PARALLÈLES A UN CHAMP ÉLEGTRIOUE
Analysé par E. BLOGH et Th. COLIN.
Annalen der Physik und C hernie, t. LXV, 1H9S, f). 'W^,
Les rayons cathodiques produits dans le tube E traversent la fenêtre d'aluminium F pour entrer dans Tespace d'observalion où l'on a fait un videcomplet. Ils traversent le condensateur plan C,Ci, parallèlement au chaniji.
Fig. 10.
à la pompe
Si
à Ib machine électrique
Sol
électrique que l'on peut y créer, avant d'arriver entre les armatures du condensateur M, qui permettra de produire la déviation éleclrosialiquc, ou au niveau duquel on pourra produire la déviation magnétique. Les déviations sonl observées sur les écrans phosphorescents Si ou Sj. Les faits qualitatifs observés sont les suivants : si Ton établit dans le condensateur C^Ci un champ, électrique parallèle aux rayons cathodiques et de môme sens, leur vitesse est diminuée, ce qui se traduit par une augmentation de déviation électrostatique
(') Heutz, Gesamm, Schri/te/iy l. I, p. 2\2.
J^ p. LlkNARD.
•n iia:rietif|ii«^ Aa aÏT^aa do condensateur M. Inversement, si le champ est de «-r-n^- rontrairtt <iu:v rayoa^. leur accroissement de vitesse se traduit par uor
liminntion 'ies «ieTiacioas électrostatique et magnétique. Vjici. •!' .Autre part, les quelques données quantitatives de ce Mémoire : le
rn^mp ma^etitiue cf^rt produit par des bobines (projetées suivant un cercle en pointillé ^ur la d;pire • traversées par un courant. Soient J« et J] les courants va:caetisants 'fui produisent respectivement une certaine déviation magnéti«iue *?n r^bsence de champ électrique dans le condensateur C] Cs et la même
leviation lorsqu'on a établi entre Ci et Cf une différence de potentiel P. On a c^idemment
-i = il ,
eu appelant v^ et Vi les iritesses correspondantes des rayons (vitesse normale cl ^ite'-se mo«iiHée par le champ Ci Ci). D'autre part le principe de la cod- ?er%ati«>n Je l'énergie donne
eu appelant -^ le rapport de la charge à la masse transportée par les rayons.
Si Ton admet pour — la moyenne 6,89. lo* des nombres obtenus dans le pré-
cédcBi Mémoire, les équations ci-dessus donnent la variation de vitesse ri — («. On trouve ainsi que la vitesse des rayons catliodiques peut varier du dixième au tiers de celle de la lumière.
VII. — RATONS CATHODiaUES PRODUITS PAR LES RATONS ULTIA-TIOLETS.
Traduit de l'allemand par Marcel LAMOTTE.
Wien /ter., Abl. !!•, 19 oct. 1899, P* '^4i/inate/t lier /*fi\sik und C hernie, t. II, 1900, p. 35m.
Les rayons ullra-violels provoquent la décharge des rorp^ t-Ku- Irisés négativement. Décomert par Hertz, après a\oir été >ii:nalf dans un ras simple par Ilalluaehs, ce phénomène tst aujourd'hui connu dans beaucoup de ses particularités. Ainsi on a réus>i à déterminer les trajectoires de rélectricité enlevée au corp<, tant dans le
vide que dans l'air (*). Mais on n'est pas certain de la nature des véhicules qui transportent Télectricité le long de ces trajectoires.
1. Les expériences sur la pulvérisation des corps par les rayons ultra-violets (*'*) pouvaient faire supposer que ces véhicules sont des particules matérielles pondérables empruntées au corps irradié. Cette hypothèse, déduite immédiatement des résultats antérieurs, ne m'a paru guère plausible, à la suite d'expériences particulières, dont je veux citer l'une.
On dirige les rayons ultra-violets sur une surface unie d'amalgame de sodium, entourée d'une atmosphère d'hydrogène. On prolonge suffisamment l'irradiation pour enlèvera cette surface 2,9 microcoulombs d'électricité négative : le dispositif permet de recueillir la totalité de cette électricité sur un fil de platine pur. Admettons que les véhicules soient les atomes de sodium : d'après l'équivalent électrochimique du sodium (la seule donnée que nous ayons), le platine aurait dû recevoir 0,7. io~* milligramme de sodium, davantage même si les particules sont plus grosses que les atomes.
D'autre part, Bunsen affirme que l'analyse spectrale permet de déceler une quantité de sel sodique inférieure même à o,3. io~® milligramme. Or le fil de platine, qui avait reçu les véhicules, ne communiquait à la flamme aucune trace de réaction.
2. Le titre de ce Mémoire exprime une autre hypothèse à laquelle je fus conduit en rapprochant deux faits. D'une part, le caractère
rigoureusement unipolaire de l'effet photoélectrique, mis hors de doute par les expériences d'Elster et Geitel (*). D'autre part, la constitution des rayons cathodiques qui consistent essentiellement en des véhicules d'électricité négative (*). Malgré l'échec de mes premières expériences je me confirmai dans cette idée d'après une remarque de Righi.
Rigfai trouve en effet (s) que la déperdition provoquée par la lumière sur un corps possédant une forte charge négative croît avec la raréfaction de Tair jusqu'à un maximum, pour décroître ensuite.
