Causes de production d'ions et nature des ions formés
Au cours de cet exposé j'ai en général admis que l'on obtient des ions de même nature en employant pour ioniser le gaz soit les rayons Rrjntgen, soit les rayons d'une substance radioactive. L'identité des ions obtenus dans ces deux cas a été démontrée par la mesure de leurs mobilités et de leurs coefficients de diffusion (Rutherford, Zeleny et Townsend). Ces ions, que nous aurons surtout à considérer, ont été nommés petits ions par opposition
(•) Planck. Ann. der Phys.. 1901.
(-) Perrin, Comptes rendus de l'Académie des Sciences, 1908.
IONS ET Él.Er.ïRONS. /{l
avec des ions de dimensions bien plus grandes, qui peuvent aussi être formés dans le gaz à la température ordinaire. Ainsi qu'il résulte de diverses recherches, la formation de petits ions dans les gaz peut avoir lieu dans d'autres cas encore. Si. par exemple, on fait passer la décharge disruptive sous forme d'une aigrette entre une pointe et un plan, la conduction de l'électricité au travers du gaz se fait par le moyen d'ions formés au voisinage de la pointe, et ces ions sont de même nature que les petits ions définis précédemment ( ' ). De même, quand une placjue de zinc chargée négativement est éclairée par la lumière ultra- violette, on sait que cette plaque se décharge progressivement en vertu de V écoulement de son électricité négatii'e qui a lieu dans le champ électrique de la plaque, comme si le gaz qui baigne celle-ci était faiblement conducteur. La conductibilité du gaz est en ce cas unilatérale ; elle a lieu seulement en présence d'une charge négative sur le corps éclairé, tandis qu'en présence d'une charge positive le gaz conserve sa propriété isolante. L'étude de ce phénomène a prouvé que, sous l'action de la lumière ultra-violette, une formation d'ions négatifs seulement a lieu au contact de la surface éclairée; après avoir été émis par la plaque, les ions sont repoussés par celle-ci, et c'est en cela que consiste le mécanisme de la décharge. La mesure de la mobilité de ces ions négatifs et de leur coefficient de diffusion a prouvé que les ions dont il s'agit ici sont les mêmes que les petits ions créés dans l'air par les rayons Rjntgen.
On connaît, au contraire, un certain nombre de cas de conduction à travers les gaz à la température ordinaire, où la conductibilité est également de nature ionique, mais où les ions sont différents de ceux dont nous venons de parler. C'est ainsi qu'en présence du phosphore blanc humide, l'air devient conducteur; un électroscope chargé se décharge quand on approche de son bouton un fragment de ce corps. La conductibilité du gaz en ce cas est due à la présence de particules chargées dont la mobilité est environ i ooo fois plus petite que celle des petits ions (-). En vertu de leur faible mobilité, ces particules ne diffusent que très lentement dans les gaz et ne sont pas complètement absorbées quand on fait passer le
(') Ions, électrons, corpuscules, p. 97, gSi. (-) Ions, électrons, corpuscules, p. 82.
gaz au travers d'un tampon de coton ou quand on le fait barboter dans l'eau. Des ions analogues sont produits dans les gaz qui se dégagent dans diverses réactions chimiques ou dans l'électrolyse.
Ces gros ions possèdent la propriété de condenser la vapeur d'eau saturante. A cause de leur faible mobilité, il est difficile d'obtenir avec eux le courant de saturation, bien que leur coefficient de recombinaison soit beaucoup plus petit que celui des petits ions.
Il convient aussi de signaler le cas des gaz chauds ou des gaz des flammes. Ces gaz sont conducteurs, et leur conductibilité est due à un état d'ionisation. La nature des ions dépend essentiellement de la température du gaz. Si celle-ci est très élevée, les ions ont une très grande mobilité, surtout l'ion négatif dont la mobilité atteint i ooo cm : sec, le champ étant mesuré en volts : cm. Au contraire, si l'on étudie le gaz refroidi, on trouve des mobilités plus faibles, lesquelles peuvent même descendre au-dessous de celles des petits ions ordinaires ( ' ).
