GAZ RARÉFIÉS

retrouvé les mêmes phénomènes. Pour chaque valeur assignée à la pression, il y a, pour l'intensité du champ, une limite C fonction de la pression, et telle que, pour tout champ inférieur, le gaz se comporte comme un diélectrique parfait, que pour tout champ supérieur il se comporte comme un conducteur.

Il est clair que, dans notre expérience, rien n'a été modifié au contact des plateaux métalliques du condensateur, toujours baignés par Fair à la pression atmosphérique. La variation discontinue que nous observons ne peut avoir son origine dans la couche de contact gaz-métal ; elle appartient bien en propre à la masse gazeuse isolée dans Tampoule de verre.

Si Ton se place dans Tobscurité absolue et qu'on y accoutume son œil, on reconnaît que, dans les champs élevés où le gaz paraît conduire, le tube sans électrodes s'illumine soudainement aussi bien à rinstant de la charge du condensateur qu'à l'instant de la décharge. Dans les champs faibles pour lesquels le gaz isole^ le tube demeure invariablement obscur. La conducUvilé apparente du gaz raréfié est donc essentiellement liée à sa luminescence. Le gaz s'illumine chaque fois quil livre passage à de V électricité.

5. — J'insisterai sur ce fait que, d'aprè s les observations précédentes, il est impossible d'assimiler un gaz raréfié à aucun électrolyte connu.

J'ai en effet montré, il y a bien longtemps (*), qu'un électrolyte n'a qu'une seule manière d'être au point de vue de sa conductivité, c'està-dire au point de vue de la propriété qu'il possède de livrer passage à l'électricité. Quelque faible que soit la force électromotrice appliquée en un point d'une masse électrolytique, ou (quand on ne fait pas usage de l'induction) quelque faible que soit la différence de potentiel établie entre deux plans au sein du liquide, la conductivité demeure invariable et persiste toujours identique à elle-même. Il est impossible d'assigner au champ une limite C, si faible soit-elle, au-dessous de laquelle un électrolyte cesserait de conduire.

Nous voyons, d'ailleurs, que la conductivité apparente d'un gaz raréfié est liée à un phénomène essentiellement brusque et violent, qui succède sans transition aux phénomènes de l'équilibre diélectrique, comme la rupture d'un fil tendu succède à son équilibre élastique, dès que le poids tenseur dépasse une certaine limite. Sous

C) BouTY, Sur la polarisation des électrodes et la conductibilité des liquides {Journal de Physique, 2" série, t. 1, p. 346-364; 1882;.

16 BOUTY. — GAZ RARÉFIÉS

Taction d'un champ électrique suffisamment puissant, le gaz se déchire, comme un carton ou une lame de verre se perce ; mais, en vertu de son homogénéité plus grande, le gaz cède à la fois en un très grand nombre de points de sa masse, et il s'illumine non sur un trajet précis et relativement étroit, comme cela a lieu, à la pression ordinaire, entre des électrodes métalliques, mais sur un trajet diffus qui paraît envelopper toute la masse. Au fond, il ne semble y avoir aucune différence essentielle entre la décharge qui éclate dans l'intervalle de deux électrodes métalliques et le phénomène de l'illumination des tubes sans électrodes que nous étudions en ce moment.

De môme que la charge de rupture permet d'évaluer la cohésion qui retenait en présence les deux portions contiguës d*un même fil que l'on est parvenu à séparer, de même aussi le champ minimum nécessaire pour rompre l'équilibre diélectrique d'un gaz mesure ce que nous appellerons sa cohésion diélectrique. L'éther, c'est-à-dire le vide absolu, possède une élasticité diélectrique parfaite. Nous ne pouvons vaincre sa cohésion diélectrique et le faire traverser par des décharges. Mais les molécules gazeuses y introduisent des points faibles et la cohésion diélectrique devient désormais mesurable. Je me suis proposé de déterminer comment celte cohésion dépend de la nature du gaz, de sa pression et des diverses circonstances accessoires de Texpérience. Je n'entrerai ici dans aucun détail sur ce travail encore en cours d'exécution et dont les premiers résultats ont été publiés ailleurs (').

