ; pour tous les points de celte couche on peut poser r = R -(- ^^ h variant depuis zéro jusqu'à l'épaisseur de cette couche; dans ce cas l'équation (16) devient, en négligeant h devant R,
cVr-* ^ H cU " " X2 ^ *'''°' V v
Multiplions les deux membres par 2 -r^ et intégrons, il vient :
dh.
(') (jEhhit Bakkrr, lue. cit.. p. 548.
J, de Phys., 3- série, t. IX. (Juillet 1900.) 21
402 BAKKËR
Or I p TT rfA est justement la grandeur K que nous cherchons (*), donc :
K--il iL,-L.f(^Ayah
Pour R = 00 , le dernier terme s'évanouit ; la différence des valeurs de K pour R = oo et pour une valeur finie R est donc
d'où
Supposons maintenant que la surface libre du liquide est une vraie membrane élastique dont la tension est la tension superficielle.
Imaginons [fig, 1) une membrane liquide, de largeur égale à Tunité, disposée entre deux lames solides maintenues à droite et à gauche par des cordes tendues dans un milieu qui ne renferme que
la vapeur du liquide. La fig. i représente une coupe de la membrane normalement à sa surface. Cette membrane est en équilibre sous Faction de la pression extérieure de la vapeur et des tensions des cordes qui doivent être égales à 211, Il étant la tension superficielle. Coupons la membrane par un plan AB normal à sa surface et au plan de la figure, et considérons le système ApCC'D'DrBA. Les pressions extérieures de la vapeur contre KpilCq et BrDD'S sont en équilibre ; il reste donc à considérer la pression sur </S et Tin-
(') Gbrrit Bakker, loc. cit. y p. 5.')1.
fluencc exercée par le liquide situé à gauche de AB. Construisons les plans vh et tcg qui sont à des distances des surfaces libres égales respectivement à l'épaisseur de la couche capillaire des deux surfaces de la membrane. Entre ces deux plans règne la pression hydrostatique p, égale à la pression extérieure ; quant à la pression sur EF, provenant du liquide situé à gauche, elle est détruite parla pression extérieure /)< s'exerçant contre Im. Il reste à considérer les deux masses AE/<y et BFwS. Soit p^ la pression hydrostatique par unité de surface dans une direction parallèle à la surface (*) ; la force exercée par la masse à gauche de AE est j p^dh^ oi^ h
est la direction normale à la surface de la membrane, les indices i et 2 se rapportant au liquide intérieur et à la vapeur. Il en est de même pour la masse à gauche de BF. Les pressions extérieures
contre ql et mS sontpi / dh. L'équilibre du système AEFBrDD'CpA
exige donc
â/'p, - P2) (ih z= 2H ou n ^J\pi - P.)
dh.
Si nos considérations sont justes, la valeur de H doit être identique à celle que donne la relation (17). Or, soit 0 la pression thermique ei S la cohésion,, nous aurons dans toutes les directions p -- 0 — S, ou encore
Pi - P2 = Sa - S^, d'où : H = f\^^ - S,)
dh.
Pour la cohésion S, dans la direction des lignes de force (c'est-àdire ici dans la direction normale à la surface de la membrane) nous avons trouvé
Pour la cohésion S^ perpendiculaire aux lignes de force (ou parallèle à la surface de la membrane), nous avons trouvé
s^ = i!rr(«^+S>
'(•) C'est-à-dire la différence entre la pression thermique et la cohésion.
404 DRUDE'S AXNALEN DER PHYSIK
d'où
ce qui est justement Texpression (17), car R = — ^•
vh
Le raisonnement fait sur la /îg. i est absolument général, et Tex-
pression de H,
est indépendante de la fonction de force adoptée si 6 eut une quantité scalaire, ainsi que j'ai réussi à le démontrer directement (Voir Zeit.9rhr. fur phys. Ghemie, t. XXVIII, p. 713).
DRUDE'S AlINÂLEN DER PHTSIK ; T. I, fasc. 2 ; février 1900.
R. REIFF. — Die Druckkniftein der Hydrodyaamik und die Hertz'sche Mechanik (La pression en Hydrodynamique et la Mécanique de Hertz). — P. 225-23 i.