(*) RicHi, Ment, délia Reale Acad, di Bologna, 4* série, l. IX, 1888, p. 3G9 et 'délia Beale Acad. dei Linceiy a* série, t. VI, 1890, p. 81. (») Lenard et WoLP, Wied. Ann., t. XXXVII, 1889, p. 4^^3. (*) £l8TER et Geitel, Wied. Ann,, t. LVII, 1896, p. 24. (<) Cf. Wied. Ann., t. LXIV, 1898, p. 279. (^ ) RiOHi, Atti délia /féale Acad. dei Lincei{loc. cil.).
4oo
p. LENARD.
Le maximum s'observe quand la pression est celle « sous laquelle Fair s'électrise le plus aisément ». De plus Righi remarque que Taclion (le la lumière sur un corps primitivement à Tétat neutre, c'esl-à-dirt* réleclrisalion positive qu'il acquiert par suite de la déperdition délectricilé négative, croît constamment avec la raréfaction. De ces deux circonstances, il conclut que les deux effets photoélectriques ne peuvent guère procéder d'une cause unique.
C'est là le point de départ des présentes expériences.
Du moment où plusieurs phénomènes se superposent, il convient de chercher à les isoler. Je me proposai, en premier lieu, d'étudier ce qui se passe en l'absence de Tair. Une question se pose tout d'abord: si Ton fait croître la raréfaction jusqu'à la limite extrême que nous sachions réaliser, est-ce que l'effet photoélectrique ne diminue pas pour finir par s'annuler, ainsi qu'on l'a constaté pour d'autres phénomènes de décharge?
3. L'appareil, formé par un récipient de verre muni d'électrodes scellées, est représenté par la figure i. L'électrode U, qui reçoit les rayons ullra-violets, est un disque en aluminium poli de i*"",5 de
Fig. 11
à la pompe \ ,
rayon. \ is-à-vis se trouve une deuxième électrode K identiiiue ù la |)reinière et (|ui lui est j)arallèle : eelle-ei est reliée au sol d'une uianiire pennaiieule. l/ouverlure de .V'"" |)rali(|U(''e au centre de \L ainsi que lo> ('•lectrodes sup|)lénienlaires a et ^^:i n existent pas pendant les prennère> exjK'i icnces (W v\ \). I^a source de lumière L est d'ordinaire uin^ étiiuM'lIe longue de i.V"'" et produite par une forte bobine d'induction associée à une bouteille de Levde. Les étincelles éclatent entre de> fils (le zinc, ce (|(ii fournit beaucou[) de rayons ultra-violets, lu écran B en clin(|uant |)ereé d'une ouverture de /(""" empêche les ravon?
EXTRAITS DE DIFFÉRENTS MÉMOIRES. 4oi
d'alleindie rintérieur du tube autre part que sur rélectrodc U. Cet écran se continue par des feuilles de clinquant WW, qui protègent le tube et les instruments de mesure contre le cliamp électrique provenant de la source lumineuse.
L'obturateur B est formé par une plaque de quartz de 3™" d'épaisseur. La source lumineuse est toujours éloignée de B de plus de 4*^'°'
En chaufTant longtemps le tube et le faisant traverser par les décharges de la bobine, on y fait le vide jusqu'à ce que ces décharges contournent le tube plutôt que de le traverser. La trompe (*) peut fonctionner alors des heures entières sans entraîner de bulle de gaz visible.
Relions l'électrode U à un électroscope et donnons à celui-ci une charge négative, les feuilles retombent immédiatement quand l'électrode reçoit les rayons ultra-violels. Leur divergence diminue encore rapidement si Ton introduit dans le circuit une bouteille de Leyde de moyenne capacité. Une charge positive, au contraire, se conserve ou ne décroît que très lentement (^). En substituant à l'électroscope un électromètre à quadrants, on trouve que l'électrode primitivement à l'état neutre, acquiert par suite de l'irradiation une charge positive et que son potentiel croît jusqu'à une valeur limite d'environ 2,1 volts. Tous les phénomènes disparaissent quand on interpose une lame de mica entre la source de lumière et Tobturateur B. En somme, l'action caractéristique des rayons ultra-violets telle qu'elle s'exerce dans l'air subsiste dans le vide extrême et avec une intensité remarquable.
Nous constaterons bientôt (4) une différence profonde, quantitative, entre l'action qui se produit dans le vide et celle produite dans l'air raréfié. Il est à remarquer encore que les quantités d'électricité perdues ne changent pas quand on refroidit par un mélange d'anhydride carbonique solide et d'éther le tube à anhydride phosphorique disposé entre le récipient vide et la trompe.
Cette expérience me semble démontrer que l'effet photoélectrique n'a rien à voir avec l'air. Une autre conclusion, de grande portée, c'est que nous y constatons l'existence de l'électricité dans le vide
( * ) Trompe de Raps.
(^) Cela dépend beaucoup des conditions d'éclairemenl dans Tinlérieur du tube; si des portions du tube» autres que l'électrode U, reçoivent la lumière, la déperdition positive peut s'accélérer. Ainsi dans les conditions normales de l'expérience la lumière réfléchie diffuse atteint Télectrode E; sans doute il y a lieu de considérer la déperdition positive comme apparente, au sens où l'entendent Elster et Geitel {loc. cit.).