6. — Je me bornerai à fixer les points de vue divers sous lesquels peut être faite désormais l'étude rationnelle des propriétés électriques d'un gaz.

1° Dans les champs électriques inférieurs à la valeur criti(|ue signalée ci-dessus, on étudiera l'équilibre diélectrique, lequel sera déterminé par la connaissance d'une ou de plusieurs constantes caractéristiques du gaz (constante diélectrique, sa variation avec la pression, la température, etc.) ;

2** Dans des champs supérieurs à la valeur critique, on étudiera, soit les modifications internes éprouvées par le gaz sous l'action dos décliarf^es [nature et quantité des produits de décomposition (Kilhard Wiedemana), polym3risation, dissociation; température

('} Voir Comptes Rendus dit' Académie des Sciences, t. GXXXIX. p. 204; 2\ juillet 1809.

TURPAIN. — OSCILLATIONS ÉLECTRIQUES il

atteiate, qualité et intensité des radiations émises], soit le champ électro-magnétique produit par les décharges, ou, ce qui revient au même, Tintensité moyenne des courants équivalents à ces décharges (effets d'écrans électriques, J.-J. Thomson). En ce sens, mais en ce sens seulement, on sera en droit de parler d*une conductivité spécU fique fictive du gaz. Ce serait la conductivité d'un milieu électrolyiique ou métallique occupant le volume du gaz, soumis aux mêmes actions électriques et tel qu'il livre passage par conduction aux mi^mes quantités moyennes d'électricité que les décharges effectives transportent. Cette notion, la seule que Ton soit rigoureusement en droit d'introduire pour interpréter les expériences de J.-J. Thomson, ne préjuge nullement le mécanisme intime de la décharge, et Ton demeure libre de le considérer ou de ne pas le considérer comme analogue à celui de la conductivité électrolytique ;

3* Enfin on peut chercher à déterminer la limite entre les phénomènes opposés produits dans un même gaz par les champs faibles et par les champs intenses. C'est à cet ordre de recherches qu'il faut rapporter les mesures de la différence de potentiel minimum nécessaire pour produire une étincelle entre deux électrodes métalliques placées dans l'air à diverses pressions, et c'est aussi dans cet ordre d'idées que je dirige mes recherches actuelles sur les lois de la cohésion diélectrique des gaz.

RECHERCHES EXPÉRStfENTALES SUR LES OSCILLATIONS ÉLECTRIQUES ;

Par M. Albsrt TURPAIN (i).

Les recherches expérimentales que nous avons entreprises sur les oscillations électriques, et qui sont résumées dans cette note, se divisent en trois parties princip^es.

Dans une première série d'expériences, nous nous sommes proposé de faire une analyse du champ hertzien : champ concentré pardeux (ils, champ concentré par un fil unique, et leur comparaison.

Une deuxième partie comprend l'étude du fonctionnement du résonateur. A Tétude du résonateur complet de Hertz, nous avons fait

[^)\q\t (Journal de Physique, 3« série, t. VII, p. 470; 1898) un résumé antérieur d'une partie des travaux de M. Turpain.

/. de Phys.y 3- série, t. IX. (Janvier 19 JO.) 2

19 TLRPAIN

succéder Tétude d'un résonateur présentant une coupure indépendamment de celle constituée par le micromètre : le résonateur à coupure. Nous nous sommes astreints à n'utiliser dans nos expériences que des résonateurs filiformes de Hertz constitués par des tiges métalliques de 1 centimètre de diamètre.

Enfin Tétude comparative du champ hertzien dans Tair et dans les diélectriques constitue la dernière partie de nos recherches.