L'idée fondamentale «le la mécanique de Hertz est la suivante : I^es forces qui agissent sur un système peuvent être remplacées par l'adjonction à ce système d'un second système, et cela de telle façon que le travail que le premier système produit sous l'action des forces, est égal à l'accroissement de l'énergie cinétique du second système. L'auteur montre, en partant des équations différentielles du mouvement d'un iluide parfait, que la pression hydrodynamique apparaît comme le potentiel des forces introduites par le principe de la conservation de la masse. Or cette proposition, qui a la certitude du principe précédent, est en désaccord avec la mécanique de Hertz.
Pai'l-A. THOMAS. — Df r lonj^itudinale KlasticitritscoefGcienteines Flusscisensbei Zimmerteraperatur und boi hoheren Tcmperaturen (Le coefficient d'élasticité longitudinal d'un fer fondu à la température ordinaire et aux températures élevées). - P. 232-243.
L'auteur a étudié un fer fondu Siemens-Martin contenant
DRUDE'S ANNALEN DEU PHYSIK 405
9941 0/0 Fe, 0,20 0/0 C, une trace de Si, 0,48 0/0 Mn, 0,038 0/0 P, 0,038 0/0 S, 0,135 0/0 Cu.
Les conclusions de ces mémoires sont très peu nettes.
Christian BOHR. — Die Lôslichkeit der Kohiensâure in AIkohol zwischcn — 67" et -f 93' C. In — und Evasions-coefficient bei 0" (La solubilité de l'acide carbonique dans l'alcool entre — 6V et + 45* C. Coefficients d'entrée et d'échappement à 0*). — P. 244-256.
L'auteur appelle coefficient d'entrée (Invasions-coefficient) à 0° la quantité de CO^ qui, pendant une minute, traverse 1 mètre carré de la surface supérieure de l'alcool, quand la pression de CO* est de 760 millimètres. ^
Le coefficient d'échappement (Evasions-coefficient) à 0** est la quantité de CO^ qui, pendant une nrinute, s'échappe en travers de i mètre carré de la surface supérieure.
Le mémoire contient de nombreux tableaux, mais aucun résultat général.
U. BEHN. — Ueber die specifische WArme der Metalle, des Graphitsund einiger Legirungen bei tiefen Teinperaturen (Sur la chaleur spécifique des métaux, du graphite et de quelques alliages aux basses lenipératures). — P. 257-269.
1*. i-.es corps sur lesquels ont porté les mesures sont: le graphite; les métaux Sb, Sn, Cd, Ag, Zn et Mg; les alliages laiton, Sn^Pb, SnPb, SnPbe;
2** La méthode employée est la méthode des mélanges;
3' Les chaleurs spécifiques moyennes des métaux vont en diminuant avec la température; cette décroissance est d'autant plus marquée que le poids atomique du métal considéré est plus petit et que les limites dos températures sont plus basses.
U. BEHN. — Ueber die Sublimationswftrme der Kohlensfture und die Verdampfungswîirme der Luft (Sur la chaleur de sublimation de l'acide carbonique et la chaleur de vaporisation de l'air). — P. 270-274.
Prenons un morceau de métal à la température ordinaire et plongeons-le dans l'air liquide. Celui-ci bout tant que le métal n'a pas
406 DHUDE'S ANNALEN DER PHYSIK
pris sa température ; cette vaporisation de l'air correspond à une 'absorption de chaleur provenant du refroidissement du métal. Si on recueille Tair qui s'échappe et si on connaît la chaleur spécifique du métal entre -f- 18** et — 79*» ou + 18* et — 186*, on a tous les éléments nécessaires pour déterminer la chaleur de vaporisation de Tair. On peut, d'une manière analogue, déterminer la chaleur de sublimation de CO*-*. ,
L'auteur a ainsi trouvé 50,8 cal. -grammes pour l'air liquide ;
Il a trouvé 142,4 cal-grammes pour CO'^ solide.
On peut, au moyen de ces données, connaître la densité de l'air et
de CO* à l'état gazeux à — 183° ou à — 79" ; il suffit d'appliquer
la formule de Clapeyron; on trouve ainsi 0,00237 pour CO^ et 0,00280
pour l'air.
