Annalen der Physik ; t. XLII, nos 11 et 12 ; 1913

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Annalen der Physik ; t. XLII, nos 11 et 12 ; 1913

Paul de la Gorce, P. Job, R. Jouaust

To cite this version:

Paul de la Gorce, P. Job, R. Jouaust. Annalen der Physik ; t. XLII, nos 11 et 12 ; 1913. J. Phys.

Theor. Appl., 1914, 4 (1), pp.72-85. �10.1051/jphystap:01914004007201�. �jpa-00241944�

72

A. FERGUSON. - Sur les forces agissant ^{sur une} sphère ^{solide en contact}

avec une surface liquide.

P. 925-934.

L’auteur étudie théoriquement ^ce problème ^{et vérifie} expérimenta-

lement avec Ja ^{benzine, l’alcool et l’eau,} la formule qu’il ^{déduit des}

calculs.

Il. VIGNERON.

ANNALEN DER PHYSIK ;

T. XLII, ^{nos 11 et} 12 ; ^1913.

K.-F. LINDMANX. 2013 Sur l’absorption ^des oscillations hertziennes dans le fer.

P. 30-44.

Des recherches antérieures ont montré que l’absorption ^{des ondes} électriques ^{dans les masses} métalliques dépend ^{de la nature du mé-}

tal et en particulier ^{de sa} conductivité et de ses propriétés magné- tiques. ^{C’est ce dernier} point que l’auteur s’est attaché ^à étudier et à vérifier. Il se servait d’un réseau de résonateurs circulaires cons-

titués soit par des fils de cuivre, soit par des fils de fer, ^{et il mesu-}

rait l’intensité du rayonnement passant ^{à travers le réseau et réfléchi} par lui. La longueur d’onde des oscillations utilisées était de 26 cen-

timètres. Les résultats des expériences ^{mirent en} évidence que l’in- tensité de rayonnement ^{à travers} le réseau de résonateurs est plus

faible quand ^{ceux-ci sont en} fer que lorsqu’ils ^{sont en} cuivre. Il en

est de même du rayonnement ^réfléchi par le réseau. On peut ^déduire

des chiffres trouvés que l’absorption d’énergie rayonnée ^{est d’au}

moins ’l 0/0 plus grande dans le fer que dans le cuivre. Cette diffé-

rence tient principalement ^aux propriétés magnétiques ^{du fer sans}

que la résistance du résonateur intervienne d’une manière notable.

En effet des mesures réalisées avec des fils de fer de différents dia- mètres conduisirent à des résultats très voisins.

L’auteur a complété ^{son étude en} comparant ^le pouvoir ^réfléchis-

sant pour les ondes électriques ^de deux miroirs plans identiques, l’un

en fer, ^{l’autre en} cuivre. Il trouva que l’intensité de rayonnement était un peu plus faible dans le cas du fer. Mais la différence (1 ^{à 2} 0/0)

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:01914004007201

73 est de l’ordre des erreurs d’expérience. ^{Ce résultat se concilie assez}

bien avec la l’ormule théorique indiquée ^{par Drude} (4) :

où r est le rapport des intensités des ondes réfléchies et incidentes,

u la perméabilité ^{du milieu} réfléchissant, ^{a sa} conductivité, ^{c la}

vitesse de propagation ^des ondes dans l’air, ^{et T leur} période ^de

vibration. Si on admet, d’après les recherches de Klémencic (~), que la perméabilité ^du fer pour ^les ondes hertziennes est de l’ordre de 100, l’équation précédente donne pour ^{r :} 0,998. L’auteur conclut que les propriétés magnétiques du fer subsistent même aux fré- quences de ¹⁰⁹ par seconde, la valeur de la perméabilité ^{étant au}

moins égale ^{à celle} qu’a indiquée ^Klëmencic.

PAUL DE LA GOITCE.

CARL BENEDIKS. - Obtention de la loi de la répartition ^de l’énergie ^{de Planck}

à partir ^de l’hypothèse ^de l’agglomération ; ^relation simple ^{entre la durée et}

la fréquence. - P. 133-162.

