ÉLECTRICITÉ PAR ÉVAPORATION

rester constante ; par conséquent une portion du sol perd exactement la quantité d'électHcité qui est transportée par la vapeur qu^elle émet dans r atmosphère^ sans que celle-ci soit récupérée ^ même partiellement^ par la conductibilité du sol. Si donc la vaporisation se fait, par exemple, dans les conditions de température et d'état hygrométrique de mes ^périences, il résulte de celles-ci qu'en moins de deux heures le sol aura perdu ainsi la moitié de sa charge. La densité électrique e étant devenue moitié moindre, le champ électrique 9 près du sol sera devenu aussi moitié moindre (<p =z 47t(T). Les appareils enregistreurs des observatoires météorologiques mesurent précisément les variations du champ électrique o dans le voisinage du sol. Or on constate sur les moyennes que, conformément à ces prévisions, toujours dans les saisons et les pays ensoleillés, la courbe du champ électrique présente un minimum pendant les heures chaudes de la journée.

Inversement, après le coucher du soleil, la condensation sur le sol de la vapeur lui ramènera la charge de celle-ci, ce qui doit augmenter le champ électrique. On constate, en effet, que le maximum de sept à huit heures du soir est plus accentué et un peu reculé dans les saisons et les pays ensoleillés.

Je^me hâte d'ajouter que, si la vaporisation de l'eau explique complètement, conformément du reste aux vues de Peltier(^), le minimum de jour, elle ne saurait expliquer la plus constante et la plus importante variation du champ électrique dans l'espace de vingtquatre heures, qui présente un minimum vers quatre heures du matin et un maximum entre sept et huit heures du soir. Ce phénomène est dû à une cause encore inconnue. L'effet de la vaporisation se superpose à l'effet de cette cause.

D'après les observations de M. Chauveau, tandis que le minimum de jour est très marqué au Bureau central météorologique, il est à peine indiqué par un crochet de la courbe au sommet de la tour Eiffel. Ainsi le transport de l'électricité par la vapeur dans les basses couches de l'atmosphère ne fait pas varier sensiblement le champ électrique au sommet de la tour. Il faut en conclure que la vapeur émise par le sol, entre sa formation le matin et sa condensation le soir, ne dépasse pas, ou ne dépasse qu'en très faible quantité la hauteur de 300 mètres par diffusion .

(J) Loc, cit.

262 PELLAT. — ÉLECTKICITÉ PAR EVAPORATION

En terminant, j'appellerai laUention des météorologistes sur les effets que peuvent produire les fumées qui s'échappent des cheminées d'une ville.

On sait, depuis Lavoisier, qu'un corps, en brûlant, produit de Télectricité : les fumées qui s'échappent sont chargées d'une électricité, et le corps qui brûle prend l'autre électricité. Beaucoup de physiciens, Pouillet entre autres, ont mis ce fait hors de doute.

J'ai répété ces expériences en faisant brûler des corps qui produisaient de la fumée (amadou, tabac, copeaux de bois, coton imprégné d'essence de térébenthine) sur le support isolant des expériences précédentes communiquant avec l'aiguille de l'électromètre (méthode hétérostatique).

Dès que la fumée se produit, on voit l'aiguille dévier.

Quand la combustion se fait au fond d'un long tube de laiton, percé de trous dans le bas pour permettre le tirage, ce qui imite mieux ce qui se passe dans une cheminée, l'aiguille ne commence à dévier que lorsque la fumée commence à sortir du tube, conformément aux propriétés du cylindre de Faraday (*).

La fumée produite par l'amadou, le tabac et l'essence de térébenthine est chargée négativement; la fumée produite par des copeaux de peuplier est chargée positivement.

Les fumées forment souvent au-dessus d'une grande ville un nuage visible. Ce nuage est électrisé et doit agir sur les appareils enregistreurs. Ceux-ci peuvent donc donner des indications différentes de celles que donnerait un appareil placé en pleine campagne, loin de toute habitation (*).

