CHAPITRE IV. — LB CHAMP DB L KXCITATBUR DB HERTZ
conduit à des résultats très différents de ceux que nous a donnés le doublet périodique de Hertz.
A) Force magnétique M, el électrique axiale £«. — La vitesse est indépendante de la phase, elle ne dépend que de la distance.
Dans la figure 5o, on a porté en abcisses les distances aune échelle énorme, en ordonnées les vitesses de propagation l~J-\ à une échelle prodigieusement petite, puisque la vitesse de la lumière 1} est représentée par un peu plus d'un millimètre ; et néanmoins la distance bc, figurée, est encore beaucoup trop petite.
Cette vitesse, infinie négative pour r = o, reste négative énorme à toute époque jusqu'à r = oa. Alors elle passe brusquement de — oc à H- 00 , décroit régulièrement, et tend asymptotiquement vers U en lui restant supérieure.
Si Ton pose
on a
ob = ba=^ - sm* y —
Fig. 50
Pearson a adopté pour 6 la valeur o,4 ce qui donne sensiblement.
y = 3«38' bc = '- 225 û
Ce qui est inattendu c'est de trouver près de l'origine des vitesses n^atives.
B) Force électrique tramverse E,. — On trouve un résultat encore pins compliqué. La courbe a le môme caractère général, mais les diverses quantités oa, ob, bc ont des valeurs différentes ; en posant
on a
Oa = 8inax(>-)-^)-
06 = sin 2x (^ + «'fi" + o,oi5 A ^
PROPAGATION DB l'ÉLBCTRIGITÂ
en prenant les premiers termes du développement en série
Remarquons que, toujours pour 6 = o,4« Oa est beaucoup plus grand que pour la force magnétique, et atteint le dixième de L ; hc est notablement plus petit ; de plus Ob n*est plus la moitié de Oa.
Dans le prolongement de Taxe, Tonde transverse devient négligeable et la force électrique axiale se propage seule dans ce sens.
347. Force électrique totale. — Dans le plan équatorial au contraire Tonde axiale subsiste et accompagne Tonde transverse qui
Fig. 51
est maximum. Il en résulte pour la force électrique totale un double
changement de signe ainsi que le montre la courbe des vitesses en fonction des distances (fig. 5i).
CHAFirnr iv. — le champ db l'excitateur de hertz 309
On peut encore indiquer la distribullon des phases à un instant donné en portant en abscisses les quantités -^ et en ordonnées les variations de phase, ce qui donne les courbes de la figure 5a.
.Ainsi quand Famortissement est considérable il y a dans le voisinage de l'oscillateur de grandes variations de vitesse. M. Pearson rappelle que Hertz a rencontré en se servant de son grand oscillateur des singularités qui l'avaient conduit à penser que la vitesse de propagation peut être différente de la vitesse de la lumière ; Hertz avait fait ses mesures à une distance d*environ une longueur d'onde de roscillateur, et c'est peut-être ce qui expliquerait aussi d'autres singularités qu'il a rencontrées dans ses expériences.
348. Choix de raxnortissexnent. — L'amortissement o,4 que i^earson a adopté, pour tracer les figures et faire la discussion numérique, est celui qu'a trouvé Bjerkness en opérant avec les instruments même de Hertz, mais dans des conditions différentes du rayonnement libre.
L'oscillateur de Hertz était formé de deux plaques, avec des tiges terminées par deux petites boules en regard. Bjerkness a étudié la propagation dans des fils qui partaient de deux grandes plaques placées en face des premières; entre ces fils qui se terminaient librement il intercalait un électromètre idiostatique. La déviation permanente obtenue résulte de l'impulsion directe de l'onde incidente et de celle de l'onde
Fig. 53
réfléchie. De l'examen de cette déviacion pour différentes distances de l'électromètre aux extrémités, on peut déduire Tamortissement de Tonde qui parcourt les fils. Mais les plaques Pi et P/ ne doivent pas être trop éloignées de P et P' pour que l'on ait de la sensibilité; si leur distance est 4 ou 5 centimètres, l'amortissement est de l'ordre indiqué o,4*
Mais si cette distance est de plusieurs décimètres l'amortissement est beaucoup plus petit. L'amortissement est dû en effet au rayonne-
310 PROPAGATION DE L*iLECTRIClTÉ
mont, c'est-à dire aux communications avec rextérieur. Comme Texcitateur est court par rapport à sa longueur d*onde /^environ) le rayonnement proprement dit dans Tespace est faible (il ne serait intense que si la longueur de Texcitateur était voisine de la demie longueur d'onde). Ce sont les plaques Pi et Pi' qui donnent par les fils une grande surface de rayonnement : l'amortissement devient d'autant plus intense que les plaques sont plus près. L'amortissement 0,4 qn^ Pcarson a adopté est donc beaucoup plus fort que celui de l'excitateur de Hertz rayonnant librement dans l'espace.
349. Mécanisme de la propagation. — Au début la charge est nulle dans l'oscillateur de Pearson, mais l'intensité de courant finie fait naître immédiatement les lignes de force électrostatiques du doublet : celles-ci par leur aaToissement brusque équivalent pour les actions magnétiques à de vrais courants et compensent parlent au loin l'action du doublet; ce n'est que dans le voisinage qu'il reste une petite action donnant naissance de proche; en proche au développement de l'onde émise. Il en résulte qu'on n'observe jamais seul l'élément de courant des théories antérieures à Maxwell, mais l'ensemble de cet élément et des éléments de sens contraire qui l'entourent.
Une autre conséquence de ce mode de propagation est relative h l'allure de la force électrique en un point déterminé. Les deux composantes axiale et transverse ayant des phases différentes, la force n*a* pas d'orientation fixée, mais décrit une ellipse, dont le grand axe est orienté d'une façon qui déi)end du point considéré, ainsi d'ailleurs que le sens dans lequel Tellipse est décrite. A grande distance la force éleclri(|ue devient perpendiculaire au rayon, dans les limites où le tenue en sin ^t^ (f — ^ ) n'est pas très petit, sinon le terme eu cosinus reprend une petite importance. Donc l'ellipse s'oriente de manière (|ue son grand axe soit perpendiculaire au rayon vecteur, et elle s'aplatit de plus en plus, sauf dans le voisinage de l'axe du doublet, où la force, petite d'ailleurs, continue à avoir une orientation variable avec la phase.