Des travaux récents (C. Benediks, ^‘’V. Broniewski, ^E. Holm,

A. Smits, ^A. Nigaud, etc.) ^{ont montré} qu’il ^se produit ^très proba-

blement dans les corps solides des transformations moléculaires lentes d’une très grande importance. ^{Il ne faut donc} plus ^admettre

a priori que ^les corps solides ^sont n10noatomiques. ^Au contraire, l’hypothèse ^d’une association, ^ou plutôt ^{d’une «} agglomération ^{» des.}

atomes mobiles, ^en complexes immobiles, pourrait pent-ètre ^rendre compte des variations de la chaleur spécifique (F. Richarz, ^{J. Du-} claux). ^Cette agglomération augmenterait quand ^la température

baisse.

Par un calcul rapide, ^{basé sur des} hypothèses certainement

inexactes, ^{l’auteur montre} d’abord que l’agglomération permet ^d’ob- tenir des courbes de chaleurs spécifiques voisines des courbes expé-

rimentales.

Puis l’auteur évalue l’énergie des corps agglomérés. ^{Elle est de}

la forme :

(1) ^P. DRUDE, Physik ^des Âthers, p. 574; ^1894.

J. iILEMENCIC, Wied. Ann,, L, p. 456; ^1893.

74

En première approximation

Et, ^si l’on admet que V’102 ^est proportionnel ^{à la cohésion} (durée)

du corps solide ^et inversement proportionnel ^{à son} poids atomique,

on trouve que Wo ^est proportionnel ^{à une} fréquence :

La valeur exacte de F (T) ^{est :}

c’est-à-dire une fonction analogue ^{à celle que} Langevin ^obtient pour le paramagnétisme.

’

A partir ^{de ces} relations, ^on peut obtenir la formule de Planck

sous l’une des deux formes suivantes :

Enfin l’auteur obtient une relation aussi exacte que la formule de Lindemann entre la fréquence ^{v, le volume} atomique V, ^le poids atomique A, la densité _p et le coefficient de dilatation linéaire ^:

On peut donc, par ^une voie purement physique ^{et sans} s’appuyer

-sur l’hypothèse des quanta, obtenir l’équation ^de répartition ^{de Planck,}

en supposant qu’il existe des agglomérations ^{d’atomes à basse tem-}

p érature. ^,

HANS SCHMIDT. - Emission et absorption ^du gaz carbonique ^chauffé.

P. 415-458.

L’auteur mesure pour ^une série de températures (90° ^à 30°) ^{et de}

75

longueur ^d’onde (l!B93 ^à ~,69) ^le pouvoir ^{émissif E et le} pouvoir ^ab-

sorbant A d’une couche de C02. Si la loi de Kirchhoff est applicable,

l ^{doit être} _égal ^au _pouvoir émissif du corps noir dans les mêmes A

conditions ; ^{l’auteur rnesure ce} pouvoir émissif dans le même appa- reil.

Les résultats de son travail sont les suivants :

Le gaz carbonique, ^même chauffé d’une manière homogène, ^émet

un spectre d’émission ou d’absorption discontinu tel que l’avait trouvé

Paschen ;

A pression constante, l’absorption ^{dans les} bandes, ^{surtout du}

coté des grandes longueurs d’onde, augmente quand ^la température s’élève, ^mais les bandes s’élargissent ^{peu ;}

Il est très probable que la loi ^de Kirchhofî s’applique quantitati-

vement au rayonnement du gaz carbonique régulièrement chauffé;

Si l’on appelle rayonnement thermique, ^le rayonnement produit uniquement par l’élévation ^{de la} température, l’émission discontinue du C02 a bien le caractère d’un rayonnement thermique.

P. J on.

R. LADENBURG et F. REICHE. - L’absorption sélective.

P. 181-209.

I. Ce mémoire comprend ^deux parties. ^{Dans la} première ^les

auteurs calculent d’après ^la théorie de la dispersion de Drude la

quantité de lumière de fréquence comprise entre v et v + Sv,qui ^est

absorbée _par une couche d’épaisseur donnée 1 d’une substance. Ils se

limitent au cas où le produit ^nx de l’indice de réfraction n par le coefficient d’extinction x est petit par rapport ^{à l’unité.} D’après ^la

théorie de Drude, ^{dans le cas} d’une bande d’absorption isolée,

d’intensité _moyenne, correspondant ^{à la} fréquence Vo ^{et à un nombre}

N d’électrons par ^unité de volume, ^{et à} l’intérieur de laquelle ^l’in-

dice de réfraction varie peu, le produit ^{nx est} donné par la formule :

no étant l’indice de réfraction au voisinage ^{de vo,} p étant égal ^à

e 9. 47rN - et v’ représentant ^le coefficient d’amortissement.

