Études calorimétriques aux températures extrêmement basses

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Études calorimétriques aux températures extrêmement

basses

W.H. Keesom

To cite this version:

ÉTUDES

CALORIMÉTRIQUES

AUX

TEMPÉRATURES EXTRÊMEMENT

BASSES

_(*),

Par W. H. KEESOM.

Sommaire 2014 L’auteur donne un _{bref aperçu des résultats des études} calorimétriques aux

tem-pératures obtenues avec l’hélium _liquide en se bornant aux recherches effectuées dernièrement au

laboratoire de _Leyde. Il décrit la méthode et donne _quelques détails sur le thermomètre à résistance utilisé.

La chaleur _spécifique de certains métaux _{(argent, zinc)} montre une particularité aux _{températures}

extrêmement basses à _partir de 4 à 5° K. Elle dépasse la valeur qu’on devrait attendre si la loi de _Debye restait valable. Des _{expériences spéciales} ont démontré que cet effet est bien réel. L’hypothèse est

men-tionnée _{qu’aux températures} les _plus basses la _{capacité calorifique} des électrons libres ou _quasi-libres

entre en ligne de _compte.

La chaleur _spécifique des métaux supraconducteurs subit une discontinuité au point de transition de l’état _{supraconducteur} à l’état non-supraconducteur. On vérifie une _{équation. déduite par M. Rutgers,} et

qui relie cette discontinuité et la variation du _{champ magnétique} seuil avec la _{température.} Comme cette

équation suppose que la transition de l’état _{supraconducteur} à l’état _{non-supraconducteur} est réversible,

on en tire la conclusion que cette supposition est valable.

M. Kok et l’auteur ont mesuré pour le thallium la chaleur latente qui est liée à la transition de l’état

supraconducteur à l’état non-supraconducteur, si cette transition a lieu dans un champ magnétique. Les résultats vérifient encore _{l’hypothèse} de la réversibilité de cette transition. Les _divergences constatées dans certains cas _{s’expliquent par le fait que dans} ces cas, ce _{n’était pas la totalité du bloc expérimental qui}

avait subi la transition.

L’auteur donne ensuite un _{aperçu des résultats acquis} concernant _{l’équation calorifique} de l’hélium liquide, et qui ont été résumés dans un diagramme entropie-température dressé par Mlle Keesom et l’auteur. Ce diagramme montre clairement les particularités qui sont la conséquence du fait que la transition de l’hélium _liquide I en hélium _liquide II est une transition de deuxième _ordre, c’est-à-dire une transition sans

chaleur latente ni discontinuité de _densité, mais avec des discontinuités de la chaleur _spécifique, de la compressibilité, du coefficient de dilatation _thermique, du coefficient de _pression.

Enfin l’auteur discute une _{méthode pour fixer l’échelle thermométrique} au-dessous de _{0,9° K,} en

com-binant des _expériences de démagnétisation adiabatique avec des mesures _{calorimétriques.}

1. Introduction. -

_{L’exploration}

du domaine des

propriétés calorimétriques

des corps a été commencée

dans le laboratoire

_{cryogène de Leyde en}

1912

_environ,

d’abord par une étude des chaleurs de

_vaporisation

de

l’oxygène

et de

_{l’hydrogène,}

suivie ensuite d’une

re-cherche sur les chaleurs

_spécifiques

de certains mé-taux.

On savait

_{déjà, d’après}

les résultats des

_premières

expériences

de Behn

_(~),

ainsi que de

Dewar (2)

et,

en

particulier

des recherches de Nernst et ses élèves

_(3),

que la chaleur

spécifique

décroît d’une

façon

très nette

lorsqu’on

abaisse la

_{température.}

Einstein

_1’)

avait donné une

_explication

de ce

_phénomène

en

_partant

de la

_conception

de Planck des

_quanta

_{d’énergie;}

un _peu

plus

tard,

Debye

(5)

a donné à la théorie des chaleurs

spécifiques

des corps solides élémentaires une

_forme,

qui

est

_{aujourd’hui}

encore universellement

_acceptée

comme la base de la théorie du mouvement

_thermique

des constituants d’un réseau cristallin.

On

_pouvait,

dès

_lors,

_prévoir

_{que des recherches}

ca-lorimétriques

aux basses

_{températures}

_pourraient

mettre à

_jour

des faits d’une

_importance

fondamentale

pour notre connaissance des

propriétés

du réseau

ato-mique

des corps

solides,

ainsi que de la structure des

liquides

pour autant

qu’il

en existe encore aux basses

températures.

