Philosophical magazine, T. XXIII, juin-juillet 1912

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Submitted on 1 Jan 1912

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Philosophical magazine, T. XXIII, juin-juillet 1912

A. Boutaric, A. Grumbach, H. Vigneron

To cite this version:

A. Boutaric, A. Grumbach, H. Vigneron. Philosophical magazine, T. XXIII, juin-juillet 1912. J. Phys.

Theor. Appl., 1912, 2 (1), pp.764-777. �10.1051/jphystap:019120020076401�. �jpa-00241797�

764

possèdent ^{un très} grand pouvoir absorbant, ^et pour les acides biba-

siques, l’absorption ^est plus grande quand ^{les deux} groupements

acides sont liés directement entre eux; les éthers absorbent moins que les acides correspondants ; la fonction aldéhyde ^est caractérisée par ^{une bande vers 2 800 et une} absorption forte de l’ultra-violet

extrême; la fonction cétone est caractérisée par ^une bande vers 2 680 et une absorption faible de l’ultra-violet extrême.

PORTEVIN. - Effet de la trempe ^sur la résistance électrique des bronzes et des laitons.

P. 459.

La résistance est augmentée. ^Cette augmentation de la résistivité par trempe au-dessus de la température de formation de l’eutectoïde

apparaît ^{comme constant pour les} alliages ^{Fe -} C, ^{Cu -} Sn,

Cu - Zn et Cu - Al.

GEORGES BAUME et F.-Louis PERROT. - Sur le poids atomique ^{du chlore.}

P. 461.

Action de HCI gazeux ^{sur NH3} liquéfié. ^{Pour N - 14,009, on}

trouve :

Cl

35,465.

,

G. BOIZARD.

PHILOSOPHICAL MAGAZINE

T. XXIII ; ^{Juin et} Juillet 1912.

C.-G. DARW’lhj. - Théorie de l’absorption ^{et de la} dispersiondes rayons et.

P. 901-920

Bragg(’) ^{a montré} que le nombre des particules ^{« demeurait cons-}

tant après qu’elles ^{ont traversé la matière et} que l’effet d’absorption

devait être attribué à des changements de vitesse. Geiger (2) ^a

trouvé expérimentalement que, pour ^le mica, la variation de la (1) Phil. Mag., t. X, p. 318; ^1905.

(2) ^proc. Roy. Soc. A., ^t. LXXXIII, p. 505; ^1910.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019120020076401

765 vitesse ^{v en} fonction de la distance x parcourue ^à partir ^{de la source}

(courbe ^des vitesses) pouvait ^être représentée ^par l’équation :

V désignant ^la vitesse initiale et R le pouvoir pénétrant des rayons.

Dans le présent mémoire l’auteur s’est proposé ^d’établir théorique-

ment l’équation ^{de cette} courbe des vitesses et d’en examiner les diverses conséquences. Il étudie aussi, mais moins complètement,

la dispersion ^des rayons ^ce.

-

L’auteur adopte ^{la structure} atomique proposée

par Rutherford (f) : ^{l’atome est} formé d’un groupe d’électrons maintenus par ^un champ ^{de force de nature inconnue autour d’une} charge ^centrale qui neutralise la charge ^{des électrons et que l’on}

suppose ^être le siège ^{de la masse} de l’atome.

Dans les différents problèmes, ^l’auteur envisage toujours parallèle-

ment les deux hypothèses suivantes : ~.° les électrons sont distribués à l’intérieur du volume d’une sphère ayant ^{son centre au centre de} l’atome (distribution ^{en 2°} les électrons sont disposés ^{à la}

surface de cette sphère (distribution ^en surface).

En traversant l’atome, ^une particule « ^{exerce, sur le centre de}

l’atome et sur les électrons, ^des forces que l’on suppose varier ^en raison inverse du carré de la distance. Cette particule peut jeter ^un

électron hors de l’atome, ^ce qui produit l’ionisation du milieu envi- ronnant. En même temps, la vitesse de la particule ^est affaiblie.

Dans l’atome, ^{entre un électron et le reste} de l’atome existe certaine- ment un champ ^de force ; ^ce champ ^{est tout à fait} ïnconnu ; ^{mais la}

facilité de l’ionisation par choc suggère qu’il n’est pas très grand.