Analyse expérimentale du champ hertzien. — Champ ordinaire de Hertz à deux fils, — Ce champ est constitué par deux fils parallèles issus de plaques terminales voisines des deux plateaux d'un excitateur de Hertz. Le résonateur à Taide duquel on procède à Tinvesligation da champ est successivement placé dans trois positions différentes : la position I, dans laquelle son plan est perpendiculaire à la direction des fils ; la position H, dans laquelle le plan du résonateur coïncide avec le plan des fils ; la position HI, dans laquelle le résonateur coïncide avec le plan de symétrie des fils. Dans chacune de ces trois positions on fait occuper au micromètre toute une série de positions différentes en déplaçant le résonateur dans son plan par rotation autour de son centre. On marque les principaux azimuts occupés ainsi par le micromètre par les notations 0**, 90% 180^, 270®, comme l'indique la fig, 1.

lo*;nLo«»^^^>^

Cette analyse du champ ordinaire de Hertz à deux fils conduit aux lois suivantes:

1** Les longueurs d ondes relatives aux trois positions I ^ 11^ III sont égales;

2^ Les ventres et les nœuds des positions II et III coïncident ;

3** Les ventres de la position I coïncident avec les nœuds des posi' tiens II et III ^ et inversement.

Champ à un fil unique, — Si Ton supprime un des fils du champ ordinaire de Hertz et que Ton étudie le champ ainsi concentré par un seul fil à Taide d'un résonateur, qui conserve par rapport au fil ten du la même position respective qu'il avait lorsque le second fil était tendu, on observe un système de ventres et de nœuds successifs étages le long du fil tendu.

1* Position I. — L'extrémité libre du fil est un ventre ;

2** Position II. — L'extrémité libre du fil est un nœud;

3** Position III. — L'extrémité libre du fil est un nœud.

Ainsi donc, ici encore, la loi de la permutation des ventres et des nœuds subsiste quand on passe de la position I aux positions II ou III.

Comparaison des champs à deux fils et à un fil, — De ces lois relatives au champ à un fil unique, on peut prévoir,^par de simples considérations de symétrie, la loi suivante, que l'expérience indique d'ailleurs :

1** Les champs à un fil et le champ ordinaire à deux fils donnent le même système de sectiofis nodales et ventrales*

En effet, dans le champ ordinaire à deux fils, les deux ventres en regard se trouvent au même instant dans des états électriques différents; mais la position respective de l'un des ventres par rapport au résonateur est l'image de celle de l'autre ventre par rapport au résonateur. On conçoit donc que les actions de chacun des deux ventres en regard sur le résonateur doivent s'ajouter. Les phénomènes doivent donc être plus intenses dans le cas de deux fils qu'ils ne le sont dans le cas d'un seul fil. C'est ce que l'expérience vérifie.

Champ interfèrent, — Supposons maintenant [fig. 2) qu'au lieu de concentrer le champ hertzien par deux fils réunis à deux plaques respectivement voisines de chacun des plateaux de l'excitateur, comme cela a lieu dans le cas du champ ordinaire à deux fils, nous fassions aboutir les deux fils de concentration à deux plaques voisines du même plateau da l'excitateur. On constate alors que le résonateur déplacé dans le champ à la manière habituelle (position I) ne décèle plus aucun système de ventres et de nœuds. Aucune action ne se manifeste plus sur le résonateur.

Dans le cas actuel, les deux fils de concentration sont exactement

TURPAIN

la copie l'un de Tautre. Leurs actions sur le résonateur de Hertz, au lieu de s'ajouter, comme dans le cas du champ ordinaire à deux fils, s'opposent et semblent se détruire. Aussi donnerons-nous à un champ ainsi constitué le nom de champ interfèrent, pour le distinguer du champ ordinaire à deux fils de Hertz.

Fit.. -2.

On peut d'ailleurs prévoir ce pliénomène d'interférence. Au mémo instant deux ventres en regard pris l'un sur un fil, l'autre sur l'autre fil, se trouvent dans le même état électrique ; mais, ici encore, la position respective de l'un des ventres par rapport au résonateur étant l'image de celle de l'autre ventre par rapport au résonateur, les actions de chacun des deux ventres sur le résonateur sont égales et de sens opposé ; elles doivent donc se détruire. C'est ce que l'expérience vérifie.