(') Ces expériences sont très différentes de celles que j'ai publiées en 1885 sous le nom de forces élecironwinces (Je combustion {J. de l^hys,^ 2' série, t. IV, p. 254). Dans celles-ci, la flamme très courte et sans fumée du gfiz d'éclairage ou de l'hydrogène établissait une différence de potentiel constante entre le bec et l'enceinte métallique qui l'entourait; Tenseuibie formait une véritable pile. Ici, au contraire, la charge du support où se fait la combustion croîtrait indéfiniment, si la fumée se produisait indéfiniment.

(-) M. Chauveau {Bulletin des Séances de la Société française de /'Aj/siV/m**, 1898i a indiqué les perturbations énormes produites sur les appareils enregistreurs de l'électricité atmosphérique par la fumée blanche (vapeur condensée;, (|ui sort du tuyau des locomotives passant à 300 ou 400 mètres de l'observatoire. Cette vapeur est fortement électrisée par le phénomène d'Armstrong.

SDR UHE BIÉTHODB PUREMEIIT PHYSIQUE POUA LA DÉTERMINATION DES POIDS HOLtCULAIRES DES GtkZ ET DES POIDS ATOMIQUES D2 LEURS ÉLÉMENTS ;

Par M. Daniel BERTHELOT.

Les équivalents chimiques représentent les proportions pondérales selon lesquelles les corps se combinent.

La méthode la plus directe pour les déterminer est donc la méthode chimique^ qui consiste à faire Tanaiysd ou la synthèse d'un corps composé. On obtient ainsi une première échelle d'équivalents et par suite de poids moléculaires.

Mais on peut employer également une méthode physique^ fondée sur la loi de Gay-Lussac, d'après laquelle les volumes des corps qui se combinent, mesurés à Tétat gazeux, sont entre eux dans des rapports simples, el sur le principe d'Avogadro-.\mpère, qui est une généralisation de cette loi et d'après lequel les volumes moléculaires de tous les gaz sont égaux. Les densités des gaz mesurés à la même température et sous la même pression fournissent donc une nouvelle échelle de poids moléculaires.

Cependant, en fait, ces deux échelles ne concordent pas exactement ; les densités théoriques des gaz, calculées d'après les valeurs des équivalents fournis par l'analyse chimique, ne s'accordent qu'imparfaitement avec les densités expérimentales trouvées dans les conditions ordinaires de température et de pression.

Ce désaccord tient à ce que le principe d'Avogadro-Ampère ne pourrait être exact pour diverses températures et diverses pressions que si tous les gaz avaient même compressibililé et même coefficient de dilatation. Or aucune de ces deux lois n'est rigoureuse.

Mais il résulte des expériences de Regnauli que les coefficients de dilatation des divers gaz, tant sous pression constante que sous

volume constant, se rapprochent de plus en plus d'une même valeur

égale environ à ^-T»'à mesure que la pression diminue. Par suite, les

lois de Gay-Lussac sont des lois limites, vraies pour des pressions très faibles. Nous sommes donc autorisés à admettre que, dans ces conditions, de raréfaction extrême, les volumes moléculaires de tous les gaz sont rigoureusement égaux.

L'échelle physique des poids moléculaires, fondée sur les densités

des gaz, se rapproche donc d'autant plus de Téchelle chimique que la pression est plus faible, et Ton est amené à penser qu'elle se confondrait avec elle si on substituait aux densités normales (c'est-à-dire mesurées à 0** et sous la pression de Tatmosphère) les densités limites prises sous une pression infiniment faible.

La densité limite d'un gaz ne peut pas être mesurée expérimentalement; mais il est facile de la déduire de sa densité normale, si Ton connaît la loi de compressibilité de ce gaz.