Pendant le temps ^{très court} qu’une particule ^{oc reste} dans le voisi- nage ^d’un électron, ^on peut négliger les forçes produites par le ^reste

de l’atome vis-à-vis de celle, ^de beaucoup supérieure, qu’exerce ^la particule ^a.

^{On admet} enfin que la perte moyenne de vitesse d’une

particule ^«,, après ^un certain nombre de collisions, ^est égale ^{à la}

somme des pertes moyennes produites par chaque collision ; ^cette hypothèse simplifie ^le problème ^de l’absorption ^{et le rend} plus ^facile

à traiter que celui de la dispersion transversale.

A l’aide de ces hypothèses, l’auteur établit que la vitesse v à la dis-

( 1) Phi l. ^{t. XXJ, p.} 669 ; ^{i 9 L 1.}

766

tance J’ de la source est exprimée par la relation :

k représente ^le quotient rn . ^{de la masse} de l’électron par la ^masse de la particule ^{ce ; N,} le nombre d’atomes _par centimètre cube ; n, le nombre d’électrons dans chaque ^{atome; c,} le rayon de l’atome;

E, ^une fonction obtenue _par une quadrature ^{et dontla} signification ^est précisée ^{dans le} mémoire ; V, la vitesse initiale de la particule : ^),, l’expression (1 + /) ^m »î ^{r2 1 Ee, E et e désignant la charge}

d’une particule ^{x et d’un électron.}

N et n interviennent dans la formule _par leur produit qui représente le nombre total des électrons par centimètre cube. Il est intéressant de remarquer que la forme de la coarbe des vitesses

dépend ^{de ce} nombre total des électrons _par centimètre cube et du rayon de l’atome, mais pas du ^tout du nombre des atomes ni du nombre des électrons dans chaque ^{atome; 7 varie avec} les substances et par ^suite aussi la forme de la courbe.

Qualitativement la forme des courbes ainsi obtenues concorde

avec les données expérimentales,. ^{L’auteur a cherché en outre des}

vérifications numériques. ^Il applique l’équation ^{au cas des} parti-

cules a émises par le radium C dans l’air. Si l’on désigne par 1 le

pouvoir pénétrant des rayons ^« (distance parcourue jusqu’à ^ce que v

s’annule), l’équ ation ^{devient :}

Toutes les grandeurs qui ^{entrent dans cette relation sont bien}

connues, sauf ? et n. Pour c- l’auteur admet une valeur voisine de celle qu’indique la théorie cinétique des gaz ; ^il fait les calculs _pour trois valeurs de a : 10-s, ^{10-s,~ et 10-9} centimètres; ^il obtient pour les valeurs :

en admettant une distribution en volume des électrons ; ^{et les}

valeurs :

avec une distribution en surface.

767

Quoique 7 soit très incertain, ^on voit que l’on obtient pour n des valeurs voisines du poids atomique. ^{Par une} méthode basée sur

l’étude de la dispersion des rayons x, Rutherford avait trouvé que le nombre des électrons est égal ^à la moitié du poids atomique. ^Ces

résultats sont concordants.

De la comparaison ^des pouvoirs absorbants de minces couches de différentes substances (on ^n’a expérimenté que ^sur des éléments),

l’auteur déduit les valeurs de s et de n pour ^ces substances. Ces valeurs dépendent, ^{bien entendu, de la valeur} prise initialement pour le rayon a de l’atome d’air. Pour l’or, par exemple, ^l’auteur

trouve successivement, pour les trois ^valeurs de 7 admises _pour l’air :

dans le cas d’une distribution en volume des électrons ; ^et

dans le cas d’une distribution en surface.

L’auteur a encore examiné le plomb, ^l’étain, l’aluminium. D une façon générale, le nombre des électrons est intermédiaire entre le

poids atomique ^{et sa moitié;} le rayon de l’atome décroît quand ^le poids atomique augmente.

Pour l’hydrogène, ^{le calcul} indique :

pour ^une distribution en volume; ^et

pour ^une distribution en surface. Les valeurs de n sont toutes deux très voisines de l’unité. Les valeurs de 7 sont très différentes.