On doit donc considérer deux ventres consécutifs étages sur un même fil comme présentant, au même instant, des états électriques différents. Par analogie avec l'état que présente un tuyau sonore en activité, nous indiquerons cette différence entre deux ventres consécutifs en les affectant d'un signe,. De telle sorte que l'état électrique présenté par un seul fil sera représenté par le schéma de la fig, 3. Le champ ordinaire à deux fils sera représenté par le schéma de la Z?^., 4; le champ interfèrent à deux fils, par le schéma de la/?y. 5.

Il est possible de transformer un champ interfèrent à deux fils en champ ordinaire, et inversement, sans changer aucune connexion

entre les fils elles plaques de concentration. Il suffit [fig. 0) de pratiquer sur un des fils une coupure et d'y intercaler une longueur

Ji*

Fio 3.

Champ ordinaire

FiG. 4.

Champ interfèrent

Fio. 5.

additionnelle de fil égale à la demi-longueur d'onde du résonateur à influencer. Comme le montre la fig, 7, le champ à deux fils, inlerfé-

i ! 2- FiG. 6.

rent avant la coupure, est ordinaire après coupure. Si l'on supprime la longueur additionnelle - par l'interposition d'un pont p réunisr

22 TURPAIN

saat les points / et w, le champ est interfèrent d'un bout à Tautre des fils. L'enlèvement du pont rétablit le champ ordinaire- après la longueur additionnelle.de fil.

Qu'un résonateur soit placé à réxtrémité des fils la plus éloignée de Texcitateur, et Ton conçoit que, par la manœuvre du pont p, on puisse rinfluencerà volonté plus ou moins longuement

Cheanf ordinate

Chav^ interfèrent

Fio. 1.

L'établissement des champs interférents et leur très commode transformation à volonté en champs ordinaires peuvent être appliqués à la télégraphie. En particulier, ces phénomènes permettent de résoudre d'une manière des plus simples l'important problème de la multicommunication télégraphique. Les détails de cette application dépasseraient les limites de cette note.

Fonctionnement qxj hésonatbur. — Résonateur complet, — Nous nommerons résonateur complet un résonateur qui n'offre d'autre interruption que celle du micromètre.

L'étude d'un résonateur circulaire de Hertz conduit aux lois suivantes :

4° Le fonctionnement du résonateur est indépendant de la direction de V étincelle au micromètre ;

2° Le résonateur déplacé dans son plan présente des azimuts d'extinction pour les positions I et III. — Ce sont les azimuts a =: 90° et OL =z 270" [\o\v fig, 1;. — // n existe pas d azimut cC extinction pour la position 11^ mais deux azimuts de minimum d'effet, a =: 90** et a = 270'>(Voir/?^. 1).

La première partie de cette seconde loi avait été déjà indiquée.

La détermination des longueurs d'onde que décèle un résonateur disposé dans la position III, le micromètre étant situé dans l'azimut

a = o** ou dans Tazimut a = 180**, montre qu'on doit rapporter la situation du résonateur non pas à son centre, mais au micromètre.

On n'a pas à tenir compte du rayon du résonateur dans la position I: pour les divers azimuts, le micromètre se déplaçant constamment dans le plan du résonateur, plan qui est normal au fil.

Mais dans la position II, suivant qu'il se trouve dans l'azimut a == 0" ou dans l'azimut a = 180**, le micromètre est ou plus près ou plus loin de l'excitateur que le centre du résonateur, et Técart est égal au rayon du résonateur. Le centre du résonateur et le micromètre ne se trouvent plus correspondre, pour ces deux azimuts, avec le même repère du banc de mesure.

On peut énoncer la loi suivante :

3® C'est la situation du micromètre qui règle dans le cas de la position 11^ azimuts a = o® e^ a = 180**, la situation du ventre.

