PRODUITE DANS LES GAZ PAR LES IONS CHARGÉS

Par J.-J. THOMSON.

Traduit de l'anglais par H. BËNARD.

Philosophical Magazine, b* série, t. XLVIl, mars 1899, p. a53-268.

La conductibilité électrique que possèdent les gaz dans certaines circonstances, par exemple quand des rayons de Rontgen ou de l'uranium traversent le gaz, ou quand il est raréfié à l'intérieur d'un tube à vide, ou bien situé dans le voisinage d'un morceau de métal chauffé au rouge, ou bien au voisinage d'une flamme, d'un arc électrique ou ii'étincelles éclatant entre deux conducteurs, ou encore d'un morceau de métal éclairé par de la lumière ultra-violette, peut être regardée comme due à la présence dans le gaz d'ions chargés dont les mouvements dans le champ électrique constituent le courant.

Pour étudier la distribution de la force électrique à travers le gaz, il faut tenir compte :

1" De la production des ions; elle peut avoir lieu dans toute la masse du gaz, ou bien être restreinte à des régions particulières;

?/' De la recombinaison des ions, les ions chargés positivement se combinant avec les ions chargés négativement pour former un système électriquement neutre;

3" Du mouvement des ions sous l'action des forces électriques. Nous supposerons dans ce qui suit que la vitesse d'un ion est proportionnelle à l'intensité du champ électrique qui agit sur lui. La vitesse acquise par un ion dans un champ unité (mobilité de l'ion) a été mesurée au Cai^endis/i Laboratory par plusieurs observateurs, par Rutherford et par Zeleny dans le cas des gaz nintgenisés ; par Rutherford pour les gaz exposés aux rayons de l'uranium ou à la lumière ultra- violette; par Mac Clelland et H. -A. Wilson pour les ions des

flammes ; et par Mac Qelland pour les ions des gaz situés près de métaux incandescents ou d'un arc. Les mobilités varient beaucoup dans les différents cas ; la mobilité d'un ion dans le même gaz est à peu près la même, que la conductibilité soit due aux rayons de Rtinlgen, aui rayons de l'uranium ou à la lumière ultra-violette; elle est beaucoop plus petite quand la conductibilité est produite par un arc ou par nn métal incandescent. Ainsi la vitesse moyenne des ions positifs et négatifs sous l'action d'un champ de i volt par centimètre dans Tair rontgenisé a été trouvée par Ru therford égale à environ l'^^jô par seconde, tandis que Mac Clelland a trouvé seulement o*^™, oo35 par seconde dans le gaz extrait du voisinage d'un arc éclatant dans l'acide carbonique.

Celte différence est due à ce que les ions agissent comme de? noyaux sur lesquels se condense le gaz qui les entoure ou la vapeur d'eau qui existe dans le gaz. La faculté qu'ont ces ions d'agir comme des noyaux pour la condensation de la vapeur d'eau résulte d'uM façon frappante des expériences de G.-T.-R. Wilson (*) sur les effet* des rayons de Rontgen et de l'uranium sur la formation des nuage*. et aussi de celles de R. von Helmhohz (^) relatives aux effets produits par les ions sur un jet de vapeur. Si les dimensions de l'amas formé autour de l'ion dépendent des circonstances dans lesquelles Tion a été mis en liberté et des substances qui l'entourent, la vitesse acquise par l'ion dans un champ donné dépendra aussi de ces circonstances : cette vitesse sera d'autant plus petite que la masse de Tagrégal sera plus grande. La détermination des vitesses acquises par les ions dans le champ électrique fournit ce résultat remarquable que, dans un champ donné, la vitesse acquise par l'ion négatif est plus grande que celle acquise par l'ion positif (sauf dans un petit nombre de ra? exceptionnels où elles sont égales). Bien qu'ayant des valeurs lré> différentes suivant leur mode de production, les mobilités des ions présentent toutes cette particularité. Les mobilités relatives des ions de signes contraires diffèrent beaucoup dans les divers cas de conduction à travers les gaz ; ainsi, dans le cas de l'hydrogène imparfailemenl desséché traversé par les rayons de Rontgen, Zeleny a trouvé le rapport de la mobilité des ions négatifs à celle des ions positifs égal j environ i,25, tandis que, dans le cas de conduction à traversiez flammes chaudes, H.-A. Wilson a trouvé pour le même rapport la»-