m

’

Cela posé, pour le calcul qu’ils ^{ont en vue, les auteurs} distinguent

76

deux ^sortes d’absorption sélective : l’absorption d’ensemble (Ge- samtabsorption schleelîtin), quand ^{la source lumineuse est une} petite portion ^de spectre continu; l’absorption par raies (Linienccb- sorption), quand ^{la source lumineuse est une raie} spectrale, émise par

un corps identique ^au corps absorbant.

i° Pour calculer rabsorption d’ensemble, ils admettent que, si Eadv ^est l’intensité d’un faisceau incident de rayons parallèles, ^l’in-

tensité du faisceau transmis Eddv sera, d’après la loi de Biot-Lam- bert, donnée par l’expression :

et par ^{suite :}

Si Ea ^{est constant} dans l’intervalle des fréquences que l’on consi-

dère, l’absorption ^{A sera} donnée par l’intégrale :

où l’on fait _~. ⁼ _vl - v et v. fil- ^{v -} wo ^dans l’intervalle considéré.

En intégrant,on obtient d’une façon générale :

J. ^et J, ^étant les fonctions de Bessel d’ordre zéro et d’un ordre _un, ,b la fonction des _erreurs, et r étant mis pour Pl

= or

la fonction des _erreurs, et r étant mis pour " 20132013; === -’

Les deux derniers termes de la parenthèse ^sont négligeables ^en première approximation. Il résulte de là que l’on ^{a :}

pour les valeurs de ^r plus petites que 1 ;

pour ^r de l’ordre de 1 ;

pour les valeurs ^{de r} plus grandes, ^mais telles que ¹

77 On arrive ainsi pour l’absorption d’ensemble aux conclusions sui- vantes : 1° elle est inversement proportionnelle ^{à la} largeur repré-

s entée par 2i de la portion ^de spectre ^continu qui ^{sert de source} lumineuse ; ^2° quand ^{r est} petit, c’est-à-dire quand ^{le nombre des}

centres absorbants est petit, ^{elle est} proportionnelle ^{au nombre de}

ces centres et indépendante du coefficient d’amortissement v’ ;

3° quand le nombre des centres absorbants augmente, ^{elle est en} première approximation proportionnelle ^à la racine carrée du pro- duit de ^ce nombre des centres par le coefficient d’amortissement.

2° Pour calculer l’absorption par raies, ^{il faut se donner la distri-}

bution de l’intensité à l’intérieur de la raie qui ^{sert de source lumi-}

neuse, c’est-à-dire la fonction Ea ( v). Ladenburg ^{et Reiche} posent :

~ étant considéré comme constant dans l’intervalle étudié.

De cette sorte l’intégrale qui ^donne l’absorption ^{AL est :}

L’intégrale Q’ qui figure ^au numérateur de cette expression ^a pour valeur :

Celle qui figure ^au dénominateur a déjà ^été rencontrée à propos de

l’absorption d’ensemble. En ne conservant dans ^ces dieux intégrales

que le premier terme, ^{on a en} première approximation :

78

On voit ainsi _{que l’on} a :

~

AL ==: Opour ^{les très} petites valeurs de ^r (r 1) ;

AL ::Z:r 2 =~ ~2013-201320132013, pour les valeurs moyennes de r ; AL ZZ 2 ~2 - 0,585-,5 pour les grandes valeurs de r.

Il résulte de cette dernière conclusion _que si deux couches d’une même substance émettant une même raie d’intensité i sont placées

l’une derrière l’autre, ^le rapport de l’intensité i’ de la raie donnée par l’ensemble des deux couches à l’intensité i :

aura pour limite, pour r ^très grand, la valeur V2. Ces résultats

s’appliquent aussi si dans l’intervalle considéré, ^{on a} plusieurs ^raies

assez séparées pour qu’il n’y ait pas d’influence entre les courbes

d’absorptions correspondantes.

3° Si l’on admet, ^comme l’ont fait Ladenburg ^et Reiche, qu’à ^l’in-

térieur d’une raie la distribution de l’intensité est proportionnelle ^{à la}

distribution de l’absorption, ^on obtient, pourl’énergie ^{totale contenue}

dans une raie, l’expression ^{E = et l’on retrouve} pour les rela- tions entre E et le nombre des centres actifs d’une part ^et le coeffi- cient d’amortissement d’autre part les conclusions qui ^{ont été .}

données à propos de l’absorption d’ensemble.