Les corps incandescents émettent dans le vide des ions négatifs très mobiles. Dans les gaz sous pression normale, ils émettent des ions positifs et négatifs; ces derniers prédominent à mesure que la température augmente. Les mesures du rapport de la charge à la masse effectuées sur ces ions rendent probable que la masse de l'ion négatif est de l'ordre de 7-^ de celle d'un atome d'hydrogène, tandis que celle de l'ion positif est du même ordre que celle d'un atome (-).
On peut enfin constater que, si dans un gaz sous pressionatmo sphérique une plaque de zinc éclairée par la lumière ultra-violette et chargée négativement émet des petits ions ordinaires, cette même plaque dans un bon vide émet des ions négatifs beaucoup plus petits et beaucoup plus mobiles, dont la masse est de l'ordre de -i-~ ^^ celle d'un atome d'hydrogène ( ').
Les conclusions générales que l'on peut dégager des résultats expérimentaux précédents sont les suivantes : bien que dans les différents cas de convection électrique les ions puissent être de
(') Joiis, électrons, corpuscules, p. 5i3.
(') J.-J. Thomson, Conduction 0/ Electricily through gases.
(^) Lf.naud, Ions, électrons, p. 862.
IONS ET ELECTRONS.
dimensions et de mobilité différentes, il semble toutefois que l'ion négatif soit susceptible de prendre des dimensions très inférieures à celles d'un atome, avec une masse qui ne dépasse pas j-^ de celle d'un atome d'hydrogène. Cette réduction de dimensions se produit pour l'ion négatif quand il est obtenu par un procédé quelconque dans un bon vide ou à une température très élevée; elle est aussi favorisée par l'existence d'un champ électrique intense dans la région où se produit l'ionisation {i'oir § 13).
On facilite donc la production de ces corpuscules négatifs de petitesse extrême en réalisant les conditions qui tendent à les mettre en un état de mouvement violent ou à empêcher leur rencontre avec les molécules gazeuses. Quand ces conditions ne sont pas remplies, il y a production d'ions négatifs plus gros; on admet alors que chacun de ces ions contient comme noyau le corpuscule extrêmement petit ou électron qui aurait été formé dans le vide, et que l'ion tel qu'il est observé résulte d'une agglomération matérielle formée autour de ce noyau.
L'expérience montre que l'ion positif n'éprouve pas de réduction de dimensions aussi importante que celle qui peut avoir lieu pour un ion négatif. Sa masse, probablement supérieure à celle d'une molécule dans les gaz froids sous pression atmosphérique, devient comparable à celle d'un atome dans les conditions qui favorisent la dislocation des agglomérations. On peut donc admettre que le noyau lui-même de l'agglomération est de dimensions atomiques.
Nous arrivons ainsi à la conception suivante de la production d'ions à partir d'une molécule :
Sous l'action d'une radiation ou de certaines autres causes, une molécule est scindée en deux parties inégales : un corpuscule chargé négativement ou électron et la partie restante de la molécule chargée positivement. Ces deux noyaux peuvent soit subsister à cet état, si les conditions le permettent : soit s'entourer d'agglomérations matérielles plus ou moins importantes dont la formation est due à l'attraction électrostatique exercée par les noyaux. Dans le cas des petits ions ordinaires, ces agglomérations sont vraisemblablement composées d'un petit nombre de molécules non ionisées du gaz où les noyaux ont pris naissance. Dans le cas de gros ions, la nature des agglomérations peut être plus complexe et n'est pas très bien connue.
44 CIIU'ITRE I.
L'expérience indique que, sous une pression de lo""' de mercure, l'agglomération formée autour de l'ion négatif commence à éprouver la dislocation.
