I. — Introduction

Les phénomènes de la décharge électrique dans les gaz excitent a l'heure actuelle un intérêt général. Il ne peut d'ailleurs en être aatreinent; car, quoique nos connaissances des manifesta lions électriques se développent de tous côtés, nous ne pouvons tenir pour correctes nos explications, alors que l'apparence mystérieuse de h décharge dans le gaz demeure inexpliquée. Il semble possible qu*aussi longtemps que nous aurons encore à rendre compte d'une série de faits embarrassants, nous ne soyons complètement sur une mauvaise voie, et qu'il y ait en réserve quelque surprise qui nous force à modifier nos idées. Durant ces dix dernières années, j'ai entrepris d'étudier la décharge dans les gaz, dans le but de trouver une explication qui concorde avec les conclusions qu'on tire des autres partie* de la Physique.

Au cours de l'année 1 884, j'ai présenté à la Société Royale Fesquissf d'une théorie qui me semblait former un point de départ plein d'espoir pour les recherches futures. J'ai toute raison d'être satisfait de l'accueil que d'autres chercheurs, travaillant le même sujet, lui ont fait, et je pense que, malgré les difficultés que je ne veux pas chercher à atténuer, elle est généralement considérée comme ayant une chance favorable de succès final. J'ai pu étendre depuis mes

vues, et je suis assez hardi pour penser que nous pouvons maintenant nous faire une idée complète des points les plus importants de la décharge dans les gaz.

En 1882, c'est-à-dire deux ans avant que mon Mémoire ait été présenté à la Société Royale, M. Giese avait été conduit, par une étude de la conductibilité électrique des gaz de la flamme, à une hypothèse identique à celle qui forme la base de ce Mémoire. Je regrette infiniment d'avoir seulement connu récemment le travail de M. Giese, car J'aurais été heureux d'attirer l'attention sur lui.

Nous supposons l'un et l'autre, que chaque molécule gazeuse contient des atomes portant des charges égales et de signes contraires, que ces charges sont identiques à celles portées par les ions dans les ëlectrolytes, et que, de plus, un courant électrique ne peut être maintenu dans un gaz que par un déplacement à son intérieur des atomes chargés. Je n'ai jamais réclamé beaucoup d'originalité pour celle hypothèse, car la même idée doit être venue à d'autres, et il serait probablement fort difficile d'en tracer l'histoire primitive. L'hypothèse des particules chargées forme, toutefois, une faible part de la théorie que j'ai esquissée dans mon Mémoire précédent; elle n'est pas suffisante par elle-même pour rendre compte des faits observés. Afin de distinguer la théorie d'autres, je l'appellerai la théorie de la confection électrofytique, car elle ressemble sur beaucoup de points au mode de conduction des liquides qui a été décrit sous ce nom par Helmholtz. La théorie de la conveclion électroly tique donne des explications plausibles d'un certain nombre de phénomènes difTérents, comme l'a montré Giese pour la décharge dans les gaz issus de la flamme, moi-même pour la décharge produite par de fortes forces électromotrices, et Elster et Geitel, pour un certain nombre d'autres phénomènes. Suivant cette théorie, un gaz isole aussi longtemps qu'il n'y a pas d'ions présents, mais il agit comme un conducteur aussitôt que, pour une cause ou une autre, les molécules sont séparées en ions. Nous rencontrons des difficultés énormes quand nous arrivons à discuter le transport de l'électricité entre un gaz et un conducteur solide, car nous sommes ici, jusqu'à un certain point, retenus par notre connaissance de l'électrolyse dans les liquides. Nous savons qu'une difl^érence de potentiel de 2 volts entre les électrodes est suffisante pour décomposer l'eau et, par suite, permettre l'échange d'électricité entre le métal et l'ion d'hydrogène ou d'oxygène. Aucune théorie de la décharge dans les gaz ne peut être admissible si elle ne peut être amenée en harmonie avec ces faits.

708 A. 8CHUSTRR.

L'auteur remarque qu'il existe quatre moyens de rendre un gaz conducteur; on peut employer en effet pour cela des électrodes portées au rouge ot illuminées par des rayons ultra-violets; on sait, de plus, que les gaz issus de la flamme ne se comportent pas comme des diélectriques et que les gai inversés par des décharges sont conducteurs. Il examine successivement les trois premiers cas, citant les expériences de condensation de Helmholu. Lenard et Wolf. Passant à la décharge, après avoir résumé les faits étibiis jusque-là concernant la chute de potentiel cathodique, il expose ses propre expériences sur la densité électrique en volume au voisinage de la cathode, et indique la présence de charges positives au voisinage de celle-ci.