Or, ^{dans le cas où il} existe dans l’atome un seul électron, ^{on ne} peut ^{concevoir de} grandes différences physiques ^{entre une distribu-}

tion des électrons en volume et une distribution en surface ; ^{il est} donc probable ^{que le calcul utilisé ne doit être} qu’approché ^toutes

les fois que ^{l’atome ne renferme} qu’un ^très petit nombre d’électrons.

Il. Dispersz’on.

Le mécanisme qui ^{rend compte de} l’ab sorption

peut aussi rendre compte ^{de la} dispersion. ^Toutefois le problème ^est

768

ici plus compliqué : lorsqu’un ^{électron esttrès voisin du} cheminsuivi par ^une particule ^{ce, il exerce sur la} particule ^{un effet} plus grand que la moyenne, effet qui n’est pas contrebalancé par l’absence d’élec- trons dans les rencontres suivantes.

Pour étudier la dispersion, ^{il est} bon de diviser l’action exercée par ^{l’atome en} deux parties : ^la première, ^{due à} la distribution

régulière ^{moyenne des électrons et à la} charge centrale, produit ^unes

déviation de la particule ^{dans un} plan passant par le ^{centre de}

l’atome ; ^la deuxième, ^{due à} l’existence éventuelle d’électrons très.

voisins du chemin d’une particule ^0153, peut produire ^{une déviation}

orientée d’une façon quelconque.

Aussi est-il difficile d’avoir une solution complète ^du problème ^de

la déviation des particules ^{ce. L’auteur en} propose ^une solution

approchée qui ^{est en bon accord avec} l’expérience.

E. BUCKINGIIAlBL - Sur la démonstration de la loi du déplacement ^{de Wien.}

P. 920-93i.

L’auteur montre que ^la loi de Wien peut ^{être déduite cc} priori ^des

principes généraux ^{de la} thermodynamique ^et de la théorie électro-

magnétique ^{de la} lumière, par ^des considérations élémentaires : Dans une seconde, l’énergie des radiations comprises ^entre

et X + d~,, qui traversent un élément de surface ds, ^{et sont con-}

tenues dans un cône d’ouverture dw, ^au voisinage ^{de la} normale, peut ^être exprimée par :

Ra ^{étant le « vecteur radiant » au} point considéré de l’élément.

Considérons une enceinte fermée, ^{où l’on a fait le} vide, ^{et dont les.}

parois ^sont parfaitement réfléchissantes. Si V représente ^{la vitesse}

de propagation ^{de la lumière, la densité} cubique ^de l’énergie-

radiante _a est :

Si v est le volume de l’enceinte, ^la quantité ^totale d’énergie ^rayon-

nante (comprise ^{entrer et ),} + qu’elle ^{renferme sera} vp’Ad),.

Soit 1B1 une portion ^de paroi d’aire s animée d’une vitesse fiV ^vers

l’extérieur, 3 ^{étant une} quantité infinitésimale.

769 Si un train d’ondes de période ^T frappe ^{M sous une incidence} m, ^la

période Tf d’arrivée des ondes en un point ^{de M est} (principe ^de Doppler-Fizeau) :

Un train d’ondes partant ^{de M avec la} période ^{T’ sous un} angle ^T

arrive en un point ^de l’espace ^{avec la} période :

Reste à trouver l’effet global ^{sur la} période initiale T de toutes les arrivées et de tous les départs ^d’ondes, pendant ^un temps ^très long t, ^les angles (P ^{et w} prenant ^toutes les valeurs possibles ^entre

o et 2E.

Le changement produit par ^un grand ^nombre d’arrivées et de

départs successifs est de la forme :

qu’on peut ^{écrire :}

Évaluons chacun des deux termes séparément.