(») Phil. Trans,, A. 1897; Proc. 0/ Cambr, Phil. Soc., t. IX, p. 333. (») Wied. Ann., t. XXVII, 1886, p. Sog.

leur 17 OU 18. Dans le cas de la décharge à travers les tubes à vide, mes propres mesures relatives au rapport de la charge à la masse pour les particules chargées constituant les rayons cathodiques et celles de W. Wien ( *) sur les ions qui emportent la charge positive, indiquent que le rapport de la vitesse de l'ion négatif à celle de Tion positif dans des champs électriques identiques serait très grand. Ce fait suffît, à mon avis, à expliquer la plupart des diflérences d'aspect que présentent les deux électrodes d'un tube à gaz raréfié. Schuster (^), d'après des observations sur les vitesses avec lesquelles des corps chargés positivement ou négativement perdent leur charge dans un tube à vide, est arrivé à la conclusion que les ions négatifs se diffusent plus rapidement que les positifs ; d'autres phénomènes en relation avec la décharge m'ont conduit plus tard ('), et d'une façon indépendante, aux mêmes résultats.

Nous allons maintenant établir les équations auxquelles satisfait le champ électrique dans un gaz contenant des ions chargés. Pour simplifier le calcul, nous supposerons que le champ électrique est partout parallèle à l'axe des x^ et que, si X désigne sa valeur en un point, la vitesse de l'ion positif en ce point est k^ X, et celle de l'ion négatif dans la direction opposée A'jX; k\ et k^ étant les mobilités. Soient /i| le nombre des ions positifs par unité de volume en ce point, /i2 le nombre des ions négatifs ; soit q le nombre des ions positifs ou négatifs produits en ce point dans l'unité de volume et par unité de temps : le nombre de collisions par unité de temps entre les ions positifs et négatifs est proportionnel à /i|/i2. Supposons que, dans un certain nombre de ces collisions, il y ait recombinaison entre les ions positifs et négatifs, de sorte que, par suite de cette recombinaison, un nombre a/ii/ig d'ions positifs et d'ions négatifs disparaissent par unité de temps de l'unité de volume. Si e désigne la charge portée par chaque ion, la densité cubique des charges électriques est (/ii — n^')e et, par suite, l'on a :

(i) -^ =4it(/ii — /i,)e;

Si i désigne le courant qui traverse l'unité de section du gaz, et si l'on néglige toute diffusion autre que celle produite par le champ

(^) Verhandl. der phys, Gesellsch. zu Berlin, t. XVI, p. i65. (') Proc. Roy, Soc, t. XLVII, 1890, p. 626. (') Phil. Mag.f t. XL, 1895, p. 5ii.

84o J.-J. THOMSON.

électrique, on a

(i) A:i/iieX -4- ÂTj/iieX = t;

et, si Pétat permanent s'est établi, i est constant dans toute la masse du gaz; on tire de ces équations

Dans un état permanent, le nombre d'ions positifs par unité de volame en un point déterminé reste constant; par suite

(5) ^(A-i/iiX) = 7 — an,/i,,

~- :>-(^j'i2X)=7 — afiiTi,.