Désignons par v^ le volume d'une masse de gaz sous la pression normale p^ , par Vq son volume sous la pression p^ ; si le gaz ne suit pas la loi de Mariotte, nous pouvons poser :

AJ^ désignant le coefficient moyen d'écart de la compressibilité du gaz par rapport à la loi de Mariotte entre P^ et P^.

Considérons deux gaz G et G' sous une pression infiniment faible p,; leurs volumes moléculaires ont une même valeur v^ ; comprimons ces deux gaz jusqu'à la pression atmosphérique p^ ; leurs volumes moléculaires cessent d'être égaux et prennent les valeurs :

tN =-ïo? [1 ~ Aji (p^ -Po)j =«4 [I - a;^ ip, -po)j v\ = to 28 [1 a;; ip, - Poil = «, [i -A'^J (p, -p.)]<

u^ étant le volume moléculaire que prendraient tous les gaz sous la pression atmosphérique s'ils suivaient la loi de Mariotte.

Si Pq est infiniment faible, le rapport de ces volumes moléculaires se réduit à :

"'< 1 - Aï' p,*

Les volumes moléculaires des divers gaz G, G', G" prennent donc, sous la pression p,, des valeurs proportionnelles à 1 — ^Pr 1 — A'pp 1 — A!'p^, Soient d^, c?|, rfj, leurs densités sous la pression atmosphérique p,, leurs poids moléculaires sont égaux aux produits des volumes moléculaires par les densités correspondantes.

c*est-à-dire proportionnels à (l — ^p^)d^ ... (i — A'p^) d{ ...

En particulier, si les pressions sont évaluées en atmosphères, /), = !, et les densités limites des gaz G,, G\, ...,sont proportionnelles à (i — AJ)c?^, (1 — A'J)rf|... Tout se réduit donc au calcul du coefficient moyen Aj entre 0 et 1 atmosphère.

Le résultat est immédiat pour les gaz dits autrefois permanents. On sait, par les expériences de Regnault, que, pour ces gaz, le coefficient A^ reste sensiblement constant pour des variations de pression de3 à 4 atmosphères. On peut donc sans erreur sensible prendre entre 0 et 1 atmosphère Fécart mesuré entre i et 2 atmosphères.

Dans le cas des gaz facilement liquéfiables, le coefficient A^ varie assez vite avecp, en sorte que, pour calculer Aq, il faut tenir compte de la loi de compressibilité du gaz. Or on connaît, d'une manière approchée et plus que suffisante pour le cas actliel, où il ne s'agit que d'une variation de pression relativement faible, la fonction qui lie le volume et la pression d'une masse gazeuse. Non seulement la formule de M. Van der Waals représente bien Tallure générale du phénomène; mais, si Ton détermine ses coefficients de manière à satisfaire exactement aux expériences pour une portion de la courbe de compressibilité, elle donne des valeurs numériques fort bonnes pour les portions voisines.

Nous poserons donc : ,, RT a

p, r, T étant la pression, le volume et la température centigrade, augmentée de 273*, de la masse de gaz considérée ; a, 6, R, trois constantes.

Si Ton choisit pour unité de volume, comme Ta proposé M. Sarrau, le volume qu'occuperait à 0** et sous la pression normale la masse du gaz, s'il suivait dans ces conditions les lois de Mariette et de Gay-Lussac (ce qui revient à faire lim. pv = i pourp = o), R prend pour tous les gaz la valeur commune 1 : 273 et le nombre des constantes caractéristiques de chaque gaz se réduit à deux. Dans le cas actuel, toutes nos données se rapportent à 0° centigrade, et Ton a RT = 1.