L'électron ou corpuscule, dont la masse est inférieure à j^ de celle d'un atome d'hydrogène, joue un rôle très important dans les théories actuelles relatives à l'électricité et à la matière. Il représente l'atome d'électricité, c'est-à-dire la plus petite quantité qui puisse être isolée, et aussi le plus petit élément matériel que nous connaissions, faisant partie de la structure d'un atome. Sa charge est égale à environ 4- lo"^'" unité E.S., et le rapport de la charge à la masse est égal à environ 1,70.10' unités électromagnétiques, ainsi qu'on le verra plus loin. La charge d'un ion négatif ou positif peut rester égale en valeur absolue à celle d'un électron, quelle que soit la grosseur de l'agglomération, mais il existe aussi des ions dont la charge est plus élevée.]
13. Théorie de l'ionisation par choc des ions et de la décharge disruptive. — Nous avons vu ejue dans un gaz sous pression atmosphérique, ionisé par les rayons Runtgen ou par une substance radioactive dans l'espace compris entre deux électrodes, la courbe qui représente la relation entre le courant i qui passe entre les électrodes et la différence de potentiel V établie entre elles, affecte une allure caractérisée principalement par la possibilité d'obtenir un courant de saturation, c'est-à-dire un courant limite qui ne peut plus être dépassé pour des valeurs croissantes de V jusqu'à production de la décharge disruptive. Toutefois, quand on opère sous pression réduite, la courbe i=/(V) peut offrir un aspect différent, ainsi qu'il résulte des expériences de M. Townsend à ce sujet.
On constate en ce cas que pour des champs faibles le courant croît de moins en moins vite avec la différence de potentiel, indiquant ainsi une tendance vers la saturation; toutefois, après qu'une valeur sensiblement constante de i a été atteinte, ou même avant que cela ait eu lieu, la courbe se relève à nouveau, indiquant que le courant commence à augmenter rapidement avec la différence de potentiel {fig. \/\). > > ' • - "• '"**8-^;!
L'explication qui a été proposée par M. Townsend est la suivante :
(') Ions, électrons, corpuscules, p. 881 et ioo5.
IONS ET ELECTRONS.
Les ions mis en mouvement par l'action du champ électrique éprouvent des chocs contre les molécules. La vitesse, et par suite l'énergie cinétique d'un ion au moment du choc, est d'autant plus grande que le travail effectué par le champ électrique lors du
Fis. I-
déplacement d'un ion sur son libre parcours entre deux chocs successifs est plus grand. Ce travail est d'ailleurs en moyenne égal à eV, si e est la charge d'un ion et V la chute de potentiel le long d'un libre parcours moyen d'un ion. Quand la valeur de V est suffisamment grande, l'énergie cinétique de l'ion au moment du choc peut devenir telle que l'ion se comporte comme un véritable projectile qui, en rencontrant une molécule, peut déterminer la formation de deux ions nouveaux. On dira alors qu'il y a ionisation peu- choc des ions. On conçoit que si un ion donne ainsi lieu à la production d'ions nouveaux, et cela en quantité d'autant plus grande que le champ est plus intense, le courant puisse augmenter rapidement avec la différence de potentiel. Le phénomène d'ionisation par choc est favorisé sous pression réduite, par suite de l'allongement du libre parcours; il est alors plus facile d'atteindre sur la longueur de celui-ci la chute de potentiel suffisante pour la production du phénomène. L'équation qui relie l'énergie cinétique d'un ion au travail électrique équivalent est
niv-
on doit toutefois remarquer que cette équation n'est applicable qu'au cas où la vitesse ç^ n'est pas très grande. On verra, en effet,
46 CllAlMTnE 1.
que, pour une particule électrisée en mouvement très rapide, la masse est une fonction de la vitesse de la particule, et les équations ordinaires de la Mécanique ne sont pas applicables. La théorie montre que la relation précédente est sensiblement exacte pour les vitesses qui ne dépassent pas ^ de la vitesse de la lumière.