Action d*an aimant sur la décharge négatiTo. Confirmation de la théorie.

Dans mon Mémoire précédent, j'ai décrit une méthode à Taidc de laquelle j'espérais pouvoir mesurer les charges portées par les ion>. et ainsi mettre à l'épreuve la théorie. Il est extrêmement désirable que ceci soit fait, car, s'il était possible de montrer que les charges moléculaires sont les mêmes que celles portées par les atomes daoî les électrolytes, tout doute relatif à l'exactitude de la théorie que je propose s'évanouirait. Je me suis trouvé aux prises avec des difficultés considérables, dans ma tentative d'effectuer les mesures d'une façon satisfaisante, et j'ai seulement pu jusqu'ici arriver à des limite? quelque peu étendues entre lesquelles les charges moléculaires doivent se placer.

Selon la théorie, des particules électrisées négativement sont projetées de la cathode; Teffet que l'on observe par l'action d'unaimanl sur les rayons cathodiques est exactement ce qu'il doit être dans ces circonstances. La trajectoire des particules peut se tracera l'aide <fe la luminosité produite par les chocs moléculaires. Si la trajectoire f>t rectiligne au début, elle s'infléchit sous Faction d'un aimant; la courbure des rayons dépend de deux quantités inconnues, la vitesse <ifj particules et la quantité d'électricité qu'elles portent.

Si les particules portant une charge se déplacent avec une vitesse? à angle droit des lignes de force, le rayon de courbure r est délfi^ miné par l'équation

{ I ) =imve ou • — = rr- >

r m Mr

m étant la masse de la particule et M le champ magnétique. Si i^ particules, d'abord au repos, partent de la cathode où le polenlielf>t pris comme zéro et arrivent, sans perte d'énergie, en un point où le

potentiel est V, nous avons une autre équation (2) aVc = mv^.

Eliminons t^, il vient

La quantité — ainsi obtenue peut être directement comparée aux

équivalents électrochimiques connus. L'hypothèse que, dans tout le trajet des particules, le travail produit apparaît en entier sous forme de force vive, ne peut jamais se réaliser entièrement et les expériences seules peuvent décider à quel point nous pouvons nous approcher de cette condition. Dans l'espace obscur qui entoure la cathode, la dissipation d'énergie est probablement faible, et nous avons toute raison de croire que les vitesses y sont très grandes. Je n'ai pas besoin d'entrer ici dans le détail des difficultés expérimentales que j'ai rencontrées, et que j'espère bientôt surmonter plus complètement que je n'ai pu le faire jusqu'ici. Dans les expériences effectuées jusqu'ici, l'équation (2) ne peut pas être supposée applicable et l'équation (3) peut

servir à trouver une limite supérieure de — • On peut calculer de la

façon suivante la limite inférieure : aussi longtemps que l'effet d'un aimant sur les particules projetées de la cathode montre une direction prépondérante, nous pouvons affirmer que les vitesses des particules doivent être plus grandes que leur vitesse moyenne à l'état normal. Il €st clair, en effet, que, si la distribution des vitesses était symétrique dans toutes les directions, l'aimant aurait des effets égaux et opposés sur les charges qui se déplacent dans toutes les directions opposées, et si, par suite des chocs mutuels, la vitesse est réduite à sa valeur normale, elle aura perdu aussi toute inégalité de direction. Nous pou-

vons obtenir une limite inférieure de — si, dans l'équation (i), nous calculons

en prenant pour r le plus petit rayon de courbure qui peut être tracé avec certitude dans la lueur, et pour v la vitesse moyenne de la particule, suivant la théorie cinétique des gaz. Dans une expérience récente, M était environ 200; r diminuait pour des distances de plus en plus grandes de la cathode, la plus grande valeur qu'il était possible de mesurer était d'environ i*^"', V était au même endroit d'en-

710 A. SCHtSTEH.

viron 22D volts. En prenant ces nombres, nous trouvons pour limite supérieure