L'équation (2) contenant deux constantes a et 6, il faut deux conditions pour les déterminer. Comme notre but est de calculer la compressibilité du gaz entre 0 et 1 atmosphère, la première condi-

266 BERÏHELOÏ

lion imposée à la formule sera de représenter exactement la compressibilité du gaz dans la région voisine où elle a été mesurée avec rigueur, c'est-à-dire de donner exactement le coefficient AJ entre 1 et 2 atmosphères. On fera p =: 1, p = 2 dans Téquation (2), et on calculera les valeurs v^, v^, puis l'expression

La seconde condition sera empruntée à Tune des particularités caractéristiques de la courbe de compressibilité ; celle qui conduit au calcul le plus simple et qui utilise Tune des constantes des gaz

les mieux déterminées consiste à fixer le rapport 7 de manière à retrouver la température critique te :

(3, i-?l^ll±J..

Le calcul se fait par approximations successives. Sachant que a ei b sont toujours petits, on obtient un premier système de valeurs

approchées de a et de b, en joignant à la valeur t donnée par (3), l'expression approchée :

On obtient d'ailleurs une première valeur approchée de AJ en posant :

Si ces valeurs de AJ et Af étaient rigoureuses, on voit qu'il suffirait de connaître A? pour en déduire a — b et par suite A^ . On n'aurait donc plus besoin de Téquation de Van der Waals, qui aurait seulement servi d'intermédiaire pour le calcul ; quand on fait le calcul complet, on constate que la valeur définitive de l — Aq diffère delà valeur approchée

fournie par l'expression précédente de moins de j^jrrj: pour les gaz

moyennement compressibles comme CO^; pour SO*, la différence est

plus forte et atteint ^r-jr* Ces nombres font voir que, dans la détermination de AJ, la valeur de Af joue un rô|e prépondéryant, et que la valeur de y donnée par (3) n'exerce que peu d'influence (*).

Il est intéressant néanmoins de remarquer que cette relation (3) paraît assez bien vérifiée par Texpérience, au moins pour les pressions assez faibles (la pression de 1 atmosphère par exemple) dont il est question ici. En effet, des expressions données plus haut il résulte que, pour que les coefficients d'écart A à la loi de Mariette

sous ces faibles pressions s'annulent, il faut que - = 1. I/expres-

sion 3) fait donc voir qu'un gaz dont la température critique serait — 192'» C. suivrait à C* la loi de Mariette au voisinage de \ atmosphère. Or M. Leduc, en traçant la courbe empirique des écarts A

pour les faibles pressions { ~ de la pression critique)? a trouvé que

l'écart serait nul pour un gaz de point critique égal à — 180**. Pour un tel gaz, la densité limile ne différerait pas sensiblement, àO* centigrade, de la densité normale.

Les données expérimentales nécessaires au calcul de la densité limite d'un gaz sont : i® sa densité normale ; 2° sa compressibilité ;:u voisinage de la pression atmosphérique ; 3** sa température critique.

Cette dernière donnée n'a que peu de poids sur le résultat final et peut même être laissée entièrement de côté, dans le cas des gaz permanents.

Les densités normales ont été déterminées avec soin par Regnaull pour les gaz hydrogène, azote, air, oxygène et anhydride carbonique.

Depuis, lord Rayleigh a signalé une petite correction qu'il convient d'apporter aux nombres de Regnault pour tenir compte de la cop-

(ï) Les isothermes tracés par M. Auiagat, en prenant co ai me coordonnées pi; et ;j. permettent une discussion géométrique fort simple du problème et une détermination graphique rapide du résultat. Les valeurs de Aq^ et Ai'-^ ne sont autre chose que les quotients changés de signe des coefficients angulaires moyens des isothermes entre les pressions considérées, par les produits PqVq et PiV^. Si l'on possédait un nombre suffisant de valeurs du produit pv au voisinage de la pression atmosphérique, on pourrait peut-être arriver ainsi à une évaluation aussi exacte que par le calcul algébri(]ue. Cette méthode aurait l'avantage de ne rien supposer sur la fonction /"(p, i\ T) en dehors de ce que donne l'expérience.

traction que sabit le ballon vide sous T influence de la pression atmosphérique.