II. Dans la deuxième partie, les résultats de la théorie sont com-

parés ^{avec les} résultats des expériences, ^{et en} particulier ^{de celles}

de Gouy.

10 Les expériences ^de Gouy ^sur les flammes des sels de sodium j,

montrent, ^comme l’indique ^la théorie, que le rapport Z 2 ^{tend vers}

une limite égale ^à B/2 quand ^{on fait croître} la densité de la vapeur.

L’ensemble des valeurs obtenues il

pour 7 t ^par le calcul et par l’expé-

rience pour des valeurs différentes ^de la densité présente ^{un accord} satisfaisant, d’autant meilleur que dans le calcul ^on pousse plus ^loin l’approximation. ^Les expériences ^de Gouy confirment aussi le rap-

port établi par la théorie ^entre l’énergie E d’une raie spectrale ^{et la}

79

ï7 FT

densité de la vapeur. Le ^P rapport E ^PP _il ^{varie de 1 à 31, tandis} que ^q _A

reste constant quand ^on fait croître la densité ;

2" La formule donnée _par lord Rayleigh pour la distribution de l’intensité à l’intérieur d’une raie spectrale ^{ne semble au contraire}

pas représenter exactement les phénomènes observés par M. Gouy.

J. STARK. - Discussion sur le système des séries du mercure : remarques

sur les explications ^de M. Paschen. - P. 238-240.

L’auteur maintient que les raies du mercure 2536 ^{et 4078} n’ap- partiennent pas ^à la même série. En effet :

1° Elles ne donnent pas le ^même effet Doppler dans les rayons-- canaux : 4 078 est due à un atome-ion positif tri valent, 2536 ^{à l’atome} neutre;

2° L’identité de la décomposition magnétique ^{de 4078 et de 2 536-}

n’est pas établie ^{et ne} suffirait d’ailleurs pas ^à prouver que ^ces raies

appartiennent ^{à la même série.}

Stark ajoute que, d’après les variations de leurs intensités, ^{les raies}

~ ~0$ et 4078, rangées par Paschen dans des séries différentes,

doivent appartenir ^{à un même} système ^{de séries.}

J. STARK, ^G. WENDT, ^H. KIRSGHBAUM et R. KUNZER. - Raies monovalentes et raies polyvalentes ^des spectres ^de l’aluminium, ^de l’argon ^{et du mercure}

dans les rayons-canaux. - P. 241-302.

I. 41u,»iinium.

L’aluminium peut donner dans les rayons-canaux des atomes-ions positifs monovalents, ^{divalents et} trivalents. Ces diffé- rents atomes-ions produisent ^des spectres de raies différents.

Les raies À 3 961,7 ^et 3944,2, qui ^{sont les deux} composantes ^de- rang ^{m =} 1,5 de la deuxième série secondaire de Al, ^{sont dues à}

l’atome-ion monovalent.

La raie non sériée ~ 4663,5 ^{est une raie divalente.}

Les raies non sériées ~ 4529,7, I~~i3,0 ^et 4 480,0 ^sont trivalentes.

II. Argon. - ^{Les raies du} spectre rouge ^de l’argon ^{sont dues à}

l’atome-ion positif monovalent.

Dans la région ^{visible, les raies du} spectre ^{bleu sont} pour la

plupart des raies divalentes; quelques-unes ^sont trivalentes. Ces~

80

dernières sont celles qui apparaissent élargies ^{dans le} spectre ^blanc

de Eder et Valenta.

III. Mercure.

Les raies À 2847 et 222.1, que Stark considère, -d’après Rydberg, ^{comme les} composantes ^{de même} rang d’une deuxième série secondaire double, ^{sont dues à} l’atome-ion positif

monovalent.

Les raies des deux séries secondaires triples ^sont données par l’atome-ion positif ^divalent.

Les raies À 4916, .4 339, 4 347, ⁴ 109 et 4 078 appartiennent ^àl’atome-

ion positif ^trivalent.

Les raies h £ 79î, h 707, ^{4486 et} 4398, qui ^sont données par la lueur négative ^{des tubes de Geissler,} proviennent d’atomes-ions

positifs tétravalents.

.