RtreiUe ubscr-
àêmt FéUide de» niua*
4ittUinme 'imas les cas rut-
!>•• Tan n tautn; ca». c'en
A^Bs Irr lîdr nlr^e.
t et MÎ aar lot» vn moût rmrnt oiiutts te atnm de tiuattlaHit.
• «Trlertricilé qor W ravoas utlnï ««tLcKt cB naavawul dut* 1^ tidir. od teâ fjiil [lasser. atant d'amirr » TcWlTMle L', A»as \tar rr^i^Unn- Iri-» gruid«. Oo (nesurf la diff^rcof « de pol«9ibe( entrr le» «ilr^mîlÀ 4e celte rci'iïUiarv bvm riedroMDpr d*Cuirr oa Frln-miiiirUv i tjuadnuU. Cette r^sîstanrf fnmiéc par det^ 6nJle» ma par des Iraiu de gni|>hife est enfennéf ■fec l'appareil de ne*are <hi» une cage conductrice isolée du sol, qui re^oîl une rltar;n' né^lîte toa% u» jiolenlt^l connu ( '). La diJTéveore eolre ce polenliel ri U différence de polenliri entre leâ estr^ fliilé* de la r^>î*lai>c-e tiA ce fjue nou> uêni^ons dans le TabWu ci-de«HU> par poietiitcl de l'éUH-irudc: dans la detixijyme coliiDnc lifvreal les qualités d'électrîeîté calculées par U loi d'Ohm.
Pbtealicl de IcIfcUodr irradivc.
l.mantilé d'élc-lriVili ptrdi
— iSooo volts (')
, - ijCOUl
— .liooo
■16, fi
ii,i
— JllO
(') <■/. Wiid. Ann.. l, LXIV, i( ( ' ) Sut' la mesure de ce potentiel
lut^K d'upr^t U durée de décharge 1 t*) M^mc soui ce palcDtiel, on
lion de U lumièrt.
voir plu, e remarque aocnoe déperdition tans l'ialerieo-
EXTRAITS DE DIFFÉRENTS MÉMOIRES. io3
Potentiel de l'électrode irradiée. Quantité d'électricité perdue.
Considérons d'abord la première partie du tableau : nous y trouvons que la quantité d'électricité écoulée pendant l'unité de temps est dans de très larges limites indépendante du potentiel. Dans la deui^ième partie, c'est-à-dire quand le potentiel tombe au-dessous de loo volts, les quantités écoulées diminuent nettement avec ce potentiel. Ce fait n'est pas très aisé à expliquer. Si, en effet, le potentiel a une influence réelle sur la vitesse de déperdition, cette influence devrait se manifester surtout quand le potentiel est très élevé, or il n'en est rien. 11 me semble que cette contradiction apparente peut s'expliquer de la manière suivante. La déperdition de l'électricité n'est pas moindre quand le potentiel est faible, seulement une partie des quantums émis par l'électrode y font retour sous l'action de leur champ propre. Que, dans nos expériences, ce retour s'eflectue déjà au-dessous de lOO volts, cela tient aux propriétés particulières de la source lumineuse, qui pendant un temps extrêmement court possède une intensité extrêmement grande. Pour l'instant, sans insister sur ce point, nous bornerons notre étude aux quantités d'électricité qui ont définitivement abandonné l'électrode. La troisième partie du tableau appelle encore une remarque. Elle met en évidence la diminution jusqu'à zéro des quantités d'électricité émises quand le potentiel devient positif, c'est-à-dire tend à arrêter le mouvement des quantums. Le potentiel de 2 , i volts qui correspond à une déperdition nulle est celui que prend l'électrode primitivement à l'état neuti*e sous l'action des i*ajons (3).
Pour comparer ce qui se passe dans le vide à ce qui se passe dans l'air, voici quelques cliiflres empruntés à une série d'expériences eflec tuées avec le même appareil.
Tableau Ji.
Pression de l'air en millimètres de mercure.
Potentiel
de l'électrode
irradiée.
En volts (négatifs).
Quantités émises en 10-" .
sec
3oo
lOOOO
47 3,4 0,62 0,12 — io 1,41
4o4 p. LEXABO.
(Les — signifient que l'air ne résiste plus à la différence de potentiel correspondante.)
La vitesse d'émission n'est donc constante que dans le cas où la pression est nulle. Même quand la pression n'est que o"",oo2, el plus encore aux pressions plus élevées, la vitesse d'émission croît nettement avec le potentiel. Ce résultat est d'accord avec celui des expériences antérieures sur le même sujet. Nous reviendrons sur celle propriété de l'air (voir 9).