Plus récemment les deiisités de ces gaz et de divers autres ont été mesurées avec beaucoup de rigueur, d'une manière indépendante, par lord Rayleigh, en Angleterre, et par M. Leduc, en France. Voici les densités trouvées par ces divers expérimentateurs, à 0° et sous la pression atmosphérique normale :

Rcg;DauIt (corrig'é)

Rayleigh

Li'duc

Air

Az^O

HCl

cn\^

soa

L'accord de ces divers nombres peut être regardé comme satisfaisant. On remarque pourtant que les nombres de lord Rayleigh sont légèrement supérieurs à ceux de M. Leduc; selon ce dernier savant, cet écart systématique tient à ce que Tair de Londres contiendrait un peu moins d'oxygène que celui de Paris. Il remarque que, si Ton rapporte les densités non pas à Tair, mais à un gaz défini tel que Toxygèno, l'accord a lieu, en général, à i : 20000 près; comme j'adopterai plus loin, à l'exemple de la plupart des chimistes, pour base de l'échelle des poids moléculaires, le poids moléculaire de l'oxygène, posé, par convention, égal à 32, ces densités par rapport à l'oxygène sont les seules qui interviendront dans les calculs.

Outre les densités du gaz, il est nécessaire de connaître leur compiessibilité au voisinage de la pression atmosphérique. Les expériences classiques de Regnault portent sur les gaz suivants : air, azote atmosphérique, hydrogène, anhydride carbonique. Les expériences de M. Âmagat, qui ont mis en lumière les lois générales de la compressibilité des fluides, ne commencent, en général, qu'à des pressions notablement supérieures à la pression atmosphérique ; mais tout récemment MM. Leduc et Sacerdote ont déterminé avec beaucoup de précision les coefficients d'écart d'un grand nombre de gaz

par rapport à la loi de Mariolte entre 1 et 2 almosphères (*). Voici les nombres qu'ils ont trouvés (^) à la température de iô"*:

H Az CO 0

C0« Az^O HCl C2H2 S02

Les coefïîcients d'écart à la loi de Mariotte donnés ici se rapportent à 16^ ; les densités données plus haut se rapportent à 0<>. Il est donc nécessaire de ramener ces données à une même température. On peut y arriver soit en ramenant les densités à 16^ au moyen des coefficients de dilatation des divers gaz sous la pression atmosphérique, soit en ramenant les coefficients d'écart à 0* au moyen des coefficients de température appropriés.

M. Leduc a calculé ces derniers coefficients ainsi que les coefficients de dilatation, en s'appuyant sur le principe des états correspondants ; le calcul peut s'appliquer à tous les gaz, sauf à l'hydrogène. Celui-ci se trouvant à l'extrémité de la série, l'expérience directe est indispensable pour savoir comment varie AJ avec la température. M. Amagat a montré, en 1873, par des expériences faites entre 1 et 2 atmosphères, que, vers 250**, l'écart est toujours négatif, mais plus petit en valeur absolue que vers 0°. Cette constatation est d'ailleurs conforme aux prévisions que l'on peut tirer de l'équation de Van der Waals. 11 a reconnu plus tard qu'entre 0* et iOO<* les isothermes de l'hydrogène (en prenant comme ordonnées pv et p) ont sensiblement la forme de droites parallèles dont le coefficient angulaire 0,00072 entre 100 et 1000 atmosphères diffère à peine du coefficient 0,00070 qu'on déduit des mesures de Regnault faites vers 8*" entre 1 et 20 atmosphères et du coefficient 0,00064 observé à 16<^ par MM. Leduc et Sacerdote entre 1 et 2 atmosphères. On en conclut que, si AJ est égal à — 0,G00G1 à 16^ il est égal à — 0,00064 à 0^

Le tableau suivant contient pour une série de gaz :

1® La densité normale c?, c'est-à-dire à 0° et sous la pression atmosphérique, du gaz par rapport à l'oxygène; cette densité peut être

regardée comme connue à - ^ de sa valeur;

') Comptes Rendus, 2 août 1897.