Dans le temps t, ^la quantité d’énergie sensiblement monochro-

matique, h, qui frappe ^{M sous des} angles compris ^{entre et} -- ^dm

est :

la quantité ^totale d’énergie présente dans l’enceinte est, d’auprès l’équation (1),

Par suite, le nombre de fois n que chaque ^élément d’énergie ^de

l’enceinte a dû frapper ^{M sous des} angles compris entrel) et CP -~- ^dm

pendant ^le temps t ^{est :}

770

D’après l’équation ~~), l’efiet de toutes ces arrivées est d’accroitre la période ^{dans le} rapport :

et comme est l’accroissement infinétisimal de volume Av pro- duit pendant ^le temps ^t par le mouvement de le rapport précédent peut ^{s’écrire :}

Mais, pendant ^{le même} temps t, l’énergie rayonnante ^a également frappé ^un grand ^{nombre de fois sous} chaque angle possible ^entre

0 et 7r ^et l’équation (6) ^est applicable ^à chaque angle. L’effet total de

....

toutes ces arrivées, ^{sous tous} les angles possibles, ^{sera de} changer

la période ^{dans un} rapport égal ^au produit ^{de toutes les} expressions

de la forme (6), pour ^toutes les valeurs en négligeant ^les

termes en ~ ^d’ordre élevé, ^{la valeur du} produit ^{sera :}

Les départs d’onde de M produiront ^{de même un} accroissement de période ^{dans le} rapport ^{de i} -I- 1 ^2013’

6 ^v

Finalement le résultat combiné des deux séries d’effet est d’ac- croitre la période ^de chaque élément de radiation dans le rapport :

d’où l’on tire :

Ce résultat est vrai pour ^{toutes les} valeurs de )B : donc d~, ^l’inter-

valle dans lequel ^les longueurs ^{d’onde sont} comprises, ^est changé,

dans le même rapport que ^~,.

On tire de (9), ^par intégration :

771 Si l’enceinte change ^{de volume tout en} gardant ^sa forme, ^les

dimensions des ondes changent ^{dans le même} rapport que celles de l’enceinte.

Considérons maintenant la variation d’énergie qui accompagne

un changement ^de période. D’après ^lathéorie électromagnétique ^de

la lumière, la radiation exerce sur les parois de l’enceinte une pres- sion égale au 1 ₃ ^{de sa} densité. Pendant ^une expansion ^{Jv, le travail}

est :

d’où l’on tire en développant :

mais dh varie dans le même rapport que ~,

en éliminant v, _par l’équation (9), ^{on a :}

ou

Si une radiation sensiblement monochromatique de densité subit une compression ^{ou une détente} adiabatique, ^la quantité p), varie comme l’inverse de la 5e puissance ^{de la} longueur ^{d’onde, les}

variations de ~ étant régies ^par l’équation (10).

Pour ^une radiation non monochromatique, ^{la courbe de} l’énergie

pi

F(~’ ^{est modifiée de façon} que l’abscisse de chaque point ^étant multiplié par f, l’ordonnée soit multipliée par de la courbe,

ou la densité intégrale ^de l’énergie, ^est multipliée par f- ~.

Appliquons l’équation (12) ^{à un} changement adiabatique ^de

volume et de densité dans le cas de la radiation du corps ^noir.

Quand ^on passe de ^la température 0, ^{à la} température (}2’ ^l’abs- cisse 1, ^d’un point ^{de la courbe} initiale, prend ^une nouvelle valeur À2

telle que :

772

en même temps l’ordonnée varie dans le rapport :

et l’aire de la courbe qui représente l’énergie totale varie de façon

que :

Or, d’après ^{la loi de} Stephan Boltzmann, ^{on a :}

d’oû l’on tire :

Des équations (13) ^et (1 7) ^{on déduit :}

La loi du déplacement, ^{contenue dans les} équations (12) ^et (18) peut ^{être énoncée de la} façon suivante : Etant donné la courbe d’éner-

gie spectrale de la radiation noire à pour construire la courbe à

une autre te1npérature ()2’ ^on 1nultiplie ^les abscisses de chaque point

par t 2 ^et les ordonnées par -i 2 ^{; les points} correspondants ^{sur les}

02 02

deux courbes ont la 1nême valeur de ,e.

On peut ^{en déduire les formes} plus ^connues de la loi du dépla-

cement :

d’où, ^en admettant la loi de Stephan, ^on voit que doit avoir la forme :

-.