Au cours des dernières années on est arrivé à

recon-naître que de telles recherches sont

susceptibles

égale-ment de fournir des

_{renseignements précieux}

sur

ce

qui

se _{passe à l’intérieur des}

_atomes,

notamment

en ce

_qui

concerne des

_phénomènes

dans

_lesquels

des passages d’un niveau

d’énergie

à un autre inter-viennent.

Je me _{propose de} vous donner ici un bref aperçu

de certains résultats

_obtenus,

en me bornant aux

re-cherches effectuées dernièrement au laboratoire de

Leyde.

~?. Méthode. - En suivant la méthode élaborée par Nernst et Eucken

_(6),

on

_apporte

à une masse déter-minée de la substance

étudiée,

thermiquement

isolée aussi

_{complètement}

_que

_possible,

une

_quantité

nue

_{d’énergie,}

à l’aide d’un courant

_électrique

et l’on

mesure l’accroissement de la

_{température qui}

en ré-sulte.

La

_figure

1

_représente

le

_dispositif

_{expérimental}

et montre clairement le bloc du métal à examiner. Dans

un trou

_ménagé

dans le bloc on a vissé un « _noyau o,

figure

2,

qui

contient le fil à résistance servant au

chauffage,

et un ou deux thermomètres à résistance

pour la mesure de l’accroissement de

_{température.}

Fig. 1. -7

Dispositif expérimental

pour mesurer la chaleur

spé-cifique

d’un métal.

Fig. 2. -

Noyau contenant le fil à résistance servant au

chauffage, et deux thermo-mètres à résistance.

Pour éviter que la résistance ne subisse des

change-ments à cause de déformations dues aux fortes

varia-tions de

_{température,}

lors du _{refroidissement du}

sys-tème,

les thermomètres à

résistance,

au lieu d’être soudés au

_bloc,

sont

_suspendus

dans une

_atmosphère

d’hélium.

_{L’expérience}

montre que néanmoins le ther-momètre suit immédiatement la

température

du bloc. Il va de soi

_qu’on

mesure

_séparément

la

_capacité

calo-rifique

du noyau.

Pour isoler

_{thermiquement}

le bloc

_{calorimétrique}

celui-ci est

_suspendu

dans un _espace

_{qui peut}

être

_porté

à un vide élevé au _{moyen d’une pompe de}

_grande

ca-pacité.

Afin de

_pouvoir

refroidir le bloc il est néces-saire d’admettre dans cet _espace une

_{petite quantité}

d’hélium gazeux

qui

doit être enlevée par la pompe avant de commencer

_{l’expérience}

_{calorimétrique.}

A cause de certains doutes sur

_lesquels

_je

reviendrai,

nous avons élaboré l’année dernière une méthode de refroidissement

_qui

_{évite l’admission de gaz dans} l’es-pace isolant.

Toutefois,

la réalisation

d’un~isolement

_thermique

suffisant

_comporte

certaines difficultés par suite du fait que les

capacités

calorifiques

deviennent très fai-bles aux

_{températures}

extrêmement basses. Nous avons, M. Kok et moi

_(Î),

établi une méthode

_permettant

de calculer la

_capacité

_calorifique

à

_partir

des indications du thermomètre dans les cas où l’isolement

_thermique

n’est pas

complet.

Je n’entrerai pas ici dans les détails de cette méthode.

J’ajoute quelques

mots concernant les thermomètres à résistance utilisés. Les thermomètres de

_platine

ou à fil d’or ordinairement

_employés

ne

_peuvent

_{pas servir} aux

_{températures}

de l’hélium

_liquide,

parce que leur résistance y devient

_pratiquement

constante. Le ther-momètre de

_plomb

_{n’est pas utilisable} non

_plus,

_parce

que ce métal devient

_{supraconducteur.}

Le

constantan,

au

_contraire,

est un métal

_approprié,

mais en dessous de 7°K il est

_suipassé

en _{sensibilité par le bronze}

phos-phoreux,

qui

malheureusement ne convient pas

au-dessus de cette

_{température,}

_{parce que} sa courbe de

résistance y devient horizontale.

La

_figure

3 donne la courbe des résistances d’un

échantillon de ce

_métal,

_jusqu’à

la

_température

Fig. 3. - Résistance

électrique du bronze _phosphoreux.