G. SCHWALBE. — Ueber die experimentelle Grundiage der Exner'schen Théorie dor Luftelektricitât (Base expérimentale de la théorie d'Exner sur rélectricilé atmosphérique). — P. 294-299.
L'auteur reprend d'anciennes expériences ('), dont les résultats étaient formellement en contradiction avec les intéressantes expériences que M. Pellat a fait connaître aux lecteurs du Journal de Physiquei^),
Les nouvelles expériences sont faites avec des charges, positives ou négatives ; on mesure alternativement les déperditions d'électricité, avec le vase plein ou vide; au début, l'eau est bouillante, et la tension, de 177 volts; l'expérience dure vingt minutes. Les tensions finales sont comprises entre 138 volts et 151 volts (avec le vase vide), entre 145 et 138 volts (avec le vase plein). Ces derniers résultats étant compris à l'intérieur des premiers, l'auteur en conclut au rejet de la théorie d'Exner.
H. SIEVERING. — Ueber Ausslrahlung statiscber Elektricit&t aus Spitzen (Ecoulement de l'électricité statique par les pointes). — P. 299-312.
Travail en quelque sorte complémentaire de celui qu'Himstedt(^) a publié sur les décharges par les pointes avec les courants à haute
{>) Wied, Ann., 1896, p. 500.
{•) /. de Phys,, 3- série, t. VIII, p. 253 ; 1899.
(8) Voir J. de Phys., 3' série, t. VIH, p. 565; 1899.
DRUDE'S AÎS'NALEN DER PHYSIK 407
fréquence. On sait que, dans tous les gaz, les décharges négatives se produisent plus facilement que les décharges positives. Cet effet serait nettement plus marqué pour Toxygène et moins pour le gaz carbonique qu'il ne Test pour l'air et l'azote.
H. DIESSELHORST. — Ueber das Problem eines eleklrisch erwftrmten Leiters; (Sur le problème d'un conducteur échauffé par le courant électrique) — P. 312-
L'auteur complète, sur plusieurs points spéciaux, l'étude théorique que Kohlrausch avait faite du môme problème (*). 11 cherche, en particulier, les modifications à apporter aux formules, quand on tient
compte de Yeffet Thomson.
F. Carré.
E. HAGEN et H. RUBENS. — Das Reflexions vermôgen von Metallen und belegten Glasspiegeln (Pouvoirs réflecteurs de miroirs métalliques ou déposés sur verre). — P. 352-375.
Ces mesures comblent une lacune dans les données expérimentales actuelles ; on connaissait moins bien dans le spectre visible que dans Tinfra-rouge le pouvoir réflecteur de divers miroirs.
MM. Hagen et Rubens Tont déterminé directement par une méthode spectrophotométrique, en disposant convenablement un spectrophotomètre de Vierordt-Kônig (double fente et biprisme). On éclairait Tune des fentes par une lame de platine rendue incandescente par un courant, et l'autre par son image donnée par un miroir concave dont le centre était un peu au-dessous de la source.
J'extrais des résultats la table suivante, se rapportante des miroirs préparés par divers procédés :
Pouvoirs rtfflecteuns (0/0) soua V incidence presque normale
Longueurs d'onde.. 450 oOO 550 600 650 700
Argent 90,6 91,8 92,5 93,0 93,6 94,6
Platine 55,8 58,4 61, i 64,2 67,3 70,1
Nickel 58,5 60,8 52,6 ' 64,9 65,9 69,8
Acier trempé 58,6 59,6 59,4 60,0 60,1 60,7
Acier non trempé.. 56,5 55,2 55,1 57,0 56,9 59,3
Or 36,8 43,7 74,7 85,6 88,2 92,3
Cuivre 48,8 53,3 59,5 83,5 89,0 90,7
(i) Voir J. de Phys., ce vol., p. 224; 1900.
408 DHUDE'S ANNALEN DEK PHYSIK
On trouvera également (p. 373) les résultats se rapportant à divers alliages à miroirs, dont la composition est indiquée, et à des glaces de verre argentées ou amalgamées sur la face postérieure ; le pouvoir réflecteur des premières est d'environ 80 à 90 0/0 ; celui des secondes, d'environ 70 0/0.
Ces mesures seront étendues à Tultra-violet.