o. D'après les recherches d'ensemble de Righi (*), les quantums émis par l'électrode irradiée suivent dans l'air à la pression ordinaire les lignes de force du champ; mais ces trajectoires tendent de plus en plus vers des lignes droites à mesure que la pression diminue. Reste à savoir si dans le vide extrême il se forme encore des rayons définis. Pour en décider, on fait usage des dispositions accessoires représentées sur la figure 1 1 : l'ouverture pratiquée dans l'électrode E el les électrodes auxiliaires a et ^3. Si l'électrode \J est chargée à un potentiel suffisant — 3oooo volts (correspondant à une distance explosive de I*™ environ), un élcctroscope d'Exner relié à l'électrode a reçoit^ quand l'électrode U est irradiée, une charge négative qui croît lentement. Par conséquent l'électricité traverse E et pénètre au delà jusqu'en a. Elle ne remplit pas pourtant toute la section du tube, car l'électrôscope relié à ^ ne montre pas trace de divergence. Les quaotums forment donc un faisceau qui passant par l'ouverture se dirige vçr^ T.,
Nous pouvons nous eu convaincre en faisant agir sur ce faisre.ui présumé un champ magnéllqiie. Dans ce but, on dispose au-dessus cl au-dcsî*ous du tube une bobine de 111, Taxe commun de ces deux bobines est perpendiculaire au plan de la figure, leurs spires soûl représenlccs par un cercle pointillé. Dans ces bobines on fait passer un courant d'intensité convenable, dont le sens est tel qu'un ravon catb(Kli(|ue coïncidant avec notre rayon serait dévié du coté df. |5. Alors réiectroscope relié à ^ accuse uue charge négative : [éleciroscope relié à a reste au zéro mais diverge dès qu'oi^ i^MPH*""*^ le courant. C'est exactement ce qu'on obtiendrait si l'pleclroJe l émettait des rayons cathodiques.
Pourtant il serait ini|)ossible de produire des rayqns cathodique^ dans ce \ide extrême en emplovant seulement les forces éleclrl(|uc>
( » ) UiQUi, loc, cit.
EXTRAITS DE DIFFÉRENTS MÉMOIRES. 4o5
à la manière ordinaire (* ). Les rayons ultra-violets nous fourniraient donc le moyen, le premier connu, d'obtenir des rayons cathodiques dans le vide extrême et non seulement sous une grande différence de potentiel, mais même sous une différence aussi faible qu'on le veut (cy*. Tabl. I). La source immédiate des quantums qui constituent notre rayon serait l'électrode irradiée, tandis que, dans les tubes ordinaires à décharges, elle semble être le gaz, dont la présence est indispensable.
6. Pour l'étude quantitative de la déviation magnétique, on substitue à l'électroscope un électromètre à quadrants, relié selon qu'il est nécessaire à a ou à ^. Du fil de communication qui est entouré d'un écran électrique part une dérivation qui aboutit au sol par l'intermédiaire d'une grande résistance en graphite. De cette manière on élimine toute différence de potentiel perturbatrice dans l'espace compris entre E, a et ^ : en même temps la déviation constante que prend l'ëlectromètre fait connaître, sans qu'il soit nécessaire de mesurer le temps, les quantités d'électricité reçues par a ou par p.
Dans toutes les expériences qui vont être décrites le tube est recouvert à Textérieur depuis E jusqu'en a et ^ d'une enveloppe de clinquant. De cette enveloppe sortent seulement les fils adducteurs reliés aux électrodes a et P, qui en sont isolés. Le clinquant et Télectrode qui n'est pas en service sont mis en communication avec le sol. L'électrode irradiée U est reliée à deux grandes jarres, pour maintenir son potentiel constant. On règle ce potentiel à la valeur voulue, puis on note tant pour a que pour ^ les élongations de l'ëlectromètre quand on fait passer dans les bobines magnétisantes une série de courants d'intensité différente (^).
Le diagramme ci-dessous représente les résultats d'une expérience de ce genre et en même temps donne une image de la délimitation du faisceau {^fig* 12). La courbe relative à l'électrode a (dont les points sont marqués par de petits cercles) est à très peu près symétrique par rapport à l'abscisse o (champ magnétique nul). L'objet de l'expérience est de déterminer l'axe de symétrie (indiqué sur la figure en tirais interrompus) de la courbe de [3 et par conséquent l'intensité du
(') Du moins sans dépasser la difTérence de potentiel que peut supporter le verre du tube. C/. la remarque sur le Tableau I.
(^) Pendant ces expériences on concentre les rayons ultra-violets sur le centre de Télectrode au moyen d'une lentille de quartz placée entre L et B. Les rayons éclairent sur l'électrode une ellipse à bords flous dont le diamètre moyen est xo'
lOBcn
4o6 p. LKNARD.
courant qui amène l'axe du rayon sur le centre de l'électrode ^. Les intensités qui figurent dans les deux dernières lignes du Tableau III ont été déterminées par cette méthode graphique. La première, correspondant à la plus petite valeur du potentiel de U, n'a pu être obte-
Fijj. 12.
Courants en ampères.
nue qu'en faisant varier rapidement le courant et en relevant en même temps les indications de l'électromètre. En effet, sous ce faible potentiel, le faisceau est très peu intense et il faut remplacer la lumière de l'étincelle par celle de l'arc à pôles de zinc (*) dont l'intensité est plus grande et plus irrégulière.
Les valeurs du potentiel de U portées dans la première colonne sont mesurées au cours des expériences à l'aide d'électroscopes appro« priés. Ces électroscopes sont gradués en comparant leurs indications aux distances explosives. La différence de potentiel la plus élevée donnait, entre des boules polies de i*^'" de rayon, une étincelle de .'^"*'",4o; la dilïérence moyenne, une étincelle de o'"'", 880 enlre des houles de o™'", 7 de rayon.