A. BOUTARIC.

E.-H. KENÀARD. - Induction unipolaire. - P. 93’7-9~1.

Dans l’expérience ^de Faraday, ^un barreau aimanté tourne autour

de son axe de symétrie magnétique, ^tandis qu’il communique par

deux contacts glissants, ^{en son milieu et à une} extrémité, ^{avec un}

galvanomètre.

773 La question ^est de savoir si la force électromotrice observée est due à la rotation des lignes ^{de force} qui balaieraient le circuit exté- rieur ou au mouvement de l’aimant au travers de son propre champ

magnétique qui demeurerait immobile.

L’auteur a repris ^cette expérience ^en opérant ^en circuit, ^{un élec-}

tromètre étant substitué au galvanomètre.

L’aimant est remplacé par ^un barreau d’acier aimanté _par un solé- noïde. Cette partie ^de l’appareil ^est placée ^{dans une boîte de lai-}

ton reliée au sol. Un cylindre ^{de laiton entoure le tout et commu-}

nique ^{avec une} paire ^de quadrants ^d’un électromètre, ^l’autre paire

étant au sol. Quand ^on imprime ^{une rotation à} l’aimant, ^on doit, d’après la théorie ^« de la rotation des lignes ^de forces », ^observer

alors une déviation de l’électromètre par suite de la variation de

potentiel électrostatique provenant ^de l’induction électromagnétique.

Au contraire, ^{si les} lignes de forces magnétiques ^sont immobiles,

l’écran de laiton empêche ^{tout effet sur le} cylindre antérieur immo- bile _par rapport ^{à l’étlier.}

En fait, la déviation attendue dans le premier ^{cas était de 36 divi-} sions ; l’expérience ^n’a jamais ^donné plus ^{de Il} divisions de dépla-

cement du spot. ^Le changement ^{de sens de la} magnétisation ^ne produisait ^{aucun effet} appréciable. M. Kennard conclut donc en

faveur de la théorie de Lorentz, d’après laquelle l’intensité électro- motrice E’ est liée à la vitesse absolue V, ^{à la force} électrique ^E

et à l’induction magnétique B par la relation :

Il faut noter qu’il s’agit ici d’un barreau d’acier et non de fer doux et que le solénoïde ^est immobile ; ^{l’auteur ne} discute pas ^autrement

ces deux points.

T. XXIV; Juillet 1912.

E.-N. DA C. ANDRADE. - Expériences ^{sur le rôle} électrique des vapeurs

métalliques dans les flammes. - P. 15-36 (1).

En plaçant ^{une flamme} chargée ^{de sels} métalliques ^{dans un} champ électrique, ^{on constate} l’exist,ence de particules métalliques ^électri-

sées négatives aussi bien que positives.

(1) ^{Voir ce} volume, p. ^666.

774

Les électrodes employées pour étudier la conductibilité de la flamme ont 0,8 ^X 2(,Ill ; ^{elles sont à} 1,2 centimètre de distance. La traînée lumineuse ne les touche pas ; par différence entre le courant en flamme non chargée ^ou chargée ^de sel, ^on déduit la valeur du cou-

rant du aux ions métalliques. ^{Dans ce cas, pour une} position ^déter-

minée de la traînée lumineuse, ^{la loi d’Ohm} s’applique (différence

de potentiel ^{0 à 100} volts).

L’emploi d’une électrode négative ^refroidie permet d’obtenir, ^pour

un voltage ^{donné, un courant} minimum pour ^{une certaine} position

de la trace lumineuse. On’peut alors calculer le nombre des électrons mis en liberté dans celle-ci. La conductibilité de la flamme est à peu

près proportionnelle ^à l’énergie ^{lumineuse mesurée au} pyromètre.

La luminosité reste sensiblement la même de 1 à 5 atmosphères

pour ^{une même} quantité ^{de métal} vaporisé. ^La vitesse de migration

des ions positifs ^est inversement proportionnelle ^{à la} pression.

D’après la formule de Lenard (1), la mobilité :

oii s est la somme des rayons de la particule chargée ^{et de la molé-} cule, D la densité du gaz, W la vitesse moyenne moléculaire, ^l’au-

teur conclut que ^le temps pendant lequel ^une particule ^demeure positive ^est indépendant ^{de la} pression. ^Ces phénomènes ^seraient

dus au choc d’atomes métalliques.