Une différence de potentiel minimum V sur la longueur du libre parcours d'un ion est nécessaire pour la production du phénomène. Cette différence de potentiel est moindre pour l'ion négatif que pour l'ion positif; l'ion négatif est donc plus efficace pour produire l'ionisation par choc. La valeur minimum de V pour l'ion négatif est d'environ -^o volts. De la relation
il résulte que
. = i/ïiv.
On peut d'ailleurs se rendre compte que l'ion négatif en mouvement très rapide a des dimensions très petites et se trouve probablement réduit à un électron. En effet, pour une valeur suffisante . du champ, tous les chocs d'un ion contre les inolécules rencontrées semblent efTicaces; le nombre d'ions d'une espèce formés sur la longueur d'un centimètre est, en ce cas, égal au nombre des chocs, c'est-à-dire à l'inverse du libre parcours moyen de l'ion. On trouve que dans l'air sous pression de i""" de mercure l'ion négatif peut, pour des champs forts, produire au maximum i5 ions nouveaux par centimètre; on en déduit pour le libre parcours d'un ion négatif à cette pression et dans un champ électrique intense la valeur de j^ de centimètre. Cette valeur est environ dix fois plus grande que celle du libre parcours moyen d'une molécule dans les mêmes conditions, et l'on peut en conclure que les dimensions de l'ion négatif, dans les conditions indiquées, sont très petites par rapport à celles d'une molécule. Si l'ion négatif est alors assimilable à un électron, le rapport de la charge à la masse est égal pour lui à i,~.k)' unités E.M. {çoir § iG); il en résulte que la vitesse minimum suffisante pour lui donner le
IONS I.T KLtCTRONS. 4?
pouvoir ionisant est égale à
v/2 X 1, 7 X lo" X 25 X lo^,
soit environ 3 . i o** cm : sec.
Cette vitesse est précisément du même ordre que celle des rayons cathodiques très lents et capables de produire l'ionisation du gaz; les rayons cathodiques sont d'ailleurs eux-mêmes des électrons en mouvement.
Pour des champs au-dessous d'une certaine limite, les ions négatifs fonctionnent seuls comme projectiles ou rayons ionisants; pour des champs encore plus intenses, les ions positifs commencent à jouer le même rôle. Enfin, quand le champ prend une valeur suffisante, la production d'ions nouveaux par choc de ceux déjà existants augmente très rapidement, et il arrive un moment où le courant peut être entretenu par cette seule cause sans le secours d'un rayonnement étranger. On a alors obtenu la décharge disruptive. D'après cette théorie, la décharge disruptive doit toujours être amorcée par la présence initiale de quelques ions; on sait, d'ailleurs, que diverses causes peuvent donner lieu à la production de ces ions nécessaires au début.
14. Rayons cathodiques. — Un moyen très précieux pour obtenir des renseignements sur les dimensions d'une particule chargée consiste à déterminer pour cette particule le rapport de la charge à la masse. Pour cela on étudie le mouvement de la particule dans un champ électrique et dans un champ magnétique. Dans les deux cas, la particule chargée est déviée de son trajet primitif, et
la grandeur de la déviation dépend du rapport — de la charge à
la masse et de la vitesse c de la particule.
Les premières expériences de ce genre sont relatives aux rayons cathodiques. Quand on fait passer la décharge électrique dans un gaz sous pression très faible, par exemple j-^ de millimètre de mercure, contenu dans un tube de verre muni de deux électrodes, l'électrode négative ou cathode donne lieu à une émission de rayons dits rayons cathodiques. Ces rayons partent normalement de la surface de la cathode et poursuivent dans le gaz un trajet rectiligne indiqué quelquefois par la flviorescence du gaz sur leur passage.