De ces nombres on a déduit ceux qui figurent dans la colonne P du tableau. L^éleclroscope employé avec la différence de potentiel la plus faible a été gradué dans la partie supérieure de l'échelle par des mesures de la distance explosive, en l'associant à de grandes capacités, et dans la partie inférieure de Téchelle par des mesures directes du potentiel à Faide du courant. Le premier nombre P du tableau a été déduit de la courbe ainsi tracée.
(') UiQHi, Mem. délia Hcale Acad. di Bologna, 4* série, l. IX, 1888, p. 379.
EXTRAITS DE DIFFÉRENTS MÉMOIRES. ^oy
Tableau lli.
PolcnlicI P
Courant
de l'éloctrotlc irradiée.
magnétisant
p a I' IIJU»
H, Kl
ïl.G.S. iiiagn.
ampères
cm* g *
cm. soc *
ii,7.io«
o,igi 10*'
ii,>.
A l'aide de ces nombres, nous allons vérifier qiiantilalivement, si les quantuins auxquels la lumière a fait prendre une vitesse initiale Vq se comportent comme les quantums d'un raj'on cathodique. En premier lieu ils doivent, dans un champ électrique uniforme entre deux points dont la différence de potentiel est P, acquérir une vitesse c, définie par l'équation
En second lieu, sous l'action d'un champ magnétique transversal, leur trajectoire doit prendre un rayon de courbure
Il [JL
Comme nous évaluons II par l'intensité du courant magnétisant,
nous poserons
H| sera le champ produit par un courant de 1 ampère.
Nous ferons encore une hypothèse particulière, en admettant que la vitesse initiale soit très petite ou pratiquement i'o= o. Il s'ensuivra que
— — -H? R«- = const.,
relation qui est vérifiée par les nombres de la troisième colonne dans le Tableau III.
( * ) J'ai antérieurement vériOé cette propriété sur les rayons cathodiques ( ]Vied. Afin., t. L\V, i8()S, p. 5o^). A ce propos, je me permettrai d'appeler Tattenlion sur une Note de M. Des Coudres, déjà publiée à cette épo(|uc, mais dont je n'avais pas eu connaissance ( Verh. Phys. Ges. liertin, t. XVII, 1898, p. 17). M. Des Coudres y démontre l'action sur les rayons cathodiques d'un champ électrique parallèle à leur direction, prévue déjà par l'équation ci-dessus. Presque en même temps M. Wiecliert a indiqué une méthode nouvelle pour déterminer par l'expérience la vitesse de propagation des rayons cathodiques {Gott. Nach, : Math. phys. Classe, 1898, p. 260).
des rayons de décharge cooUadiction. Quant à k «Ttc»e nûtiale. mnr» scnms Tems^Êfmés flms loin sur sa valeur réelle («oir §8».
7. Poor calraler le rapport - de la densité électrique e et de la
densité matérielle u. ainsi qve la vitesse r. il nous faut connaître H| et R, Ces deux giandenrs sont fonction Fane de l'autre et en tonte rigueur il faudrait avoir leur valeur en chaque point de la portion de trajectoire comprise entre Eet ^. Mais, comme le champ est sensiblement uniforme dans tout cet intervalle, la trajectoire j sera i très peu près circulaire : nous prendrons pour Hi et R le champ mojen entre E et p et le rajon de courbure moren correspondant.
Noos explorons le champ magnétique dans le plan contenant le raron à l'aide d'une aiguille de très petites dimensions, aimantée fortement et lestée avec du plomb. Les périodes d'oscillation de cette aiguille sont les suivantes :
Diftance i partir de Taxe des bo-
bioet ©'■ I*" a*" 3** 4«" 5*"
Période d'oscillation pour I = 1*^. i%o8 l'.ii i',*i3 i*,5i a%ai 4',!)
A une distance de 6^ à 7*"* de l'axe, la position diffère déjà notablement de la direction de l'axe des bobines, qui est dirigé suivant la perpendiculaire au méridien magnétique : dans cette région le champ des bobines est donc déjà de Tordre du champ terrestre et il n'y a plus iï en tenir compte dans les conditions présentes. L'électrode E se trouve à 3'°,o, Télectrode U à (Y"\6 de Taxe des bobines. L'intensité du champ magnétique dans la région centrale, calculée d'après les dimensions des bobines, dont la forme est très régulière, est égale u i(),() C.G.S. On en déduit, d'après les périodes d'oscillation de l'aiguille, ll| = i3,o C.G.S. pour l'intensité moyenne du champ entre E et ^.
Le rayon de courbure moyen dans le même intervalle est celui d'une circonférence passant par les centres de E et de ^ et tangente en E 'h une direction donnée. Si cette direction était exactement Taie commun de E et de U, ce rayon serait, d'après les dimensions du tube, 8"". Mais le rayon avant de traverser Télectrode E a subi déjà l'action, très faible il est vrai, du champ magnétique : par suite, il est déjà incliné sur Taxe d'un petit angle, vers ^, ce qui augmente le
rajon de courbure. La grandeur de cet angle est d'après nos équations
v/ï r^ H ds
o" désignant la distance comprise entre U et E. On calcule cette expression en prenant pour R le rayon approché défini ci-dessus et déterminant l'intégrale par la méthode graphique, et l'on trouve pour l'angle 5® 12', d'où Ton tire, pour la valeur corrigée du rayon, i?/™, 1 .