'-) Gomme j'adopte ici une unité de pression soixante-seize fois plus forte que ces auteurs (ratmosphëre au lieu du centimètre de mercure), les coefficients de leur tableau sont multipliés par 76.

270 BEKTHELOT

2* La valeur à 0* du coefficient d'écart à la loi de Mariotte A^ entre 1 et 2 atmosphères, qui est connu d'après MM. Leduc et Sacerdotc avec une précision de db 0,00004 pour les gaz permanents et de dt 0,00008 pour les gaz facilement liquéfiables;

3° La température critique du gaz empruntée, en général, aux tableaux publiés par M. Mathias dans V Annuaire du Bureau des Longitudes {^)\

4°, 5° Les coeflicients a, b de la formule de Van der Waals, calculés comme il a été dit plus haut; en introduisant ces valeurs de a et

de ô, ainsi que la valeur R = -tzt.^ dans Téquation de Van der Waals

appliquée à une masse de chaque gaz égale à sa masse moléculaire, on obtient pour le calcul de la compressibilité des divers gaz au voisinage de la pression atmosphérique des formules préférables à celles qui ont été employées jusqu'ici et dont les constantes étaient calculées au moyen d'expériences moins précises et moins voisines do la pression atmosphérique que celles de MM. Leduc et Sacerdote;

6° Le coefficient d'écart de compressibilité AJ du gaz;

7® Le volume moléculaire normal (c'est-à-dire à 0"et sous la pression atmosphérique) t>,„ = 1 — A J du gaz ;

8* Le poids moléculaire M du gaz, celui de l'oxygène étant posO, par définition, égal à 32,

M 1- A? rf 32~1— A'J ^ d

AJ désignant le coefficient d'écart du gaz, A'i celui de l'oxygène, d la densité normale du gaz, d' celle de l'oxygène. Ces poids moléculaires peuvent être regardés comme déterminés

avec une erreur maximum de

Az20

HCl

CiH2

H Az GO 0

te — 234*(?) — 146« — 140« - 118-

(1) Pour CO-, j'ai admis le noDibrede M. Amagat.

Conclusions, — V Le volume moléculaire h 0° et. sous la pression almosphérique étant égal à J, pour un gaz qui suivrait exactement la loi de Mariotle, ce volume a la valeur 1 — AJ pour un gaz qui ne la suit pas. Le volume moléculaire de Thydrogène, qui est moins compressible à 0* que ne l'exige la loi, est donc supérieur à 1 ; celui des autres gaz, qui sont plus compressibles, est inférieur à 1.

Il n'existe qu'un seul cas, où le rapport de deux volumes moléculaires ait été mesuré avec une haute précision : c'est le cas drs gaz de Teau. J'y trouve une confirmation précieuse de mes calculs.

En effet, d'après les valeurs des coefficients A^, fournis par Fexpérience directe à 16^ et donnés plus haut, le rapport des volumes d'hydrogène et d'oxygène, mesurés à 16° et sous 1 atmosphère, qui se combinent pour former Teau, est représenté par :

^ en 2,00243.

M. Scott (*) a trouvé, par des mesures eudiomélriques directes à la température du laboratoire, température qu'il ne précise pas, mais qui paraît avoir été prise voisine de 16° :

2° Les poids moléculaires des gaz, simples et composés, donnés plus haut, peuvent servir à calculer leurs poids atomiques. Pour hs gaz simples (hydrogène et azote), il suffit évidemment de diviser par 2 les poids moléculaires. On obtient ainsi 1,0072 et 14,007. Pour les gaz composés, oxygénés ou hydrogénés, sachant que 0 = 16 par convention, et que H = 1,0072, on obtient le tableau suivant :

CO = 28,007 C02 — 44,000 Az^O =: 44,000

C =: 12,007 C = 12,000 Az = i 4,000

HGl = 36,486 C^^ = 26,020 SO^ = 64,050

CI in 35,479 C = 12,003 S z= 32,050

I^e poids atomique de Télénient étudié se déduit avec d'autant plus d'exactitude du poids moléculaire du composé correspondant, que cet élément y entre pour une plus forte proportion. Les coni-

(«) Proceed, Ro*j, Soc, t. LUI, p. 130; 1893.