A. CoTTON.
W. VOIGT. — Ueber eiae Dissyinmetrie des Zeeman'scheQ norinalen Triplets (Sur ime dissyinétrie du Iriplet normal de Zeeinaa). — P. 376-388.
M. Voigt montre comment ses calculs l'ont conduit à prévoir l'existence d'une légère dissymétrie dans les raies modifiées par le magnétisme, observées perpendiculairement au champ. La dissymétrie prévue porte à la fois sur l'intensité et sur le déplacement des deux composantes extérieures du Iriplet ; la composante située du côté du rouge doit avoir une intensité plus grande, celle située du côté du violet doit être plus écartée que l'autre de la raie primitive. Cette dissymétrie, toujours faible, ne s'observerait qu'avec un champ magnétique peu intense. On prévoit aussi son existence en partant de la considération des ions de Lorentz.
M. Voigt cite ensuite des observations que M. Zeeman a faites, à sa demande, pour rechercher si cette dissymétrie existait.
M. Zeeman vient de publier lui-même, à l'Académie des Sciences d'Amsterdam ('), ses recherches sur ce sujet, faites en photographiant avec un excellent réseau de Rowland les raies ultra-violettes du fer(^), modifiées par un champ magnétique faible.
Il a observé, dans le cas de plusieurs raies donnant des triplets (et aussi des quadruplets), une dissymétrie portant soit sur la place, soit sur les intensités des composantes. Cette dissymétrie est à peine sensible; mais elle est dans le sens prévu par M. Voigt. Une raie (3733,46) présente la dissymétrie en sens inverse ; mais c'est précisément une raie présentant une anomalie (polarisation renversée) (^j.
(M Voyez Proceedinys of the Meeting of december 30, 1899(24 japvier 1900).
(') M. Zeeuian vient de reconnaître que les composantes latérales des quadruplets 4678 et 4800 du cadmium du Iriplet iOSO et du quadruple! 4722 du zinc, présentent aussi une légère dissymétrie, les composantes du côté du rouge étant plus intenses.
(•*) MM. Bec(|uerel et Deslandres [Eclaîmge électrique, XVI, p. 340; 1898) avaient précisément signalé une anomalie pour une raie 3732,56,
DRLDE'S ANNALEN DER PHYSIK 409
Aussi M. Zeeman, tout en reconnaissant que les recherches doivent être poursuivies, estime qu'elles paraissent venir confirmer les prévisions de M. Voigt.
On avait déjà signalé, dans certains cas, une dissymétrie des raies modifiées par le magnétisme. Je rappellerai que MM. Becquerel et Deslandres, et depuis, M. Reesé, en avaient indifjué des exemples. Mais M. Zeemàn, qui avait recherché avec soin si cette dissymétrie existait, s'était persuadé que diverses causes d'erreur, notamment l'apparition de raies nouvelles, expliquaient les résultats obtenus.
Si les expériences viennent confirmer la nouvelle manière de voir de M. Zeeman, il sera frappant de voir, ici encore, un exemple du rôle important joué par les théories dans cette étude du changement magnétique des raies.
W. VOIGT. — Weiteres zur Théorie der magneto-optischen Wirkungen (Encore sur la théorie des phénomènes magnéto-optiques). — P. 389-398.
Ce travail théorique concerne le cas où l'observation des raies serait faite dans une direction quelconque oblique sur les lignes de force. Ce cas n'a encore fait l'objet d'aucune recherche expérimentale directe.
M. Voigt prévoit ainsi que les composantes extérieures du triplet doivent être polarisées elliptiquement en sens contraires (les vibrations étant les projections sur le plan de Tonde des vibrations circulaires observées suivant les lignes de force). Mais, pour la composante centrale du triplet, il prévoit aussi une polarisation elliptique; le raisonnement élémentaire, fondé sur la considération des ions de Lorentz, ferait prévoir, au contraire, pour cette composante, une polarisation rectiligne. Mais M. Voigt estime qu'une analyse plus complète donnerait des résultats différents, et que, dans ce cas encore, ses calculs et la théorie de Lorentz doivent donner, en première approximation, des résultats concordants.
A. CoTTON.
E. RIECKE. — Lichtenberg sche Figuren im Innern von Uôntgensrôhre (Figures de Lichtenberg à l'intérieur des tubes de Rôntgen). — P. 414.