Substituantdans l'une ou l'autre de ces équations les valeurs de /ii./ij

di dx

précédemment trouvées, il vient, puisque -i- := o,

I kyki d / d\\ .\r.e kx H- ki dx \ dx)

Si nous posons

X« = 'xy^

^ /. kt ^d\\(, k, .. d\\

cette équation devient

f kxk^ ^ t / ■ tl \l ' — hl \

\T.e kx + kj" Ty -^ "^ 27e'-(A-,-+-its)*V"^45''/ V~4-^/

Je n'ai pu intégrer cette équation dans le cas général quand q est fini et A| différent de A'a. Nous pouvons cependant l'intég^rer quand J est constant et que l'on a A^i = ^2= A". Dans ce cas, l'équation peul

s'écrire

'^(Tfe^'-'') = 8^j('îfe'"~'')^^'*'

dont la solution est

i6Tt*^ / a \

OÙ C est une constante d'intégration.

Si le courant à travers le gaz passe entre deux plateaux parallèles dont on maintient la différence de potentiel constante, on a

dX dx

à mi-chemin entre les deux plateaux ; n^ est nul sur le plateau positif, tandis que //^ est nul sur le plateau négatif; par suite, si Xq, X| désignent respectivement les valeurs de X à mi-chemin entre les plateaux et sur l'un ou l'autre des plateaux, on a en posant/? = o, pour

obtenir Xo,

— 1»= — ^*" . x;-^cxi^'^^

Mais

I d\ puisque «I = 722, quand -^ = o.

Les mesures de X pour les gaz n'intgenisés montrent qu'à moins que le courant ne soit près de sa \aleur limite, X est pratiquement constant dans un certain intervalle au voisinage du milieu de la distance séparant les plateaux; par suite, dans ce cas, on a

à mi-chemin entre les plateaux et, par suite, en tenant compte des équations (3) et (5),

7= x/is;

en substituant cette valeur à /z, il vient :

qek X5 f 1^"-? + ~^'^ ) = CXp"* ;

(6) - XJ = GXf '*

Sur l'un ou l'autre des plateaux^ on a

Hi /ij = o ; de sorte que

par suite

qek

'JlTZ

(7) X» 1::__ = ex*'''* ;

ct, d'après (6) et (7),

1 • . SiccÀ- o OU bien en posant = p

Il résulte de cette équation que ^^ est supérieur à l'unité, et que la

valeur de ce rapport croîf de i à oo, quand ^ croît de o à x. On ^oii que jî ne contient ni q ni /. De sorte que, pour prendre un cas particulier, quand le gaz entre les deux plateaux est exposé aux rayons de Rontgen, le rapport des valeurs du champ électrique au voisinage immédiat des plateaux et à mi-chemin de la distance qui les sépare esl indépendant de l'intensité de la radiation et du courant qui traverse le gaz. Les courbes donnant la relation entre le champ électrique et la distance qui sépare les plateaux sont données par l'expérience dans le genre de celle que représente la figure i. X varie seulement à 1 intérieur de deuxcouches voisines des plateaux etest approximativenienl constant dans le reste du champ. Quand le courant qui traverse legax croît, les deux couches pour lesquelles X est variable s'élargissent ja>qu'à venir se réunir, de sorte qu'il n'y a plus de région pour laquelle X

soit constant. On peut facilement trouver une limite inférieure pour la valeur de X, épaisseur de chacune de ces couches, quand on connaît Fintensité du courant. En effet, supposons que le point P(yî^. i) soit

Fig. I.

à la limite de la couche contiguë à Télectrode positive : au point P, puisque X y devient constant, la moitié du courant doit être due aux ions positifs et la moitié aux ions négatifs; si / désigne le courant

et e la charge portée par un ion, un nombre — d'ions positifs doit tra-

verser l'unité de section d'un plan mené par P pendant l'unité de temps, de sorte que ce nombre au moins d'ions doit <Hre produit pendant l'unité de temps dans la région comprise entre P et le plateau positif. Si maintenant X désigne l'épaisseur de la couche, q\ est le nombre d'ions positifs produits pendant l'unité de temps; le nombre de ceux qui traversent le plan pendant l'unité de temps ne peut donc pas dépasser q\ et atteindra seulement cette valeur s'il n'y a pas de recombinaison des ions ; par suite

iqe

Ainsi, est une limite inférieure de X. Toutefois elle ne sera pas,

' leq *

je pense, très loin de la valeur-véritable, car nous pouvons montrer

qu'une très faible recombinaison seulement peut se produire pendant

le temps que les ions positifs mettent à traverser une couche de cette

épaisseur.