272 BERTHELOÏ

oxygénés. En effet, C forme en poids les — de C^H* ; Cl, les —

de HCl; tandis que S ne forme (|ue 5 de SO'; Az, moins derdeAz'O,

et C les 77 de CO^. Ce dernier cas est le plus défavorable de tous.

L'erreur relative sur le poids atomique du carbone, déduit de la

densité de CO^, est presque quadruple de Terreur qui existe sur cette

densité même.

On trouve, en résumé, les poids atomiques suivants :

Hydrogène, — • La densité limite de l'hydrogène conduit à H =1,00724, en adoptant pour le rapport des densités de Thydrogène et de l'oxygène la valeur 0,062865 de M. Leduc. Si Ton adopte la valeur 0,062892 trouvée par M. Mçrley, on obtient H = 1,00772. La moyenne de ces deux nombres, H :r= 1,0075, concorde exactement avec la valeur moyenne qui résulte des nombreuses synthèses de l'eau, faites depuis quelques années.

Carbone. — La densité limite de CO donne 12,007 ; celle de CO' donne 12,000 (*) ; celle de C*H^ donne 12,003. On peut adopter finalement C = 12,004, nombre identique avec celui qui résulte des meilleures synthèses de CO" par combustion du diamant.

Azote, — La densité limite de Âz donne 14,007 ; la densité limite de Az^O donne 14,000. Ce dernier gaz étant plus difficile à obtenir pur et sa densité ayant été l'objet de mesures moins nombreuses que celle de Az, nous attribuons plus de poids au premier nombre, et nous adopterons Az = 14,005. Il est intéressant de remarquer que les densités de ces deux gaz nous conduisent, pour le poids atomique de l'azote, à des valeurs concordantes à qT^' Dans le cas de

l'azote, en effet, les méthodes chimiques sont fort indirectes et médiocrement concordantes. Stas a obtenu Az = 14,044; mais d'autres cycles de réactions donnent des nombres plus bas, tels que 14,019 (Thomsen, 1894) et 14,012 (Hill, 1894).

Argmi. — Selon lord Rayleigh(^) la densité de l'argon par rapport à l'oxygène est 1,24623, et, d'après M. Ramsay, ce nombre n*est pas sensiblement modifié par la présence des nouveaux gaz

(1) 12,0035, si Ton adopte le nombre de lord Rayleigh.

(2) Proceed, Roy. Soc, t. LXII, p. 209; 1898.

qu'il a reconnus dans l'air. La conipressibilité de l'argon n'a pas été

étudiée expérimentalement, mais sachant que ses constantes critiques

sont tc = — 121' ; p^= 50 atmosphères, on peut calculer AJ en appli-

quant le principe des états correspondants, comme l'a fait M. Leduc,

c'est-à-dire en traçant la courbe ayant pour abscisses t^ + 273, et pour

ordonnées AJp^. au moyen des données connues sur les gaz à points

critiques voisins (Az, CO, O, AzO) et en relevant sur l'abscisse / = 273*» — i2l<» = 152^ la valeur du produit Ajp^ relatif à l'argon.

On trouve ainsi AJ = 0,00070, t\„ = 0,99930, M = 39,882.

Chlore. — La densité limite de HCl donne Cl = 33,479. Stas a trouvé (*) par la synthèse du chlorure et par l'analyse du chlorate d argent Cl = 33,456.

