METHODE DE J.J. THOMSON
deux plaques métalliques D, E, chargées d'électricités opposées, les rayons cathodiques seront après leur passage entre ces plaques, déviés de leur chemin rectiligne, car les électrons négatifs qui les constituent seront attirés par la plaque positive et repoussés par l'autre plaque. Cette déviation, déjà prévue, n'avait pas été obtenue par Hertz, et J.-J. Thomson ne l'obtint non plus au début de ses recherches. Cela tient à la conductibilité acquise par le gaz raréfié par suite du passage des rayons cathodiques, conductibilité qui empêche de maintenir entre les deux plaques une différence de potentiel suffisante.
Mais il suffit de pousser à la limite la raréfaction du gaz pour obtenir l'effet attendu, et voir ainsi la tache lumineuse due à la phosphorescence excitée par les rayons cathodiques se déplacer sur la paroi du tube opposée à la cathode. C'est ainsi que lorsque la plaque E est positive et la plaque D négative, l'on constate que la tache lumineuse se déplace vers le bas, ce qui démontre que la trajectoire des électrons s'est courbée dans cette direction.
En vérité, par suite de la force électrique, qu'on peut supposer constante entre les deux plaques si ces dernières sont suffisamment grandes et rapprochées, chaque électron décrira une parabole, et les rayons cathodiques prendront ainsi la forme présentée par un jet d'eau jaillissant d'un tube horizontal et soumis à l'effet de la pesanteur.
Dans le cas de la pesanteur, la force est proportionnelle à la masse du corps en mouvement, et l'accélération est indépendante de cette masse. Ici, la force qui agit sur un électron ainsi que l'accélératiofï qu'elle produit, sont proportionnelles à la
gb MASSE, VITESSE ET CHARGE DES ELECTRONS
charge électrique ; et comme à égalité de charge, et par suite à égalité de force électrique, l'accélération est en raison inverse de la masse, on peut donc dire que l'accélération dont dépend ensuite, d'une manière connue, la parabole décrite, est proportionnelle au rapport entre la charge et la masse de l'électron. On a donc ainsi, comme dans le cas de la déviation magnétique, une relation qui contient le dit rapport et la vitesse initiale de l'électron. Si on fait agir simultanémentle champ électrique etle champ magnétique, les lignes de force de ce dernier étant supposées perpendiculaires en même temps aux lignes de force électrique et à la direction des rayons cathodiques, on aura un moyen de calculer le rapport de la charge à la masse de chaque électron et la vitesse de ces derniers. On peut encore faire en sorte que les effets dus aux deux champs se compensent. On n'aura ensuite qu'à mesurer la déviation produite quand un seul de ces champs agit et l'intensité de chacun, pour en déduire les deux quantités cherchées ('). J-J. Thomson obtint ainsi comme vitesse des électrons, une vitesse de l'ordre du dixième de celle de la lumière, et comme valeur du rapport entre la charge et la masse d'un électron, une valeur s' écartant peu de celle trouvée par d'autres méthodes.
(') Soit fj la déviation produite séparément, tant par le cliamp électrique que par le champ magnétique, / la longueur du trajet pendant lequel l'électron est exposé aux causes déviatrices, F l'intensité du champ électricpie.
L'on aura :
e __Y0 m ~ Wl
METHODE DE LENARD
Des mesures analogues furent faites par H.-iV. Wilson (') en employant des cathodes constituées par de différents métaux; il constata que la nature du métal constituant la cathode n'influait pas sur les résultats obtenus.
La méthode de J.-J. Thomson fut ég-alement employée, et presqu'en même temps, par P. Lenard(-), qui opéra sur les rayons portant son nom, c'est-à-dire sur des rayons cathodiques ayant traversé une feuille d'aluminium à leur sortie du tube dans lequel ils prennent naissance.
Ce même physicien (^) aj)pliqua en outre une non-
IS
Fig. 17
velle méthode consistant à soumettre les électrons à l'action d'un champ électrique parallèle à la direction de leur mouvement. A cette effet, des rayons de Lenard engendrés par la cathode C (fig. 17) sortaieiit par une ouverure A recouverte d'une feuille d'aluminium, et pénétraient dans l'appareil Y contena:it un gaz extrêmement raréfié.