On obtient des figures intéressantes, analogues aux figures do l^ichtenberg, avec des tubes de Crookes contenant à leur intérieur un
4i0 DRUDE^S ANNALEN DER PHYSIK
mélange de pondres. Mais il n'est pas besoia d'avoir recours à ce
procédé compliqué pour obtenir de pareilles figures.
La tache fluorescente, projetée sur le verre en face de la cathode, examinée avec soin, offre des différences d'aspect dans ses diverses parties, et Tauteur les a étudiées avec soin. La fluorescence du verre est plus faible aux points où la paroi est déjà couverte d'électricité négative, et ces points apparaissent en sombre sur fond plus clair. C'est que la vitesse des rayons cathodiques qui viennent frapper les points déjà chargés d'électricité négative est, par ce fait, diminuée. Avec des tubes plus ou moins durs, on a des apparences variables.
J. PRECHT. — Ueber das Verhalten der Leutschirme in Rôntgenstrahlen (Sur le rôle de Técran luminescent dans les rayons de Rôntgen). — P. 420.
L'auteur a remarqué qu'il faut un certain temps pour que les images obtenues sur Técran fluorescent acquièrent leur maximum d'éclat. On opère avec une machine de. Tôppler, pour obtenir une luminescence continue du tube; on observe qu'une main, interposée entre le tube et l'écran, apparaît d'abord par ses contours seuls, puis le squelette des doigts se dessine et apparaît enfin le squelette du carpe, il faut, pour qu'il apparaisse, un temps qui, suivant la longueur d'étincelle équivalente au tube, a varié de 6 secondes à 62 secondes. On a pu faire des mesures en superposant plusieurs feuilles de papier de maillechort ; l'une de ces feuilles est percée de trous ; ces trous apparaissent sur l'écran au bout d'un temps plus ou moins long, suivant que le nombre des feuilles continues superposées est plus ou moins grand. En général, avec la bobine d'induction, on obtient des durées plus courtes qu'avec la machine statique.
J. PRECHT. — Ueber den EinQuss der Erhitzung auf das elektrische Leuchten eines verdûnnten Gases (Sur l'influence de réchauffement sur la luminescence électrique d'un gaz raréflé). — P. 424.
Les expériences ont été faites soit avec une machine électrostatique, soit avec une batterie de 2.000 petits accumulateurs. On a employé, en général, des lampes à incandescence qu'on chauffait en y lançant un courant ; les électrodes étaient de petits fils d^aluminium.
DRUDE'S ANNALEN DER PHYSIK 4H
Si la tension aux électrodes est réglée de manière que la décharge commence à ne plus pouvoir passer, elle recommence à passer, et le gaz devient luminescent, dès qu'on introduit dans le tube un corps porté au rouge ou au blanc. Avec une cathode incandescente, on obtient la décharge lumineuse dans un gaz raréfié pour une force électroraotrice relativement faible.
Si la tension est notablement supérieure à celle qui est nécessaire pour produire une décharge, réchauffement a pour effet, non de supprimer la décharge, mais de la rendre obscure. Dans un gaz raréfié, au voisinage d'un corps incandescent, la décharge électrique ne produit pas de luminescence. L'échauffement a fait perdre au gaz la faculté de devenir fluorescent. 11 semble que réchauffement ait pour effet une dissociation en ions, qui elle-même serait la cause directe de la suppression de la fluorescence électrique.
J. STARK. — Ueber elecktrostatische Wirkung bei der Entladung der Elektricitât in verdttnnlen Gasen (Sur l'action électrostatique dans la décharge de l'électricité dans les gaz raréfiés). — P. 430.
La présence d'un corps électrisé ou d'une paroi qui produit une action électrostatique ayant pour effet d'augmenter la tension entre les électrodes dans un tube à gaz raréfié, facilite le passage de la décharge ; une action électrostatique qui abaisse la tension rend la décharge plus difficile.
C'est dans ce principe, vérifié par plusieurs expériences, que l'on trouve, en particulier, l'explication de bien des différences entre l'aspect de la décharge à la cathode et à l'anode. On sait qu'un conducteur placé contre le tube à décharge arrête la décharge s'il est près de la cathode, et ne l'arrête pas, quand il est près de l'anode. C'est que, à la cathode, la chute de potentiel étant plus grande, les variations de ce potentiel par une influence perturbatrice sont plus
grandes qu'à l'anode.