La raie A 2536,7, que Stark considère ^comme le premier ^terme

d’une série de raies simples dont la raie X 1849 serait le second ,terme, ^{est émise} vraisemblablement par l’atome ^{neutre du mercure.}

Dans tous les ^cas considérés ici, il existe un équilibre ^{mobile entre}

les atomes-ions de valence différente. Plus la chute cathodique ^est forte, plus grandeest laproportion des atomes-ions de valence supé-

rieure. L’existence de cet équilibre mobile rend difficile l’attribution des raies à un atome-ion de valence déterminée.

E. ZSCHIMMER et H. sCHULZ. - La biréfringence ^{des verres} d’optique

en fonction de leur composition chimique et de leur forme. - P. 345-396.

La question ^de l’homogénéité ^{des verres} d’optique ^{est de la} plus

;haute importance ^au point ^{de vue} de la construction des objectifs ^de grandes dimensions. Les auteurs de ce mémoire, ^{dont une} partie ^a déjà ^été publiée]sous ^{une forme} XIII, 1912, p. 1017),

ont étudié systématiquement ^les biréfringences ^{des verres} plus ^ou

moins fortement trempés. ^{La masse de verre} étudiée était placée

-entre deux nicols sur le trajet d’un faisceau de lumière parallèle ^et

,

monochromatique. ^La biréfringence ^{était mesurée au} moyen d’un

compensateur ^de Babinet associé à un biprisme ^{de Lummer.} L’ap- pareil ^{de Lummer est} constitué par ^un système ^{de deux} prismes ^à

réflexion totale, ^{dont les faces} hypoténuses ^{sont en} regard ^{et sépa-}

trées par ^une couche d’air de £ de millimètre environ. En faisant 1000

tomber un faisceau lumineux ^sur l’une des faces rectangles, ^on

81 obtient pour la lumière réfléchie et pour la lumière transmise ^un

phénomène d’interférences. Le phénomène d’interférences obtenu dans la lumière réfléchie ^est caractérisé par ^un système ^de franges

noires fines, ^entre lesquelles ^{on obtient encore un autre minimum}

d’intensité quand la lumière incidente est polarisée rectilignement.

Ce second système ^de franges appelées franges de redoublement

Verdopplîtngstreilen) ^se déplace par rapport ^au premier quand ^la polarisation de la lumière incidente devient elliptique, ^{et ce} déplace-

ment, qui croît très rapidement ^avec l’ellipticité, quand l’ellipticité

est petite, peut ^{servir à la mesurer.} D’ailleurs ces franges ^{ne sont}

pas déplacées par ^une rotation du plan ^de polarisation ^{et ne s’éva-}

nouissent pas ^même pour des variations très sensibles de ^la biré-

fringence ^à l’intérieur de la section de la masse de verre étudiée.

C’est ce dernier fait qui ^{a déterminé} l’emploi ^{de ce} dispositif.

Voici les résultats obtenus :

Il ⁰ Variations de la biréfringence ^{avec la} température T à partir ^de laquelle ^se produit ^la trempe. - ^On peut considérer que la biréfrin- gence d’une ^{masse de verre} donne la mesure de la pression ^{ou tension}

intérieure produite par suite du ref’roidissement. Ils ^{ont trouvé} que, pour les températures notablement inférieures à la température ^de

ralTIollissem3nt du _verre, la rolation entre l’ et s est donn~e par la relation :

ou 1"0 représente ^la température ^de ramollissement du verre, so la valeur minimum de la tension et C une constante. Quand ^la tempé-

rature de trempe ^{est voisine de T,,} la tension s est à peu près ^indé-

pendante ^{de la} température.

2’ Variations de _T,, 80 ^et C avec la c01npo8ition chionique.

^Les

verres étudiés sont des verres au plomb. ^La température To semble décroître légèrement quand ^{augmente la} proportion ^{de PbO. Les}

constantes s~ ^et C augmentent ^d’abord rapidement ^{avec la} pro-

portion ^de PbO, passent par ^un maximum quand la propor- tion de PbO est de 40 à 60 0/0, pour décroître à nouveau pour des proportions ^de plomb yplus considérables. L’extrapolation ^des

courbes obtenues donne _pour une proportion ^{de Pb()} égale ^{à 16} 0/0

une valeur nulle à la fois _{pour 80} et C, ^{de sorte} qu’un ^{verre de cette} composition ^ne présenterait pour la lumière monochromatique ^con-

sidérée À aucune biréfringence, quel que soit le mode de re-

J. de Phys., Je ^{série, t. IV.} (Janvier 1914.) ⁶

82

froidissement. Si on prolonge ^{les courbes au delà de leur} point ^de croisement, la courbe des

_so, qui ^se trouvait au-dessus de la courbe des C, qui correspondait ^{à une} biréfringence négative, ^se

trouvera maintenant au-dessous, ^ce qui ^{donne une} biréfringence négative. ^{Les mesures faites} sur un verre contenant 90 0/0 ^{de PbO}

confirment cette conclusion. Il est très remarquable d’ailleurs que la proportion ⁷⁶ 0/0 ^{soit la même} que ^celle que Pockels avait trouvée pour ^{un verre} qui ^ne deviendrait pas réfringent ^sous l’influence d’une action mécanique.