Dans cet appareil se trouvait un condensateur formé de deux disques métalliques parallèles n et h, ayant
(1) H. -A. WiLSO>:. — Proc. Cainh. Phil. Soc, p. 179 (1901).
(2) P. Lenard. — Wled. Ann., t. LXV, p. 279 (1893).
(3) P. Lenard. — Wled. Ann., t. LXV. p. 50i (1898). -
lOO MASSE, VITESSE ET CHARGE DES ÉLECTRONS
au centre une petite ouverture à travers laquelle passent les rayons provenant de A et se dirigeant vers l'écran phosphorescent S. Deux tubes métalliques /?^, n préservent les rayons des actions électriques pouvant provenir du disque «, qui peut être isolé et électrisé, tandis que b est toujours en communication avec le sol. C'est seulement pendant leur passage entre «et b que les électrons sont exposés à la force électrique qui en augmente ou en diminue la vitesse, suivant que le disque a est électrisé positivement ou négativement. Ces mêmes rayons sont, d'autre part, déviés, comme dans la méthode précédente, par l'action d'un champ magnétique ou par l'action d'un champ électrique transversal créé entre les disques parallèles d et e, et on n'a plus ensuite qu'à mesurer la déviation ainsi produite.
Ainsi qu'on pouvait le prévoir, à égalité de champ électrique entre d ete, la déviation est différente suivant le signe de la charge de «, car c'est de cette dernière que dépend la vitesse avec laquelle les électrons arrivent dans le champ qui les fait dévier. En mesurant cette déviation et l'intensité des deux champs, on peut calculer le rapport considéré ; nous donnerons plus loin la valeur obtenue par Lenard en employant cette méthode.
Nous citerons encore une dernière méthode, très ingénieuse mais un peu compliquée, employée par E. Wiechert (^) pour mesurer directement et avec précision la vitesse des rayons cathodiques. En y ajoutant la déviation magnétique, il put encore calculer le rapport entre la charge et la masse de l'électron.
^') E. Wiechert. — Wied. Ann., t. LXIX, p. 739 (1899).
METHODE DE WIECHERT
Mais ce n'est pas seu'emeni: sur les électrons constituant les rayons cathodiques, qu'on a effectué des mesures destinées à déterminer leurs constantes caractéristiques; d'autres mesures furent faites également sur les électrons négatifs émis par les métaux
Fis- 18
soumis à l'action des rayons ultraviolets, ainsi que sur les électrons émis par les corps radioactifs.
C'est ainsi que M. J.-J, Thomson (') fît agir un champ magnétique sur les électrons émispar unmétal soumis à l'action de la lumière. M. A. Righi ('-), en
(1) J.-J. Thomson. —Phll. Mag., t. XLV, p. 5't7 (1899).
(2) A. Righi. — Mem. délia R. Ace. di Bologna [M), p. 110 (1890).
102 MASSE, VltESSE ET CHARGE DES ÉLECTRONS
employant un dispositif expérimental presque identique avait déjà constaté pour la première fois qu'un champ magnétique diminue le transport de l'électricité négative du corps qui reçoit les rayons ultraviolets aux corps voisins. M. J.-J. .Thomson donna l'interprétation de ce fait suivant la nouvelle théorie, et il en tira parti de la manière suivante.
Un petit disque de zinc A B (fig. 18) porté par une tige métallique L et chargé négativement, est placé dans un récipient contenant de l'air assez raréfié, et peut être plus ou moins rapproché d'une toile métallique C D qui lui est parallèle et qui est reliée à un électromètre. Le récipient est fermé par une lame de quartz E F, de manière que les rayons
Fig. 19
ultraviolets provenant d'un flux d'étincelles jaillissant entre deux électrodes de zinc, ne soient pas arrêtés avant d'arriver sur le disque électrisé A B. Si, après avoir constaté que l'électromètre se charge lorsque les rayons ultraviolets arrivent sur le disque et cela même quand le disque A B est un peu éloigné de la toile métallique G D, on fait agir un champ magnétique dont les lignes de force sont parallèles au disque et à la toile métallique, l'on vérifie, qu'en dépassant une certaine distance entre le disque et la toile, le phénomème du transport de l'électricité négative de A B sur C D cesse presque complètement. Le mécanisme de ce phénomène est le suivant.