Mais le thermomètre à bronze

_phosphoreux

_présente

également

un

défaut,

c’est que la chute de la résistance

deviennent

_{supraconducteurs}

au-dessous de et donnent lieu à la diminution de la résistance.

_Or,

ceci

implique

que la résistance

dépend

de l’intensité du courant de mesure et en

outre,

ce

_qui

est

_plus

_grave,

Fig. 4. - Résistance

électrique du cérium

qu’elle

dépend

du

_{champ magnétique appliqué.}

Cette

dernière circonstance constitue un _grave inconvénient dans les cas où des courants

_persistants

_peuvent

se

former. En

_effet,

on est alors

_plus

ou moins incertain

quant

à

l’intensité

du

_champ

_magnétique

dans

_lequel

se trouve le thermomètre à résistance. On

_{souhaiterait,}

pour ce cas,

pouvoir

disposer

d’un thermomètre

indé-pendant

du

_champ

_magnétique.

Tout récemment nous avons _{trouvé que le cérium}

_possède

une résistance

qui

varie encore notablement aux

_{températures}

de l’hélium

liquide,

mais

_qui

ne

_dépend

d’une manière sensible ni du courant de mesure, ni du

_{champ magnétique.}

La

figure 4

donne la résistance de ce métal en fonction de la

_{température.}

On y relève une

_légère

déviation aux

environs de

1,15°K

due

_probablement

à une

_légère

contamination d’aluminium.

Malheureusement,

le cé-rium est

_{un métal peu}

maniable et facilement

_oxydable;

il est assez difficile de s’en procurer un fil d’une

épais-seur suffisamment réduite pour

_pouvoir

servir à l’éta-blissement d’une résistance

_convenable;

en

_outre,

on _{y attache difficilement les fils nécessaires pour la}

mesure de la résistance.

Toutefois,

ce sont des diffi-cultés d’ordre

expérimental qu’on

peut

espérer

sur-monter.

Voici, figure

5,

encore un autre

_métal,

le

magné-sium,

dont la résistance varie^d’une

façon

très nette aux

températures

de l’hélium

_liquides.

On _remarquera,

fait très

curieux,

que la résistance s’élève

lorsqu’on

abaisse la

_{température.}

Le

_{magnésium pourrait}

donc

également

donner un thermomètre assez sensible.

Nous n’avons pas encore examiné si la résistance

dépend

du courant de mesure, ou du

_champ

magné-tique a

~

,

Fig. 5. - Résistance

électrique du _magnésium.

3. Chaleur

_spécifique

des métaux. - Les .mé-taux suivent en

_général

avec une très bonne

approxi-mation la loi de

_Debye,

_qui

_{pour les}

_{températures}

très basses

_peut

être écrite :

où [3

est une

_constantes

la

_température

_{caractéristique}

dite de

_Debye,

c la chaleur

_atomique.

Certains écarts

faibles,

que

je passerai

sous

silence,

ont été constatés. Mais une

_{particularité}

intéressante

La

_figure

6

_donne,

_pour divers

_métaux,

les valeurs de

a,

calculées à

_partir

des valeurs mesurées de la

chaleur

_atomique,

en

_supposant

la loi de

_Debye

va-lable. En

réalité,

ce sont des courbes

_qui

donnent t

i

Fig. 6. - Valeurs de 0 ==

Tc 3

en fonction de la _{température.}

1

Tic 3

en fonction de la

_{température.}

Si la loi de

_Debye

est

valable,

on obtient une droite horizontale. On voit que pour certains

métaux,

la courbe

présente

une

pente

très inclinée aux

_{températures}

les

_plus

basses. La

_figure

7 montre ce

_phénomène

d’une manière très évidente pour

l’argent.