Nous avons désormais tous les éléments nécessaires pour calculer - :
les nombres obtenus sont portés dans la quatrième colonne du Tableau 111. Ils diffèrent de celui que j'ai trouvé dans mes mesures antérieures sur les rayons cathodiques 6,4.10® (*). A vrai dire, il n'existe aucune raison péremptoire de regarder cet écart comme réel. Les expériences précédentes, pas plus d'ailleurs que celles-ci, n'avaient
pour objet de déterminer -, et à l'époque, elles ne pouvaient y pré-
tendre (^). Aussi m'a-t-il paru intéressant d'effectuer une comparaison immédiate entre les rayons cathodiques produits par la décharge et ceux dont l'émission est provoquée par la lumière. A cet effet, je laissai rentrer dans le tube une quantité d'air convenable et je reliai l'électrode U à la machine à influence. 11 se produisit une tache phosphorescente nettement délimitée, qui recouvrait à peu près l'électrode a. Pour amener cette tache sur j3, il fallait un courant magnétisant l^ii'^P, ^, pour P = 33oo volts, et 1 = 2"'"P, 5, pour
P = 9300 volts. D'où — = 114 ou 149. lo®, ce qui s'accorde bien
avec ce que nous avons trouvé dans le cas de nos rayons (Tableau 111, colonne 3).
Certes «rette expérience n'est pas décisive et l'on pourrait y faire plusieurs objections. Les phénomènes ne sont plus aussi simples, par suite de la présence pertubatrice du gaz; en outre, il peut n'être pas légitime de faire entrer en ligne de compte toute la différence de potentiel entre les électrodes, quand celle-ci doit provoquer non seu-
(>) Wied. Ann., t. LXIV, 1898, p. 287 et l. LXV, 1898, p. 5o8.
(^) Aussi longtemps que des phénomènes accessoires, inexpliqués, sont en jeu, il est impossible d'effectuer une mesure précise. Comme phénomène de ce genre, je ferai remarquer le dédoublement du maximum, visible déjà sur la figure s, mais sou- Tent plus accusé. En ce qui concerne les erreurs possibles dont Torigine est connue, je donnerai plus de poids aux expériences présentes qu^aux expériences antérieures.
4lO p. LENARD.
lement l'accélération, maïs aussi Témission même des rayons. A moa
avis, la question de savoir si le rapport - est constant reste ouverte.
Les vitesses de propagation c qui figurent dans la dernière colonne du Tableau III nous font voir que nous avons aflaire ici à des rayons, au moins en partie plus lents que ceux étudiés jusqu'à présent. Les rayons qui ont pris naissance sous une différence de potentiel de 60- volts (ce qui correspond à une divergence moyenne d'un électroscope ordinaire) ont une vitesse égale environ à 5^ de celle delà lumière. On s'explique que ces rayons ne provoquent aucune phosphorescence sur les parois de verre. De même des rayons plus rapides, émis sous des différences de potentiel très considérables, restent invisibles dans mes expériences. En effet, les rayons cathodiques que j'ai observés dans mes recherches antérieures et qui transportaient des charges électriques du même ordre de grandeur, n'apparaissaient sur le verre que dans une chambre complètement obscure. Pendant ces expériences-ci, il élait impossible d'éliminer une quantité notable de lumière diffuse provenant de la source excitatrice. On réussirait sans doute en employant des écrans phosphorescents bien choisis.
8. Les observations qui viennent d'être rapportées suggèrent encore quelques autres conclusions. Le faisceau obtenu avec la différence de potentiel de 607 volts est très faible. C'est la preuve que
l'émission de la surface irradieV s'effectue dans toutes les directions et pas seuleineiil dans la diro(*tion normale, roinme cela se produit dans un tul)e à décliar<;es. En effet, reportons-nous au Tableau 1 : nous Noyons que, sous celte diUérence de potentiel, la quantité d électricité émise est la même que sous des dilVérences de potentiel cle- \ées, av<^c lesquelles nous obtenons des rayons beaucoup plus intenses en ariicre du diaphra^^ne E. Celle diUérence d intensité s'explique par le fait (jue l'émission se produit dans toutes les directions. Sous rinlluence du champ éleclricjue (pii existe entre L et E, les rayons sont ramenés \ers la direction normale en d'autant plus <;rand nombre (jue la différence de potentiel est plus considérable. Le nond>ro des rayons cjui traversent Touverlure E augmente doue a\ec la dillérenre (le [)ot(mtiel. D'autre part, il est nécessaire pour une raison analojjjue d'éviter que les rayons ultra-violcLs ne tombent sur les bords de l'électrode E quand on emploie de faibles dillerences de potentiel. Sinon, on n'obtiendrait plus en arrière du diaphragme E de phénomènes
purs, parce que les rayons diirus, qui ne seraient pas éliminés par un champ électrique suffisant, pourraient contourner les bords de E.