Ce nombre diffère d'une manière sensible de celui auquel nous arrivons par la méthode des densités limites. Comme ce dernier est déduit de la densité d'un seul composé chloré (HCl), préparé d'une seule manière, il est prudent de faire des réserves pour ce cas.

Soufre. — I^a densité limite de SO^ conduit à S = 32,030. Stas a trouvé, par la synthèse du sulfure d'argent et par l'analyse du sulfate, S =r 32,038, nombre qui concorde à moins de l : 3000 avec le précédent.

Pour donner une idée de l'erreur que Ton commettrait dans le cas de SO- en prenant la densité normale au lieu de la densité limite, je dirai que Ton en déduirait S =r 33,53.

En résumé, les calculs précédents justifient le point de vue dont je suis parti, à savoir que l'hypothèse d'Avogadro et d'Ampère, d'après laquelle : Volumes égaux de tous les gaz renferment même nombre de molécules^ est une loi limite qui se vérifie exactement pour de très faibles pressions. Par suite : les poids moléculaire.^ des gaz sont proportionnels à leurs densités limites. Ces dennté^ limites s'obtiennent en multipliant leurs densités normales [c'est'à-dire prises à (y* et sous la pression atmosphérique) par le fadeur 1 — AJ, qui représente V écart de la compressibilité du gaz par rapport à celle d'un gaz parfait entre ^ et i atmosphère.

On obtient ainsi les poids atomiques

OH C Az S A

H) Cf. le calcul systématique des expériences de Stas, donné par M. Van der Plaala dans les Annales de Chimie et de Physique (6° série, t. VU, 1886) et dans lea Com/)/e* R«ïirf«s, t. ex V], 1893.

J. tle VhifH., 3* série, t. VIII. (Mai 1899.) 19

m BRANLY. — RADIOGONDUCTEURS

Celte méthode, purement physique, pour la détermination des poids atomiques, donne, toutes les fois qu'il est possible de préparer les gaz purs, une précision égale à celle des meilleures méthodes chimiques dans un cas où celles-ci sont directes, et peut l'emporter sur elles dans les cas (comme celui de Tazote) où elles sont indirectes.

RADIOGONBUGTEUHS A DISQUES BIÉTALUQUES ; Par M. Edouard BRANLY.

On ne fait habituellement usage que de radioconducteurs à contacts visiblement imparfaits ; le modèle que j*ai présenté aux dernières séances de Pâques de la Société de Physique s'écarte des types ordinaires.

Une colonne d'environ quarante disques d'un métal (fer ou aluminium ou bismuth par exemple), surmontée d'un poids de i kilogramme pour assurer les contacts (*), est intercalée dans le circuit d'un élément de pile et d'une sonnerie électrique. Les disques ont été nettoyés et polis; leur surface est importante, car ils ont 35 millimètres de diamètre; leur épaisseur, voisine de 10 millimètres, a permis de les bien dresser ; malgré cela, la colonne offre une grande résistance au passage du courant, et la sonnerie reste silencieuse.

Â une distance de quelques mètres, on a disposé un excitateur actionné par une bobine d*induction de 2 centimètres d*étince)le : si Ton fait fonctionner le radiateur, la conductibilité de la colonne augmente brusquement d'une façon notable, car la sonnerie se fait entendre. Un petit choc produit sur le haut de la colonne arrête la sonnerie en rétablissant la résistance primitive.

Il est intéressant de remarquer qu'on peut isoler complètement la colonne du reste du circuit, en ne lui laissant même attaché aucun fil de communication ; Téclatement d'une étincelle à distance rend la colonne conductrice ; on s'en assure en touchant le sommet et la base avec les deux fils de la pile : la sonnerie se fait entendre. Un léger choc sur le haut de la colonne rétablit la résistance comme* précédemment.

(I) Cette colonne est figurée dans le fascicule de Janvier 1899 du Journal r/e. Physique, p. 22.