En effet, la vitesse de recombinaison des ions positifs est donnée

par

— OLn\n\,

Si N2 désigne la valeur maximum de /i2, — ^ mesure le temps qui

aiN.

844 J-'i' TttousoN.

s'écoule avant que la recombinaison n'ait diminué le nombre des ions dans une proportion très appréciable.

Pendant ce temps, les ions positifs parcourraient une distance o donnée par Téquation

0 = —ir-j a At

OÙ X| désigne la valeur de X tout contre le plateau. On a

par suite

Poso

AIVjXi tf = t;

Xi = yXo,

Y étant donné par

il vient

Ainsi, si y est passablement grand, les ions positifs parcoiirroQl une distance beaucoup plus grande que X avant de se recombiner.

Le courant le plus intense qui puisse passer entre les plaleaai s'obtient quand tous les ions sont employés à transporterie courant: si /désigne la distance qui sépare les plateaux, fq ions positifs et Iq ions négatifs sont produits pendant l'unité de temps ; si donc I désigne le courant maximum qui puisse passer entre les plateaux, on a

par suite, on peut écrire

Les équations

^ (Â'i ni X) = ^ — ani «i, ^(Ain,X) = — (9 — a/ij/i,),

THÉORIE DE LA CONDrCTlBILITÉ ÉLECTRIQUE DANS LES GAZ. 845

sont satisfaites par

/ « V ' A'v/tsA^ — -; r- f,

Ai-h/,2 '

=fô

e(Âj-t- Aj)'

< désignant le courant qui traverse le gaz. Dans ce cas, les portions du courant dues respectivement aux ions positifs et aux ions négatifs sont proportionnelles aux mobilités de ces ions. Toutefois, quand le courant passe entre deux plateaux parallèles, cette solution ne peut pas rester exactejusqu'aux plateaux eux-mêmes. En effet, considérons l'état de choses en un point P, entre les plateaux AB et CD, AB désignant le plateau positif et CD le plateau négatif. Alors au point P, à travers l'unité de section,

Al -h /ij e

ions positifs passent pendant l'unité de temps et ces ions doivent provenir de la région comprise entre P et AB; toutefois, cette région ne peut pas en fournir plus que q\ et elle ne peut fournir ce nombre d'ions que dans le cas où il n'y a pas de recombinaison ; par suite, la solution précédente ne peut être acceptable quand la distance à partir du plateau positif est inférieure à

de même, elle ne peut être valable à une distance du plateau négatif

inférieure à

Ai i

Al -r- Ai qe

Nous supposerons que la solution donnée ci-dessus est valable dans les parties du champ dont les distances aux plateaux sont plus grandes que celles qui viennent d'être indiquées; et en outre, qu'il n'y a pas de recombinaison des ions dans les couches où la solution n'est pas applicable. Considérons maintenant ce qui se passe près du plateau

positif, par exemple entre

ki i ^

a? = G et X ^ -z =— — = ^•

kx H- kt qe

Puisque, dans cette région, il n'y a pas de recoinbinaison, d«h équations sont

Si q est constant, nous avons

Atj /Ij X = - — q^y

4a constante a été déterminée de façon à annuler /i{ pour x =: o; si loa

remplace ni, /ij par ces valeurs dans l'équation qui donne -j-»'^'

obtient OU bien

la constante peut être déterminée par la condition que, pour

X = Xi,

on ait

q e»(A-,-hA:,;«'

de là on déduit

Puisque G est la valeur de X* quand x est nul, c'est la valeur de V contre le plateau positif; si nous désignons par X| la valeur de X contre le plateau positif et par Xo la valeur de X entre les couche*, on a

ainsi X| est toujours supérieur à Xo, valeur de X dans rintervalle compris entre les couches.