1^'existence d\ine vitesse initiale est liée aussi à ce rayonnement diflus. Pour me faire une idée de la grandeur de cette vitesse initiale, je mis en communication les électrodes U et E entre elles et avec le sol, de façon qu'il ne se produisît dans l'intervalle aucun champ électrique, du moins au début du rayonnement. En même temps, je disposai auprès du tube deux bobines, de manière que l'intervalle LE se trouvât dans la région centrale du champ magnétique. L'axe commun des deux bobines était orienté dans la direction de l'aiguille d'inclinaison, ce qui permet de compenser le champ magnétique terrestre. On peut ainsi se rendre compte si ce champ exerce une influence sur l'émission (*). 11 n'en est rien et la quantité d'électricité émise (4) ne présente pas de variation appréciable, que le champ terrestre soit supprimé ou non. Toutefois, si l'on fait croître l'intensité du champ magnétique, on observe, quand cette intensité atteint quelque 6 C. G. S., une diminution nette de l'émission, et à 19C.G.S. l'émission est à peu près totalement arrêtée ('-). En l'absence d'un champ électrique extérieur, les quantums lancés dans toutes les directions avec une vitesse constante, à partir du centre de l'électrode irradiée, décrivent dans le champ magnétique uniforme des trajectoires circulaires ou hélicoïdales. Le rayon de courbure de ces trajectoires diminue à mesure que croît l'intensité du champ. Cette intensité arrivera à une valeur telle que pour la première fois l'une des trajectoires n'atteindra plus les corps environnants, mais fera retour sur la surface de l'électrode. C'est à partir de ce moment que le champ magnétique influera sur la quantité d'électricité émise C*).
Le diamèlre de la première trajectoire venant ainsi se refermer sur l'électrode doit être, d'après les dimensions de l'appareil, de l'ordre de grandeur de la distance UE nrr 3*^™, 6. Le champ magnétique étant alors de (>C. G. S., on en conclut que la vitesse initiale i'o doit être en
chiffres ronds 10* — •
sec
On arrive au même résultat en s'appuyant sur ce que l'émission
(') I.a bobine qui uliinentail l'exploscur servant de source lumineuse esl placée dans les expériences définitives à 6*" du tube.
(') Ce phénomène a été conslalé à la même époque par MM. Elster et Geilel { \Vied, Ann., t. \LI, 1890, p. 166) et Righi {AUi.,., loc. cit.).
(') Autant que je puis en ju^er par une Communication provisoire, pareille explication de rciïrl antagoniste du champ magnétique vient d'être donnée par J.-J. Thomson (Phys. Zeitschri/t, octobre 1899).
4 12 p. LENABD.
s'arrête dans un champ électrique obtenu quand l'électrode U est portée à un potentiel positif de 2, i volts (Tableau I). Admettons qoe ce potentiel P soit juste suffisant pour ramener vers l'électrode les quantums lancés dans toutes les directions parla région irradiée, avec la vitesse Cg, avant qu'ils aient pu atteindre les corps environnants. Nous aurons une valeur approchée de cette vitesse Vq par la relation
si la paroi de verre est suffisamment conductrice pour se mettre, de
même que E, au potentiel du sol. Ce calcul donne encore à peu
„ cm près 10* — •
^ sec
Une vitesse initiale de cet ordre peut bien passer inaperçue dans les expériences de déviation (6) : elle représente seulement ^*^ de la vitesse finale la plus faible observée, et une erreur de -^ dans les mesures suffirait pour la masquer.
9. Jusqu'ici nous a\ons examiné exclusivement les phénomènes tels qu'ils se passent dans le \ide. Les résultats entraînent par euxmêmes quelques conséquences nécessaires relativement aux phénomènes qui se produisent en présence d'un gaz. Ces conséquences, que nous allons signaler brièvement, paraissent s'accorder avec ce que nous savons déjà. Les rayons cathodiques émis par la surface irradiée seront absorbés par le gaz et lui céderont leurs charges. Ensuite le gaz ainsi chargé transportera l'électricité le long des trajectoires el avec les vitesses relativement très faibles qui ont été observées par Righi et qu'il a attribuées aussi au gaz. Si la pression du gaz n'est pas très faible, le transport d'électricité, sous forme de rayons cathodiques, est limité à une couche très mince au voisinage de la surface irradiée, car, en raison de leur faible vitesse initiale (8), ces rayons cathodiques sont très absorbables (* ). Aux pressions très faibles, cette couche limite deviendra plus épaisse, par suite de la diminution du pouvoir absorbant du gaz, et pourra être observée (*). La propaation diffuse des charges à partir de la surface irradiée, signalée
(') Cf. Wied. Ann., t. LVI, 1895, p. 255.
(') J.-J. Thomson, dans le travail cité, décrit des observations relatives à la décharge photo-électrique à Pinlérieur de cette couche limite et qui légitiment son assimilation au rayonnement cathodique.
EXTRAITS DE DIFFÉRENTS MÉMOIRES. 4l3
« Righi (*) et attribuée par lui au mouvement des molécules iipeuses, pourrait bien être identique au rayonnement cathodique fflTus dont il est question ici (8).