B. Brunhks.
4i2 PHILOSOPHICAL MAGAZINE
PHILOSOPHIGAL MA6AZI1IE ; T. XLIX ; février 1900.
RUTIIEUFORD. — Radioaclivity produced in Substances by Ihe action of Thorium Gompounds (Radioactivité de substances produite par l'action des composés du thorium). — P. 16.
I/intensité de la radiation était mesurée |>ar la méthode électrique; la plaque, rendue radioactive et une plaque parallèle étaient reliées aux deux pôles d'une pile de 50 volts par l'intermédiaire d'un électroraètre. L'intensité de la radiation était proportionnelle à la vitesse de l'aiguille de lélectromètre. Au lieu de deux plaques, on employait aussi deux cylindres concentriques, le radioactif étant placé à l'intérieur : Un calcul facile montre que, si on suppose le gaz ionisé par la radiation qu'il absorbe, le produit de l'intensité de la radiation par la surface active est proportionnel au courant qui passe.
M. Rutherford a ainsi vu que :
1° Tous les composés du thorium produisent la radioactivité de substances placées dans leur voisinage, de toutes si aucune n'est électrisée, des corps électrisés négativement dans le cas contraire. Dans des champs intenses, on peut ainsi concentrer la radioactivité sur des fils fins. L'oxyde de thorium est le plus actif, mais perd son pouvoir, s'il a été chauffé quelques heures à une haute température.
2® Le pouvoir de produire la radioactivité est lié à la présence de r u émanation » des composés du thorium et dépend d'elle ;
3** La radiation est confinée à la surface du corps, elle est la môme, quelle que soit cette surface, et que le corps soit conducteur ou non ;
A^ L'intensité de la radiation décroît en jirogression géométrique avec le temps, devient égale à la moitié de sa valeur initiale au bout de onze heures.
5** La quantité de radioactivité induite est d'abord proportionnelle au temps d'exposition, mais ensuite tend vers une valeur limite assez rapidement ;
6° La quantité de radioactivité est indépendante de la pression du gaz, excepté pour de basses pressions, pour lesquelles la quantité induit^e sur le conducteur chargé négativement décroît avec la
PHILOSOPHIGAL MAGAZINE 413
pression. Elle est à peu près la même, quel que soit le gaz, avec H ou C02 ;
7** On n'a observé aucune augmentation de poids du corps rejidu radioactif. La radiation n'est pas altérée en mettant le fil de platine dans une flamme, dans de Teau chaude ou froide, dans de l'acide azotique ;
8** L'HCl et le SO^H^ enlèvent rapidement la radioactivité de la surface du corps. La solution évaporée laisse un résidu radioactif.
M. Rutherford donne, comme explication de ces faits, que des particules se détachent des composés du thorium pour venir se déposer sur les corps environnants chargés négativement. Ces particules seraient électrisées positivement, en traversant le gaz.
Perreau.
G.-F.-C. SEARLE. — On the Elasticity of VVires (Sur l'élasticité des fils).
— P. 1ÎJ3.
Indication d'un dispositif simple pour mesurer sur un même fil l'élasticité de traction (par une expérience de flexion) et la rigidité. Le rapport de ces deux coefficients suffit pour connaître le coefficient de Poisson <j.
Les deux coefficients d'élasticité se mesurent par une méthode d'oscillation.
Le fil à essayer GG', de 1 millimètre de grosseur environ et d'une trentaine de centimètres de long, est fixé par ses deux extrémités à deux barres métalliques AB, CD, qui lui sont perpendiculaires {fig.). Si tout le système est suspendu dans un plan horizontal, et qu'on rapproche les extrémités B et D des deux barrés métalliques, on fléchit le fil GG' (comme l'indique la figure; ; puis, si l'on abandonne
414 PHILOSOPHIGAL MAGAZINE
le système à lui-même, il effectue une série d'oscillations. C'est la
flexion du fil GG', qui est mise en jeu.
On reprend le même système et on le suspend de façon que .le fil GG' soit vertical. On donne à la barre AB un petit déplacement horizontal, ce qui tord le fil à essayer. En abandonnant le système, on a des oscillations de torsion, où la rigidité est seule en jeu.