L'arrivée des rayons sur la paroi de verre opposée à la cathode est marquée par la production d'une vive fluorescence, et si un obstacle opaque aux rayons est interposé sur le trajet du faisceau, cet obstacle donne lieu à une ombre nette, dont la production prouve la propagation rectiligne des rayons. Les rayons cathodiques ont une énergie très appréciable ; en frappant un obstacle ils peuvent en élever la température au point de produire l'incandescence et, dans le cas du verre, la fusion. Ils sont déviés de leur trajet rectiligne par l'action d'un champ électrique ou d'un champ magnétique; cette déviation se fait de la même manière que celle que l'on peut prévoir en assimilant un rayon cathodique à une particule matérielle chargée négativement et lancée par la cathode avec une très grande vitesse. Le fait que les rayons cathodiques transportent avec eux de l'électricité négative a d'ailleurs été directement démontré par les expériences de M. Perrin (' ). La théorie précédente sur la nature des rayons cathodiques, primitivement énoncée par M. Crookes, est actuellement généralement adoptée. M. Lenard a réussi à observer les rayons cathodiques en dehors du tube à décharge dans lequel ils se produisent, en les dirigeant sur une fenêtre en aluminium très mince, faisant partie de la paroi du tube. Si l'épaisseur de l'aluminium n'est que de quelques millièmes de millimètre, les rayons peuvent traverser la fenêtre et se propagent au delà de cette dernière en conservant leur charge. Ils ne peuvent toutefois se propager à une distance notable que s'ils pénètrent à la sortie de la fenêtre dans une chambre vide d'air ; dans l'air à la pression atmosphérique ils sont aussitôt absorbés et ne peuvent franchir qu'une distance de i """ à 2""". En recevant les rayons cathodiques dans un gaz, on peut constater qu'ils produisent dans celui-ci une ionisation intense.
15. Action d'un champ magnétique et d'un champ électrique sur les rayons cathodiques. — La force qui s'exerce dans un champ magnétique uniforme d'intensité H sur une particule cathodique lancée dans une direction normale au champ avec une vitesse ^, est égale à He^, si e est la charge de la particule. Cette force est normr.le au plan qui contient la direction de la vitesse et celle du
(') /ons, éleclron'i, corpuscules, p. 5)8.
champ ; son sens est donné par la règle d'Ampère relative à l'action d'un champ magnétique sur un courant électrique.
Par le moyen de diaphragmes convenablement disposés dans le tube producteur de rayons cathodiques, il est possible de limiter un faisceau étroit et sensiblement cylindrique de ces rayons. Soit OA la direction de propagation d'un tel faisceau, et supposons qu'un champ magnétique uniforme d'intensité H normal au plan de la figure et dirigé vers l'arrière de ce plan [fig. i5) vienne à
être établi dans la région comprise entre 0 et 0' du trajet primitif du faisceau. La force Hec, due à ce champ, est comprise dans le plan du tableau, et la trajectoire du faisceau reste dans ce plan. La force étant normale à la trajectoire, la vitesse d'une des particules chargées qui composent le faisceau reste constante en grandeur; si cette vitesse n'est pas trop voisine de la vitesse de la lumière, on peut appliquer au mouvement de la particule les équations de la Mécanique, et si le vide est assez bon pour que la présence du gaz ne puisse influencer le mouvement du projectile, on obtient la relation
— - = H ev.
où m est la masse de la particule et R le rayon de courbure de la trajectoire. Puisque v est constant, R l'est également ; la particule décrit donc une trajectoire circulaire, tangente en O à la direction OA, et dont le rayon R est fourni par la relation qui précède. On peut calculer la valeur du déplacement latéral de la parti- C. — I. 4
30 CIIAIMTIΠI.
cule. qui correspond à une longueur 00 = / du champ. Ce déplacement 0 M = o est la déviation magnétique; elle est reliée au rayon de courbure R de la trajectoire par la relation
o(siR — 0) = IK
Quand la déviation est faible, on peut utiliser la relation approchée
d'où