La présence du gaz amène une complication qui tient à la conducilnlité acquise par ce gaz, à la suite de l'absorption même des rayons UIlhodiques. Le corps irradié se trouve ainsi enveloppé d'une atmo- -phère conductrice et électrisée négativement. Cette circonstance explique d'abord que la quantité d'électricité émise pendant l'unité le temps, en présence d'un gaz, augmente avec la différence de potentiel. Elle explique aussi que les quantités d'électricité émises dans le gaz soient plus grandes que dans le vide (4), (Tableau II). Le bit que la rapidité de la décharge diminue de nouveau quand la pression du gaz devient notable, ne peut infirmer cette manière de voir. Pourtant, le cas d'un corps primitivement chargé d'électricité positive et ^|riacé dans l'air semble offrir des difficultés. Mais, dans Tétat actuel de nos connaissances, ce que nous savons sur les propriétés des gaz électrisés et rendus conducteurs par les rayons cathodiques est insuffisant pour étudier ce cas complètement.
Vm. — SÏÏB LE PHÉHOMiHE PHOTO-ÉLEGTRiaUE. Analysé par E. BLOGH et M. LAMOTTE.
Annalen der Physik, t. VIII, mars 1902, p. 149.
Ce Mémoire est la continuation du précédent. Il élucide certaines questions secondaires qui avaient été réservées.
L'auteur vérifie d'abord que la quantité d'électricité émise dans le vide par une lame d'aluminium noircie, éclairée par une étincelle jaillissant entre boules de zinc, est proportionnelle à l'intensité de la lumière. On fait varier Tintensité de la lumière en changeant la distance de la source à un diaphragme percé dans un écran de mica, et l'on mesure les quantités d'électricité aa moven d'un électromètre relié à réleclrode E {fig. 11), en les entraînant par un champ d'au moins 5o volts par centimètre.
(») Righi, Atti, loc. cit.
4l4 P* LENABD.
Le précédent Mémoire avait montré (p. 402) que rémission, qui est à peu prés nulle quand U est chargé positivement à -2 volts, croit progressivement quand le potentiel varie jusqu'à 100 volts négatif*, puis reste à peu prèsatationnaire. L'étude détaillée de ce phénomène (forme de la courbe de saluralion aux bas voltages), faite à la fois sur les électrodes U et K, en changeant leur dislance ou la disposition du tube, conduit Tautciir à la conclusion suivante: rémission est, en réalité, indépendante du champ, et sa diminution apparente pour les bas potentiels est due : i" au retour partiel des charges négative* émises sur l'électrode éclairée U; 2* à ce qu'une partie des charges, émise* obliquement, peuvent atteindre la paroi du tube au lieu de Télectrode £. On peut, du reste, annuler celte déperdition latérale, soit en rapprochant suffisamment les électrodes U et E, soit au moyen d'un champ magnétique oormal aux électrodes.
Si Ton fait disparaître les causes d'incertitude, la forme de la courbe de déperdition de U (variation de la déperdition en fonction du potentiel), an voisinage de l'origine, donne des indications sur la répartition des vite<!»e* initiales des quantums autour de leur vitesse moyenne. Ces vitesses sont presque toutes au-dessous de 10* cm. par seconde, conformément aux indications du précédent Mémoire (p. ^\\). Elles sont indépendantes de rintensité de la lumière, mais dépendent de sa nature; la variation du plan de polarisation de la lumière n'a sur elles aucune influence.
Le Mémoire se termine par de longs développements théoriques sur la forme exacte de la courbe de déperdition au voisinage de l'origine et sur la vérification des hypothèses faites. Il nous parait préférable de renvoyer sur ce point au Mémoire original, dont une analyse ne donnerait qu'une idée insuffisante. Enfin, l'auteur signale quelques expériences sur l'efl'et photoélectrique dans les gaz, et en particulier sur la variation de la conductibilité communiquée au gaz avec la vitesse des rayons cathodiques générateurs.
La conclusion générale est celle-ci : l'émission par le métal des rayons cathodiques de faible vitesse ne doit pas être attribuée à l'énergie luniiiiensf seule, mais à l'éiicrgie piéseiile dans les mulêcules ou les atomes du corps. Les vitesses de l'ordre de 10** préexistent chez les (juanttitns renfermé- ilaii? les atomes, qui sont animés constainnjent «le niouvemeiils d'aj^itaiiou intenses. On est ainsi amené à ra|)[)r()clier les métaux ordinaires de rurauiuui ou du radium.
EXTRAITS DE DIFFÉRENTS MÉMOIRES. 4l5
. — SUR L'OBSERVATION DES RATOHS CATRODIQÏÏES LEHTS AU HOTEH DE LA PHOSPRORESGEHGE ET SUR L'ÉMISSION SECONDAIRE DE RATONS CATHO- DIQUES.
Analysé par E. BLOCH.
Annalen der Physik, t. XII, 1903» p. 4 ',9.
Il s*agit de rémission cathodique produite par la lumière uitra-violctte d*un arc zinc-charbon tombant sur une électrode métallique chargée négativement.
I. — Propagation des rayons, observée par la phosphorescence.
Ces rayons sont capables de provoquer la phosphorescence de diverses substances. On profite de cette propriété pour étudier directement leur propagation. Les effets de phosphorescence sont augmentés ou diminués à volonté au moyen de champs électriques auxiliaires parallèles à la propagation. Les particularités de la déviation magnétique sont tout à fait d'accord avec les résultats antérieurs obtenus par d'autres méthodes, et avec les résultats auxquels conduit le calcul. Les valeurs de la vitesse initiale des rayons, et du rapport
- (i , i4 X 10'') confirment aussi ce que Ton sait déjà.