J.-A. POLLOCK. - L’origine ^des petites ^{bulles de} niousse. - P. 189.

On sait que de faibles quantités de corps organiques ^{suffisent à}

rendre l’eau capable ^{de former} une mousse persistante. ^{Le savant}

australien a étudié cette question ^{à cause de son} importance pour certaines méthodes de concentration des minerais.

Un gaz, ^de l’acide carbonique, jaillit ^de l’orifice inférieur d’un tube vertical au milieu du liquide. M. Pollock a photographié ^les

bulles dans diverses phases ^{de leur formation.}

On observe toujours, ^{même dans} l’eau pure, les grandes ^bulles éphémères ^détachées du tube par les ^courants du liquide ^{et de} plus

(1 ) LENARD, Ann.lI. PIt. [4J III, p. 313 ; ^1900.

Sitz. b. cleo Ileidelb. Ac., ^{1911 :} Sur la conductibilité et l’émission lumineuse

des flammes chargées de vapeurs métalliques.

775

petites provenant ^des protubérances cylindriques ^des précédentes;

leur formation est due au mouvement relatif des grosses bulles ^et du liquide. ^Les petites ^bulles, constituant la mousse persistante, ^se

forment à la partie inférieure de la bulle formée sur l’ajutage ;

M. Pollock attribue un rôle dans leur formation à la présence ^de points de concentration plus grands ^{à la} surface des bulles de la

première catégorie.

Le processus ^ne serait pas isotherme ; ^{il n’est} question ^{dans ce}

travail que ^de l’influence de la tension superficielle (1) ; la viscosité intervient cependant ^{dans le} glissement ^{des couches les unes sur les}

autres.

A. Gntimi3Acii.

A. S. RUSSELI,. -- La volatilisation du radium C.

P. ~34-’i3 i.

Makower ^a montré que ^le radium A, ^le radium ^{B et} le radium C

ne peuvent ^{rester sur une surface de} platine ^chauffée à l’air à des

températures respectives ^de 900, ^{600 et 1.200°. Sur une lame de} quartz, ^le moins volatil des trois produits, le radium C ne s’évapore

pas ^{même à des} températures supérieures ^à 1.300°. D’autre part,

Russel ^a montré que dans des tubes contenant de l’émanation du radium et un excès d’hydrogène, les trois radiums sont complète-

ment volatilisés à la température ^{de 650°. Il a} entrepris ^{des recherches}

pour expliquer ^ces divergences.

Il a montré que, enprésence d’oxygène,une partie ^des produits ^en expériences oxydés ^{ne sont} pas volatils au-dessous de 700°, ^le point de volatilisation du radium C étant supérieur ^{à 1.~00°. Au con-}

traire, ^{dans une} atmosphère d’hydrogène, ^{le radium C se volatilise}

dès 360°, ^{et le radium A et le} radium B avant 650°.

C. SADLER et P. Les radiations de Rôntgen produites

par les substances de faible poids atomique. - P. 138-150.

Quand ^{un faisceau de} rayons X frappe ^une substance, ^{cette subs-}

tance émet une radiation secondaire qui varie suivant sa nature

chimique.

- --- - --- -

>

_

(1) ^La production ^{de la mousse est} favorisée par les substances qui ^{abaissent t}

la tension superficielle du dissolvant,

776

Pour des éléments de poids atomique ^{inférieur à} 40, ^{Barkia et} Sadler ont montré que le rayonnement secondaire est constitué par

un ou plusieurs ^faisceaux homogènes. L’étude de ces faisceaux est

particulièrement délicate, ^car leur intensité n’est qu’une ^{très faible}

fraction de celle du faisceau générateur.

A l’aide d’un électromètre spécial ^{très sensible, les} auteurs ont montré qu’un ^faisceau homogène diffusé par ^une substance de poids atomique ^faible donne des radiations moins « dures » que les radia- tions initiales, que plus les radiations excitantes sont dures, plus ^la

radiation diffusée a une grande ^{intensité et est modifiée dans ses} propriétés.