FiG. 8.

Pour soumettre cette loi à un contrôle expérimental décisif, nous nous sommes servis d'un résonateur oblong S mesurant i"*,50 de développement {fig. 8) et offrant cependant, par suite même de sa forme, près de 75 centimètres entre le micromètre et la partie du résonateur qui en est la plus éloignée.

Si l'on compare entre elles les longueurs d'onde de deux résonateurs, d'une part, et les longueurs de ces résonateurs, d'autre part, on peut énoncer la loi suivante :

4** La différence entre les demi-long a3urs d'onde relatives à diux résonateurs est sensiblement égale à la différence de leurs longueurs :

Résonateur à coupure, — On peut, comme nous l'avons indiqué dès 1895 (*), pratiquer une coupure dans un résonateur circulaire de Hertz, indépendamment de celle offerte par le micromètre, sans que l'appareil cesse de fonctionner.

(') Sur les expériences de Hertz {Procès-verhaux des séances delà Société des Sciences physiques et naturelles de Bordeiuv, 4 avril 1895, p. 53).

?4 TURPAIN

; La coupure pratiquée est dite symétrique^ si le diamètre du résonateur qui passe par le micromètre passe par le milieu de la coupure. Elle est dissymélrique (fig. d) dans le cas contraire.

Fio. 9.

tudc du résonateur à coupure conduit aux lois que nous avons ées ici antérieurement et sur lesquelles nous ne reviendrons

is nous bornerons à rappeler que la différence entre la demiur d'onde dun résonateur complet et la demi-longueur d'onde èsonateur à coupure de même rayon^ est sensiblement égale à la mr de la coupure :

:de comparative du champ hkrtzien da.ns l air et dans les :triques. — Un résonateur de Hertz dont le plan est perpendie à la direction des fils qui concentrent le champ {position I) I des sections alternativement nodales et ventrales bien déters. Le même résonateur met en évidence un système de nœuds ventres alternant avec le précédent, si Ton maintient le plan du àteur dans le plan même des fils de concentration du champ on II).

î devient cette double série de sections alternativement nodales traies, lorsqu'on cliange la nature du milieu entourant les deux idus dans le champ?

urnal de Physique, 3- série, t. VII, p. 472; 1898.

Les lois expérimentales immédiates auxquelles 1 étude de Thuilè de pétrole et de Teau nousa conduit(*) s'expriment par les énoncés suivants :

1* Les longueurs (Tonde des oscillations qui, dans Vair, excitent un m ême résonateur placé soit dans la position /, soit dans la position II sont les mêmes :

/. = In-

2** Les longueurs d'onde /„, T,, des oscillations qui excitent un résonateur de Hertz placé dans la position II sont les mêmes dans Vair et dans un diélectrique autre que Vair :

3^ Pour les oscillations qui excitent le résonateur de Hertz dans la position /, le rapport de la longueur d'onde /, dans Vair à la longueur d'onde T, dans un diélectrique autre que Vair est égal à la racine carrée du pouvoir inducteur spécifique du diélectrique par rapport à Vair:

La première de ces lois est celle que nous avons trouvée dans Tétude du champ hertzien dans Tair. La deuxième loi est conforme aux déterminations faites par M. Blondlot au moyen de l'huile de ricin, si Ton admet que le résonateur de M, Blondlot fonctionne comme un résonateur de Hertz placé dans la position IL Nous avons vérifié cette hypothèse par une expérience directe. La troisième loi est conforme aux déterminations faites par MM. Cohn et Zeeman au moyen de Teau, si l'on admet que le résonateur de MM, Cohn et Zeeman fonciiotme comme un résonateur de Hertz placé dans la position I ; nous avons également vérifié cette supposition par une expérience directe.

Les lois expérimentales que nous venons d'énoncer sont susceptibles d'une interprétation théorique plus complète que celle à laquelle conduisent les expériences sur les diélectriques qui ont précédé les nôtres.