Si X2 désigne la valeur de X contre le plateau négatif, on a

Ainsi, si la mobilité Atj de l'ion négatif est très grande comparée à la mobilité k^ de Tion positif, la valeur de X contre le plateau négatif est grande en comparaison de sa valeur contre le plateau positif.

La figure 2 représente la distribution de la force électrique entre

les plateaux. Dans ce cas -^ a une valeur élevée.

Fig. 2.

La chute de potentiel à travers la couche d'épaisseur X| est égale à

et ceci est égal à

où l'on a posé

ix.X..-i^Log(v/-^-^/7

Xi = Xo(H-P)î;

par suite, si p est grand, la chute de potentiel à travers la couche d'épaisseur X|, contiguëau plateau positif, est approximativement

X,Xi = - Xo(i -h P)'^7-^ — •

848 j.-j. TiiovsoN.

De même, si Ton pose

et si j3| est jçrand, la chute de potentiel à travers la couche d'épaisseur Â2 est approximativement

•2 '2 *^ A I -h A-j (7ér

L'intervalle dans lequel la force électrique est constante et égale à Xo est

où / désigne la dislance qui sépare les plateaux. Puisque

Al H- Aj = >

la chute de potentiel dans cet intervalle est égale à

par suite, si V est la difierence de potentiel entre les plateaux.

de sorte que

\q) e Ici-hki)^

Ceci donne la relation entre le courant et la différence de potentiel entre les plateaux. Elle est de la forme

V = At«^-B/.

Dans un Mémoire publié par E. Rutherford et moi-même dan? I** PhiL Ma g, en octobre 1896, on donnait une relation entre > cl/ calculée dans l'hypothèse d'un champ constant entre les pialeaui. Dans le Mémoire actuel, j'ai cherché à tenir compte de la variation du

champ électrique. Le calcul qui précède cesse d'être approximativement exact quand les deux couches se rejoignent. Dans ce cas, le courant a sa valeur limite Iqe et il n'y a pas de perte d'ions par recombinaison ; nous pouvons donc négliger la recombiiiaison et procéder comme suit.

Les équations (5) deviennent dans ce cas

— (*,«,X) = y, Si q est constant, les solutions de ces équations sont

(10) A:j/i,X = y(/-— ar),

X désignant la distance comptée à partir du plateau positif, car ces

solutions satisfont aux équations ditFérentielles et aux conditions aux

limites

/Il = o, pour X ■= o

De l'équation

on déduit

nj= o, pour X =■ l.

-j~ = 47r(/i|— /ij)e,

C désignant la constante d'intégration.

Quand X a sa valeur minimum, on voit, d'après l'équation (i) que /i, = w^; par suite, en un tel point, d'après (9) et (10), on a

par suite, si nous déterminons le point Q où X présente un minimum, cette équation nous donnera le rapport des mobilités des deux espèces d'ions.

On voit qu'un ion positif partant du plateau positif et un ion

85o J.-J. THOMSON.

négatif partant du plateau négatif atteignent ce point en même temps.

Si Xo désigne la valeur minimum de X, et ^ la distance d'un poiat compris entre les plateaux, comptée à partir de Q, on peut écrirf l'équation (i i) sous la forme

Xî=XJ

Si I désigne le courant maximum, ceci peut s'écrire (13) x«=Xî+4'tI5«i(-l^;^)-

On voit, d'après cette équation, que si Ton mesure les valeurs de X en deux points et I, courant maximum, on peut calculer la valeur d''

el, puisque (12) donne la valeur de -77-, on peut calculer les valeurs

de Ati et ki séparément.

Si l'ion positif se déplace plus lentement que l'ion négatif pt»ur une valeur donnée du champ électrique, l'équation (12) monirt que Q est plus près du plateau positif que du négatif. Par suit^. îl résulte de (i3) que la force électrique est plus grande au voisinage immédiat du plateau négatif que contre le plateau positif.