E. IVES. - La photométrie des lumières de diNerentes couleurs.

P. 1!9-i88.

On sait combien complexe ^est l’impression ^{lumineuse reçue} par l’oeil et les difficultés que présente ^l’examen photométrique ^des

-diverses sources lumineuses.

Dans cet important ^mémoire, après ^{avoir nettement} indiqué ^les

conditions _que doit remplir ^{une bonne méthode de mesure : indi-}

cations aussi définies que possible pour éliminer le coefficient per- sonnel de l’observateur, et surtout que la grandeur étudiée soit

mesurable, c’est-à-dire satisfasse aux conditions d’égalité ^{et d’additi-} vité, Ives passe ^{en revue} les diverses méthodes photométriques ^en

usage ^{et en} fait une étude critique ^très détaillée. En particulier, ^il

compare les photomètres type ^{Lumrner et Brodhun avec les} photo-

mètres à scintillement.

Il arrive aux conclusions suivantes : lorsqu’on compare des ^sources de couleur différente, ^le photomètre ^à scintillement est le plus ^sen-

sible et ses indications sont le plus constantes.

Lorsque l’intensité décroît, ^le maximum de luminosité est déplacé

vers le bleu dans les photomètres ordinaires, ^vers le rouge dans les

photomètres ^à scintillement.

Quand ^le champ photométrique ^{diminue et} que l’intensité lumi-

neuse est faible, ^{c’est l’inverse} qui ^{a lieu.}

Les positions relatives des deux espèces de courbes de visibilité

spectrales ^{sont en} général différentes. Elles sontplus séparées quand

l’éclairement est faible et le champ considérable. Elles peuvent ^dans

certains cas coïncider, ^et les déterminations de plusieurs observateurs

sont concordantes quant ^{à la} position ^{du maximum.}

777

1 ves cherche ensuite par des considérations physiologiques ^à expliquer ^{ces résultats.}

H. VIGNERON.

ANNALEN DER PHYSIK;

T. XXXVIII, ^{n°s 8 et 9 : 1912.}

A. SONINIERFELD. - Sur la diffraction des rayons ^de Rônt-en. - P. 4ï3-~06.

L’auteur, continuant ses travaux antérieurs (~), ^sur l’effet de dif- fraction qu’on peut ^{obtenir avec une onde} solitaire, discute les résul- tats de Walter et Pohl (2 ) ^{et ceux} que P.-P. Koch (3) ^a obtenus par la méthode du noircissement photographique. Il conclut en attribuant

.aux rayons de Rôntgen ^une longueur d’onde inférieure ou égale

à 4.10-9.

R. SEELIGER. - Contribution à la théorie de la décharbe. - P. 76!~- i80.

Goldstein ^a donné la relation suivante entre la longueur ^d’une

~strie ou de l’espace ^{obscur de Crookes et la} pression :

D’après ^{la théorie} actuelle, 1 ^{n’est autre} que le libre parcours ,moyen ~, des ions ou des électrons. On entend ici par libre parcours moyen la trajectoire parcourue par ^une particule chargée ^entre

-deux ionisations par ^choc provoquées ^{par elle ; ce} libre parcours moyen ^« électrique » ^{ae est} plus grand que le libre parcours ^{« neutre »} considéré dans la théorie cinétique des gaz. Il ^{en est} bien ainsi

quand ^on compare les résultats expérimentaux, ^{notamment ceux}

de Wien (4) ^{sur les} rayons-canal, ^{et les valeurs de Àn calculées} par (i) SO.Nl,UERFELD, f. und Ph., XLYI, p. 11 ; 1901;

Ph. Z.

II, p. 58; 1900 ; -Ibld., XII, p. 1051 ; ^1911.

WALTER, ^PA. Z., III, p. 15; 190~ ’., - ^{WALTER et} POHL, ^Cl. Ph., ,p. 715 ; ~1908 ; XXIX, p. 331 1909.

(3) ^{Ann. d.} Pft , XXXYJII, p. 509 ; ^ce p. ^fjj2.

(4) ^Berl. Bel’., XXXVIII, p. 773 ; ^1911.