Deux théories prévoient les lois de la propagation des oscillations électriques. Celle de Maxwell, qui suppose la propagation, au sein

(1) Voir Journal de Physique, 3- série, t. VII, p. 412; 1898.

26 TLRPAIN

des diélectriques, de flux de déplacement ea?c/M5i»ômgnUransversaux. Celle de Helmholtz, modifiée par M. Duhem, qui suppose la propagation dans les diélectriques de flux de déplacement transversaux e t celle de flux de déplacement longitudinaux.

Si Ton désigne par U la vitesse de la lumière dans le vide, par Vq la vitesse de propagation des flux transversaux dans le vide (pratiquement dans Pair ;

Par V, v\ la même vitesse dans deux diélectriques différents de pouvoir inducteur spécifique A, À' ;

Par Vo,la vitesse de propagation des flux longitudinaux dans le vide (et pratiquement dans Fair) ;

Par V, V, la même vitesse dans deux diélectriques différents :

Les lois théoriques qui se déduisent des hypothèses précédentes sont résumées dans le tableau suivant :

/ Vo = \ ( V = Vo=U

\ Vo=Vo

Lois de Maxwell' /rrr. Lois de Helmholtz-Duhem

/7T7. LOIS ae Meimiiouz-iiunem\ /,-

r' -Vk l v' Vk

Les lois expérimentales immédiates qui expriment les résultats des expériences de MM. L. Arons et H. Rubens, de MM. Cohn et Zeeman, de M. Blondlot, sont les suivantes :

/Arons et Rubens\ / . /K /oi h ix i r

/, l\ désignant les longueurs d'onde des oscillations qui excitent un même résonateur disposé successivement dans deux diélectriques différents, sans présumer si ces longueurs d'onde se rapportent à des flux transversaux ou à des flux longitudinaux.

Ces lois expérimentales peuvent être indifféremment invoquées en faveur de la théorie de Maxwell ou en faveur de la théorie de Helmholtz suivant les hypothèses que Ton admet : i** relativement à l'espèce d'ondulations (longitudinales ou transversales) que décèle le résonateur dans chaque expérience; 2** relativement à la période du résonateur.

Si X et / désignent la longueur d'onde et la période des oscillations transversales, A et T celles des oscillations longitudinales, on a, pour

OSCILLATIONS ÉLECTRIQUES deux diélectriques différents :

\ = vt A = VT

Suivant que Ton fait les hypothèses :

l = X et t = t' l=zA et T=zT

- = X et i=s/l

l = X et 1=\/^ "" / = A et '^ '/^'

Les expériences de MM. Arons et Rubens, Cohn et Zeeman, d'une part, celles de M. Blondlot, d'autre part, confirment ou îniirment Tune des deux théories en présence. De plus, les premières expériences semblent en contradiction avec les secondes, les premières vérifiant l'une des théories quand les secondes l'infirment, et inversement.

L'interprétation de nos propres expériences ne prête pas à une semblable ambiguïté.

Notre dispositif, et c'est là son avantage sur ceux de MiM. (lohn et Zeeman, de M. Blondlot, nous oblige à considérer la période du résonateur comme indépendante de la nature du milieu qui le baigne.

Dans ce dispositif, en effet, le résonateur demeure constamment placé dans l'air pendant que le pont mobile p est déplacé dans l'air et lorsque le pont mobile est déplacé dans le milieu étudié.

Nous devons donc admettre :

t = t' ou T 1= T'.

Les lois expérimentales que nous avons trouvées :

/, = /„ (air), /„ — /,;,

nous conduisent alors à écrire :

Vo = t>o, V = V,

conclusions qui s'accordent avec les lois de Helmholtz-Duhem, en admettant les seules hypothèses :

1** Le résonateur de Hertz dans la position I est sensible aux seuls llux transversaux ;

2** Le résonateur de Hertz dans la position II est sensible aux seul s ilux longitudinaux .