Une excellente méthode pour déterminer les mobilités des ion*, méthode qui peut être employée dans presque tous les cas de conduction à travers les gaz, consiste à produire les ions dans une reçoit et à mesurer l'intensité du champ électrique en deux points duae autre région où il n'y a pas production d'ions, mais dans laquelle seuls les ions d'un certain signe peuvent pénétrer sous raclion dn champ. Ainsi, désignons par A, B deux plateaux parallèles pioof^rs dans un gaz, et supposons qu'on produise, dans la couche compriaf entre A et un plan que nous désignerons par M, une certaine quantité' d'ions, soit par les rayons de Rontgen, soit par des métaux incandescents, soit par la lumière ultra-violette, soit autrement; enfinsupposons que le gaz compris entre M et B soit protégé contre rionisalion directe. Si alors A et B sont reliés aux pôles d'une pile, un courant passera à travers le gaz, et ce courant sera constitué, dans la régiot comprise entre M et B, uniquement par les ions d'un seul signe. positifs si A est l'anode, négatifs si c'est la cathode. Etudions la dis-

tribution de la force électrique dans la région comprise entre M et B. Supposons que A soit le plateau positif, tous les ions de cette région seront chargés positivement, et nous aurons, en employant la même notation que précédemment,

= 4 ic/i|e,

où 2 désigne le courant à travers l'unité de section; de ces équations l'on tire

dx " kx

ou bien

Par suite, si l'on mesure les valeurs de X en deux points de la région comprise entre M et B, et aussi la valeur de £, on peut, d'après cette équation, calculer la valeur de k\. Pour déterminer la mobilité k^ de l'ion négatif, il n'y a qu'à faire une expérience analogue en prenant <;ette fois A comme plateau négatif.

Quand l'ionisation est limitée à une couche CD comprise entre les plateaux A et B, la distribution de la force électrique est représentée par la figure 3, A désignant le plateau positif et B le plateau négatif,

Fig. 3.

et la vitesse de l'ion négatif étant supposée beaucoup plus grande que celle de l'ion positif.

L'étude de la distribution de la force électrique faite page 847 montre que, si la mobilité de l'ion négatif est beaucoup plus grande que celle de l'ion positif, la distribution du champ a beaucoup de caractères communs avec celle qui se produit dans le passage de l'électricité à travers un tube à gaz raréfié, en particulier la grande aug-

852 j.-j. THoysoN.

mentation du champ électrique tout près de la cathode. Ainsi ce caractère de la décharge à travers les gaz raréfiés peut s'expliquer ea attribuant une plus grande vitesse à Fion négatif qu'à l'ion positif; c^est une propriété qui semble applicable à tous les cas de décharge électrique à travers les gaz, et comme les plus importantes des différences entre les phénomènes qui se passent aux deux pôles d'un tube à vide s'expliquent directement par ce fait que la force électrique 1 la cathode dépasse beaucoup celle qui existe à Tanode, je pense qae les caractères les plus frappants de la décharge à travers les gaz raréfiés résultent de la différence des mobilités des ions positifs et des ioos négatifs. Dans le cas discuté page 849 nous avons supposé çr constant, c'est-à-dire l'ionisation constante sur tout le trajet de la décharge: dans le cas de la décharge à travers les gaz raréfiés, oij FionisatioD est due principalement au champ électrique lui-même, il est in^Taisemblable que l'ionisation soil constante quand le champ est si \»riable. Nous pouvons être renseignés sur la distribution de l'ionisation en étudiant les très remarquables courbes dues aux recherche? de Graham (*) qui donnent la distribution du champ électrique dans un tube à vide.