En l'absence du champ magnétique, les électrons
INTERPRÉTATION DE J.-J. THOMSON lo3
négatifs, que les radiations chassent du disque de zinc A B (fig. 19), vont directement de A B sur C D ; mais si l'on fait agir un champ magnétique perpendiculairement au plan de la figure, chaque électron émis par le disque A B parcourt une courbe, qu'on démontre être une cycloïde ; de sorte que, arrivé à une certaine distance du disque, l'électron revient vers ce même disque sans pouvoir toucher la toile métallique, si cette dernière est trop éloignée ('). Les lignes courbes en pointillé de la figure ci-contre représentent la forme des trajectoires parcourues par les électrons.
La distance maxima franchie par l'électron dépend d'une manière connue de l'intensité du champ électrique régnant entre le disque et la toile G D, de l'intensité du champ magnétique et du rapport de la charge à la masse de l'électron. Par conséquent, en
C) En prenant l'axe des x perpendiculaire au disque et à la toile métallique, et l'axe des y perpendiculaire à l'axe des x et à la direction du champ magnétique, les équations du mouvement de l'électron sont,
m -r-^ = r e — ne —ri dt^ dt
d'^y „ dx
m -r^ = He -r- ;
dfi dt
dx dy , • ,
en supposant nulles les valeurs initiales de x, y, — r' — 7-' 1^ solution de ^ ^ ' -^^ dt dt
ces équations s'écrit, en posant pour plus de simj^licité,
X^= a {1 — ces ht), y^a{bt — siiï ht).
Le rayon du cercle générateur de la cycloïde est «, et par suite, la distance maxima comptée à partir du disque AB, jusqu'à laquelle un électron peut arriver, est,
mesurant les deux premières quantités ainsi que la distance maxima entre le disque et la toile métallique au-delà de laquelle cette dernière ne reçoit plus de charge sensible, on a un moyen de déterminer le rapport ci-dessus considéré. L'exactitude de la détermination est limitée par la circonstance, que les électrons ne partent pas tous du disque A B avec la même vitesse ; par suite, la distance maxima à laquelle ils arrivent n'est pas la même pour tous les électrons.
Une méthode analogue fut appliquée par M J.-J. Thomson (') aux électrons émis par un métal incandescent.
M. P. Lenard (^) mesura de son côté le même rapport en utilisant à l'action des rayons ultraviolets sur les métaux dans le vide ; enfin, M. H. Becquerel (^) et d'autres expérimentateurs déterminèrent la même constante pour les électrons émis par les corps radioactifs. Sans entrer, pour le moment, dans le détail de ces dernières déterminations, et d'autres encore qui donnèrent des résultats analogues, nous allons disposer les principales valeurs de ce rapport entre la charge et la masse d'un électron sous forme de tableau synoptique {'') (page ci-contre).
Si l'on tient compte de la grande variété des phé-
(ij J.-J. Thomson. —Phll. Mag., t. XLVIII, p. 547 (1899).
(2) P. Lenard. — Drude's Ann., t. Il, p. 359, (1900).
(^) H. Becquerel. — Rapports du Congrès de Physique de Paris, t, III, p. 47.
{'*) Les valeurs numériques, de ce tableau sont écrites dans le système de numération décimale, c'est-à-dire que 231 X 10 15 veut dire
• L'unité de mesure adoptée f)our la charge est l'unité électrostatique, à savoir, la quantité d'électricité qui repousse une quantité d'électricité égale et de même signe se trouvant à un centimètre de distance de la première, avec une force égale à une dyne.