Si on compare les deux expériences, et qu'on veuille seulement le rapport des deux élasticités, les moments d'inertie s'éliminent. Il suffit de mesurer les durées d'oscillation dans les deux cas.
HBîfRi Robert WRIGHT, — - Photometry of the Diffuse Reflexion of Light on malt Surfaces (Photométrie de la lumière diffusée des surfaces mates\ — P. 199.
LORD RAYLEIGH. — On the Law of Reciprocity in Diffuse Reflexion (Sur Tapplication du principe du retour inverse des rayons à la diffusion de la lumière). ~ P. 32i.
M. Wright a entreptis de soumettre au contrôle de l'expérience les lois de Lambert q =z Eds cos i cos e, et de Lourmel Seeliger ,^ , cos i cos e
^ cos l + ^*0S £
Il réalisa des plaques suffisamment solides et présentant une surface mate en comprimant des poudres à une pression de 4 à 20 tonnes, au moyen d'une presse hydraulique et d'un poinçon d'acier.
Il constata d'abord, au moyen d'une loupe d'Haidinger, que la lumière diffusée ne présentait, dans aucune direction, de trace de polarisation, et que, par suite, on pouvait se servir d'un photomètre à polarisation, comme celui de Glan Crova(^).
La source de lumière était un arc électrique placé au foyer d'une lentille Zeiss, qui donnait un faisceau de rayons parallèles limité par un trou percé dans un écran i. Ce faisceau tombait sur la plaque diffusante a verticale, portée par une table b mobile autour d'un axe vertical situé dans le plan de la surface diffusante. L'azimut de la plaque était repéré au moyen d'un cercle gradué.
Le photomètre, équilibré par un contrepoids était porté par un
(') Voir, sur la polarisation par diffusion sur le verre dépoli, la thèse de M. Lafo!/.
bras mobile autour du même axe, et sa position repérée au moyen d'un second cercle gradué.
On pouvait ainsi à volonté faire varier et mesurer Tangle d'incidence i et Tangle d'émission e.
L'étalon de lumière de comparaison était tiré de la source de lumière elle-même. Pour cela un second trou percé dans l'écran i limitait un second faisceau parallèle qui tombait sur un miroir /*, incliné à 45°, puis de là sur une seconde plaque diffusante a' de même substance que la première, inclinée à 45** environ, qui éclairait la fente du photomètre. — On réglait, au début, la position et l'angle de manière à donner la même intensité à l'étalon et à la plaque a.
On pouvait faire les expériences au moyen de deux méthodes :
i** Laisser la largeur de la plaque constante. La grandeur de la projection normale à la direction d'observation décroît alors comme cos s ;
2** Faire varier la largeur de la plaque de manière que la grandeur de cette projection reste constante.
Pour les substances colorées, on choisit la longueur d'onde qui semblait la plus brillante dans le spectre, et, comme des résultats inexacts peuvent provenir d'une illumination imparfaitement homogène, on rejetait les résultats différant de plus de 5 0/0.
Les expériences portèrent sur le rouge cV Angleterre (Fe^O^) avec X =: 0,G12tx, sur le chromate de potasse K^CvO^ avec X = 0,589, sur le vert de Riemann avec X r^ 0,535, sur le bleu ultramarine avec X divers, sur le carbonate de magnésie avec X == 0,656, X = 0,492, X divers, sur le plâtre de Paris avec X — 0,6o6{jl, X -^ 0,492, X divers.
Voici les résultats tirés par M. Wright de ses expériences :
i** La lumière ordinaire n'est pas polarisée par diffusion ;
2** L'intensité de la lumière diffusée sous les angles e et — e est la même, quel que soit l'azimut. Il n'y a pas de réflexion régulière ;
3* La loi d'émission pour une incidence donnée est indépendante de la couleur, ou le coefficient de diffusion est indépendant de y dans le cas de particules de grandeur déterminée ;
4^ Une loi de l'intensité de la lumière diffusée ne peut être symétrique par rapport à t et à e ;
5** L'intensité de la lumière diffusée dans une direction constante (e := constante) n'est pas proportionnelle à cos i ;
6° L'intensité de la lumière dillusée avec i constant et e variable est proportionnelle à cos /, comme l'indique la loi de Lambert;
4t6 PHILOSOPIIICAL MAGAZINE
7** La loi (Je Lambert ou du cosinus q - VAi^ cos i cos s, n'est pas vraie, par suite des déviations de la loi du cos i. Les différences atteignent de 4,6 à 10 0/0.