Des équations

^ ( A-| n, X) = gr — an, /ij,

nous déduisons, si kt eik^ sont indépendants de x,

dx*

= STze{q — %ninf) ( J"^ J-) '

Ainsi, ^ — a/i, ^2 a le même signe que ,\ » Donc, quand q — 2/I1R1

est positif, c'est-à-dire si l'ionisation surpasse la recombinaison, h courbe donnant les valeurs de X-^ est convexe du coté de Taxe des Jet cette courbe est concave du côté du même axe si la recombinaison surpisse l'ionisation. Les endroits où la courbe présente des courbures brusques seront des régions soit d'ionisation intense, soil de recombinaison intense.

(>) Wied. Ann., t. LXIV, 1898, p. 49.

THKORIE DE LA COM>UITiniLITÉ ÊLECTRIQL'B DANS LKS GAZ. 853

La figure 4 est une courbe donnant les valeurs de X^ calculées d'après les résultats de Graham. On voit qu'il y a deux régions à courbure particulièr«ment rapide, la direction de la courbure indiquant qu'il s'agit d'ionisations, l'une, la plus intense, juste à l'extérieur de l'espace obscur négatif, l'autre près de l'anode, tandis que dans la lumière positive le sens de la courbure indique recombinaison. Tout

se passe comme si les ions positifs formés au centre d'ionisation voisin de l'anode, en se déplaçant vers la cathode, rencontraient les ions négaiifs provenant du centre d'ionisation voisin de la cathode, comme si ces ions positifs se combinuientaux négatifs Jusqu'à les détruire tous, el produisaient de la lumière en se recombinanl, la région de recombinaison constituant la lueur positive. Dans l'espace obscur compris entre la lumière positive et l'auréole négative, ces ions positifs provenant du centre d'ionisation voisin de l'anode sont tous épuisés, de sorte qu'il n'en reste plus pour se recombiner avec les ions négatifs qui viennent du centre voisin de la cathode.

L'encoche brusque de la courbe, qui indique le centre d'ionisation voisin de la cathode, existe dans toutes les courbes données par Oraham; le centre voisin de l'anode est loin d'être aussi constant. Dans plusieurs des courbes données par Graham, il n'y a pas de coude brusque auprès de l'anode, bien que celui qui est près de la cathode soit bien marqué, et, dans ces tubes, la lumière positive n'est pas bien développée. La distribution de potentiel qui accompagne la décharge lumineuse exige une distribution déterminée de l'électrisa-

854 THOMSON. — TUlilORlE DE LA CONDUCTIBILITÉ BLECTRIQCE DiXâ LES GAZ.

lion à l'inlérieur du tube, celle-ci exige une ionisation et un mouvement des ions dans le tube avant que la décharge lumineuse se produise. Il doit donc y avoir une sorte de quasi-décharge pour préparer le chemin de la décharge lumineuse. Warburg ( *) a mis en évidcnoe. dans quelques cas, l'existence d'une décharge obscure qui précède la décharge lumineuse. Il semble probable qu'une telle décharge iiViiste pas seulement dans les cas où elle a déjà été découverte, mais qu'elle précède invariablement la décharge lumineuse.

Outre les encoches brusques ou régions de courbure particulièrement rapide, la figure 4 montre une faible courbure dans la directiofi indiquant un excès d'ionisation sur la recombinaison dans tout liolervalle considérable compris entre la colonne lumineuse positive et la gaine cathodique; comme cette région est éloignée des eadroîls où la force électrique est considérable, il semble probable que des mëfinismes autres que la force électrique l'aident à produire l'ionisation en un point déterminé. Le cas des rayons cathodiques montre que le mouvement des ions chargés tend à ioai«er le gaz environoauL E. Wiedemann aussi a montré que la décharge produit une radiation particulière qu'il a appelée entladumgstrahlen; \\ est possible que ces rayons possèdent le pouvoir d'ioniser un gaz traversé par eux(-î.

(») Wied, Ann., t. LMI, p. 385.

(^) Cette théorie de la décharge dans les tubes à gaz raréfiés est complétée daas le Mémoire suivant de J.-J. Thomson {Phil. Mag., ô* série, i. L, 1900, p. î8a).

{Note du traducteur.)