3° 1/ ariations de la biréfringence ^avec l’orientation.

Dans un

échantillon de ^verre coloré par du sulfure de cadmiuin, ^{taillé en}

forme de prisme ^{à base carrée, la} biréfringence ^{était la même dans}

les angles opposés ^{de cette base et} différente dans les angles adja-

cents. L’orientation des particules ^de la matière colorante explique peut-être ^ce phénomène.

° Variations de la biré fringenee ^{avec le à la}

ordinaires.

Quand ^la biréfringence ^est grande, elle décroît lente-

ment avec le temps. ^{Pour le verre} 0.118, ^une différence des indices de réfraction originairement égale ^{à 24,6 . 10-6 a} diminué de 3,2

en un mois environ. Quand ^la biréfringence ^{initiale est} faible, ^elle

s’accroît au contraire avec le temps ; pour ^{le même verre et une} dif- férentielle initiale d’indices égale ^à 0,22 ~10-~, l’accroissement est de 0,10 dans le même intervalle de temps.

5" Variations avec la forme. - ^En comparant divers échantillons de verre, taillés ^en forme de prismes ^{de même base et} dont la lon- gueur ^varie de 4 à 21 millimètres, ^{on trouve} que la biréfringencc

croît d’abord avec la longueur ^{suivant une loi linéaire,} puis ^un peu

°

moins vite que d’après ^{une telle loi. ,}

G. SZlVESSY. - Théorie du compensateur ^à pénombre

de Babinet-Soleil.

P. 555-568.

L’auteur décrit ^un dispositif ^de compensateur ^à pénombre ^dont

les éléments essentiels ^{sont : 1 ° nn} compensateur ^de Babinet-Soleil constitué, ^{comme l’on} sait, par deux lames de quartz d’égale épais-

seur taillés parallèlement ^à l’axe, ^{dont la} deuxième, ^{sciée de manière}

à former deux coins, ^{a ses sections} principales respectivement per-

pendiculaires ^{à celles de la} première; ^{~° un} système ^{de deux lames}

de quartz d’égale épaisseur ^taillées parallèlement ^{à l’axe et dont}

83 chacune a été partagée ^en deux moitiés qui ^{ont été recollées avec}

leurs sections principales croisées ; les sections principales ^{des moi-}

tiés en contact dans les deux lames superposées ^sont croisées et, ^une fois cette disposition obtenue, ^la deuxième lame a été sciée de manière à former deux coins, ^dont les arêtes sont respectivement perpendiculaires ^à celles des coins du compensateur.

Le champ d’observation est ainsi divisé en deux moitiés. L’auteur calicule pour chacune ^{de ces} moitiés du champ ^{l’azimut de l’axe} prin- cipal ^{et les} grandeurs ^{des axes de} l’ellipse de vibrations de la .lumière qui ^{a traversé ce} système ^{de lames, pour le cas d’une onde} plane polarisée elliptiquement ^et d’une incidence normale. Il trouve que l’égalité d’éclairement des deux mo itiés du champ ^{est obtenue,} ,quand ^{on observe avec un nicol} analyseur, ^toutes les fois que la lumière sort du compensateur polarisée rectilignement. ^{Si l’on} désigne par d, ^et d~, ^les épaisseurs respectives ^{de la lame fixe et de}

la lame en coins dans le compensateur, ^{o et e} les vitesses de propa-

gations respectives ^{de l’onde ordinaire et} de l’onde extraordinaire dans le quartz, ^{et si l’on} pose :

,eette conditioo est réalisée quand :

a2 étant un nombre entier et 5 la différence de phase ^{de ces deux com-} posantes de la vibration elliptique incidente. Ceci arrive donc pour.

deux systèmes ^de positions relatives des coins du compensateur, correspondant respectivement ^{aux valeurs} paires ^et impaires ^{de net}