Dans le numéro suivant du Philosophical Magazine (mars 1900), Lord Rayleigh fait observer que le principe du retour inverse des rayons impose, pour la loi de diffusion de la lumière, une formule symétrique par rapport à i et à e, et que peut-être les écarts, faibles d'ailleurs, que signale M. Wright, sont dus à des erreurs expérimentales.
Perreau.
K.-K. JOHNSON. — On the Iheory of the Function of Ihe condenser in an Induetion-Coil (Théorie de la fonction du condensateur dans la bobine d'induction). — P. 216-220.
L'auteur essaie de rendre compte théoriquement des résultats de Mizuno('). Avec le condensateur en dérivation sur l'interrupteur, Textra-courant passe dans le condensateur : si le condensateur a une capacité suffisante, cet extra-courant peut devenir trop faible pour produire à rinlerrupleur une étincelle. On a, pour la valeur de la différence de potentiel aux bornes du secondaire en fonction de la capacité du condensateur, une courbe formée de deux branches : Tune ascendante, tant qu'on n'a pas atteint la capacité qui supprime Tétincelle; l'autre descendante, quand on a dépassé cette capacité. Ces deux branches de courbe se coupent en un point anguleux qui correspond à Toptimum d'effet de la bcdiine.
LOUD IIAYLEIGH. — On the Passage of Argon through Ihin Films of Indiurubbcr (Passage de l'argon à travers des couches minces de caoutchouc). — P. 220-221.
I/argon traverse le caoutchouc un peu plus vite que l'azote ; mais la différence n'est pas assez sensible pour qu'on puisse fonder làdessus une méthode de concentration de l'azote atmosphérique en argon.
(') Vhil. Miif/., t. XLV, p. 447; - J. de PJu/sique. 3 série, t. VII, p. 617; 1898.
AMAGAT. - CHALELH SPKGIFIQLE DES FLUIDES 417
SUR LES LOIS DES CHALEURS SPÉCIFIQUES DES FLUIDES; Par M. E.-H. AMAGAT.
En 1895, M. Witkowski, partant de ses isothermes de Tair aux basses températures, et moi-même partant des réseaux de divers gaz et des exj^érienees de M. Joly sur les chaleurs spécifiques sous volume constant, avons énoncé quelques-unes dos lois relatives aux variations des chaleurs spécifiques des gaz; M. Tsuruta a, depuis, fait aussi des recherches intéressantes dans la même direction, relativement à Tair et à Thydrogène; Tensemble de ces résultats est, en général, conforme aux déterminations directes dues à M. Lussana ; mais il paraît difficile que de telles déterminations expérimentales puissent être poursuivies jusque sous des pressions très élevées ; dans ces conditions, les chaleurs spécifiques soit sous volume constant, soit sous pression constante, ne peuvent donc qu'être déduites par le calcul de leur valeur prise sous des pressions abordables à Texpérience et de la connaissance des rapports existant entre le volume, la pression et la température; les relations bien connues qui peuvent servir à ces calculs sont les suivantes :
Les calculs faits jusqu'ici n*ont point porté sur la région des réseaux englobant Tétat de saturation et le point critique; cette partie, la plus intéressante, est aussi celle qui présente le plus de difficultés.
Je me suis proposé Tétude de la question, pour Tacide carbonique, dans toute Tétendue du réseau que j'en ai donné, c'est-à-dire jusqu'à 1 000 atmosphères entre 0** et 260°. Dans cette note préliminaire, je ne parlerai que de l'application de la relation (2) et, sans insister pour le moment sur les détails, je dirai seulement que tous les calculs ont été faits graphiquement : j'ai d'abord construit un rést^au de quarante-trois lignes d'égale pression (les températures étant comptées sur les abscisses) dont les tangentes m'ont fourni, pour vingt-cinq J. de Phys., 3' série, t. IX. (Août 1900.) 20
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