à deux valeurs différentes de l’intensité. Dans la pratique, ^{on choisit le} système ^pour lequel l’éclairement du champ ^{est le} plus ^{faible. La}

sensibilité de l’appareil ^{est alors} plus grande, ^et les meilleures condi- tions sont obtenues quand ^{l’azimut afl de} l’analyseur correspondant

à l’égalité d’éclairement est :

b et a étant les amplitudes ^{maxima des} composantes de la vibration

elliptique incidente, ^et qu’en ^même temps ^la différence relative de-

84

phases ^CPo produite ^{dans ces} conditions par le système ^à pénombre

est aussi voisine que possible ^d’un multiple ^{entier de x. On a auss i}

deux systèmes de valeurs de ₉₀ correspondant ^aux multiples pairs

ou impairs ^{de ~. On doit} prendre pour po ^les multiples ^{de même}

parité que pour e

^~. F. CROZE.

GEORGE JAFFÉ. - Théorie de l’ionisation en colonnes. - P. 303-344.

Pour expliquer ^certains phénomènes observés par Brag g ^{et Klee-}

mann dans l’ionisation des gaz par les rayons «, Langevin ^{a émis} l’hypothèse que les ions ^{ne sont} pas, ^au début, répartis également

dans tout le volume gazeux, mais ^sont rassemblés sur le parcours

rectiligne ^des particules ^a. Cette théorie s’applique ^aux phénomènes

observés _par Moulin et à l’ionisation d’un diélectrique liquide ^étu-

diée par l’auteur.

G. J a ffé développe la théorie de ^ce phénomène ^{en tenant} compte

de la diffusion et de la recombinaison des ions, dans le cas où le

champ ^est parallèle, perpendiculaire ^{ou dans une direction} quel-

conque par rapport ^à la colonne. Les courbes de saturation théo-

riques ^et expérimentales concordent dans le cas : 1° des gaz ^à la

pression ^{normale ionisés} par les rayons ^{« ; 2°} des gaz ^à pression

élevée ionisés par les rayons ~ ; ^3° de l’hexane ionisé par les rayons

ce ou ~.

Les modifications de la courbe de saturation sous l’influence des variations de pression, de densité d’ionisation et de température ^sont

en concordance quantitative ^avec la théorie.

M. LAUE. - Photographies ^de symétrie ternaire dans l’interférence des rayons de Rôntgen. - P. 397-414.

Ce travail montre que les rayons considérés ^ont des longueurs

d’onde formant deux séries, ^{les unes} multiples ^{de 4,75 les}

autres ‘de 4,9~ . ^10-3a (c~ ^{= constante du} réseau). ^{C’est là une sorte}

de loi spectrale valable aussi bien pour le spath ^et le diamant que pour la blende.

Pour faciliter le calcul, l’auteur assimile le réseau cubique ^{à un}

réseau hexagonal hémiédrique dont les deux axes sont dans ^un

rapport particulier. ^{P. JOB.}

85

JoHAKN KERN. - Induction dans les cylindres oscillants.

P. 461-484.

Un cylindre conducteur mobile autour de son axe oscille dans un

champ magnétique ^{d’un mouvement amorti} suivant la formule :

DA étant l’amortissement dû à l’air et DR l’amortissement dû aux cou- rants induits par le champ ^{dans le} cylindre métallique.

L’auteur cherche à calculer une valeur approchée ^{de DH en} suppo- sant que le champ magnétique ^dans lequel oscille le cylindre ^reste

constant en dépit ^{des courants induits.}

Il obtient la relation :

n T7:1 / ’1 ’-

~ étant la densité du métal du cylindre, ^{ci sa} conductivité exprimée

d ans le système ^{d’unités de} Lorenz, ^c la vitesse de la lumière, A ^la

demi-hauteur du cylindre, a ^son rayon ^et f h ^{a une fonction de la}

forme :

Wn ^étant la racine d’ordre n de la fonction de Bessel J~ (W).

En général il suffit de limiter la série aux deux premiers ^termes.

Dans le cas d’un cylindre ^de longueur ^{g infinie, la} fonction f h ^{a a, est}

égale ^{à 1 et est} nulle pour ^une plaque ^mince.

L’auteur ^a fait quelques expériences pour vérifier ^cette formule, qui peut ^être utilisée pour la ^mesure des résistivités ou l’étude de la variation de ces résistivités en fonction de la température.

R. JOUAUST.