Ce résultat est tout à fait

_frappant,

on

_pourrait

même

dire embarrassant. En

effet,

on était

_disposé

à admettre

que c’est

précisément

aux

_{températures}

les

_plus

basses que la théorie de

Debye

devrait le mieux

_correspondre

à la réalité. Il était donc naturel de se demander si les résultats obtenus ne

_pourraient

_{pas avoir été faussés}

par

quelque

erreur

_{expérimentale.}

Or,

on

_peut

exclure la

_possibilité

d’une erreur

gros-sière dans les mesures ; une seule circonstance était

susceptible

de mettre en doute l’exactitude des résul-tats obtenus. C’était, en

_{l’espèce, l’atmosphère}

d’hélium que nous avons admise

_pendant

le refroidissement

préalable

à

_{l’expérience}

_{calorimétrique.}

On

_peut

sup-poser

qu’une

couche d’hélium est adsorbée sur le

_métal,

et il ne _{serait pas}

_impossible

_que cette

_couche,

en se

désorbant de la surface du

_métal,

absorbe une

_quantité

de chaleur suffisante pour donner

l’apparence

d’une chaleur

_spécifique

accrue. Je me réfère à une

publica-tion antérieure

_(1),

pour les

arguments

qu’on

peut

citer

en faveur de la thèse

_qu’il

n’en est _{pas ainsi.}

Toutefois,

nous avons

_jugé

_prudent

de

_procéder

à des

_expériences

spéciales

pour examiner ce

_point

de

_plus

_près.

En

_premier

lieu,

nous avons effectué une série

d’ex-i

Fig. ’~. - Valeur de 8 =

Tc -:3

pour l’argent.

périences

calorimétriques

sur un bloc, de zinc avec un

rapport

surface : masse

_{plus grand.}

Nous avons

cons-taté

_qu’en

effet la

_capacité

_calorifique

_{par unité de}

masse mesurée dans ces conditions était

_légèrement

plus

élevée. La chaleur de

_désorption

est donc

mesu-rable. D’autre

_part,

elle se montre

_trop

_petite

_pour

expliquer

l’effet dont il

_s’agit.

refroidissement du bloc ne nécessitant _pas

l’interven-tion d’une

_atmosphère

_{d’hélium gazeux. La}

_figure

8 montre le

_{dispositif imaginé.}

Le bloc

_métallique

est

suspendu

dans

_l’espace

évacué à l’aide d’une

_{tige A,}

de sorte

_{qu’on peut}

le faire descendre assez _{bas pour}

qu’il

vienne se _poser sur le cône

_d’argent

B

soigneu-sement

_poli

_{faisant corps} avec le

_récipient.

La

_pression

que le bloc par son _propre

_poids

exerce sur le

cône,

permet

de réaliser une conduction de chaleur suffisante

pour le refroidissement.

Toutefois,

avec cette

_méthode,

cinq

heures sont _{nécessaires pour atteindre la}

tempé-rature de

_{l’hydrogène liquide.}

A

_partir

de cette

tempé-rature, le refroidissement a lieu suivant une allure

_plus

rapide (15 minutes)

à cause _{de la faible valeur de la}

capa-Fig. 8. - Dispositif

pour refroidissement par contact. cité

_calorifique

à ces

_{températures}

extrêmement basses.

Or,

les résultats obtenus dans ces _{conditions pour}

l’argent,

ont

_{complètement}

confirmé nos résultats

an-térieurs,

de sorte que les

expériences

oous

_obligent

à considérer les écarts par

rapport

à la loi de

_Debye

aux

_{températures}

les

_plus

basses comme réels.

Lorsqu’on regarde

les courbes

_{représentant}

0 en

fonction de T

_{(fig. 6),}

on est

_frappé

_{par le fait}

_qu’elles

semblent converger vers un même

_point

aux

tempéra-tures les

_plus

basses. Si ce fait se

_confirme,

il

signi-fiera que la chaleur

atomique

s’approche

d’une valeur

qui

ePt

_{indépendante}

de la nature du

_métal,

c’est-à-dire

qui

n’est pas déterminée par le

poids

atomique

et les

forces

_{interatomiques,}

comme c’est le cas _{pour la}

cha-leur

_atomique

aux

_{températures plus}

élevées.

Quant

à la cause de l’écart

_considéré,

il est à

remar-quer que

l’explication

donnée par M. Simon

(l)

pour certains

_types

d’écarts à la loi de

_Debye,

savoir un

passage

quantique

d’un niveau

_d’énergie

à un autre peu

différent,

n’est pas

applicable

au

_phénomène

en

question.

En

_effet,

l’effet est

_beaucoup

_plus

_{faible que} celui

_{correspondant}

à la théorie de Simon. On serait forcé de supposer que seulement une

_petite

fraction

des atomes subissent cette

_transition,

ce

_qui

est diffi-cile à admettre.

On a émis

_{l’hypothèse}

_{qu’aux températures}

les

_plus

basses,

la

_capacité

_calorifique

des électrons libres ou

quasi

libres doit entrer en

_ligne

de

_compte,

idée

_qui

semble

_attrayante.

C’est la tâche des théoriciens d’éla-borer la théorie de l’état

_métallique,

dé- sorte

_qu’une

vérification

_quantitative

de ce

_point

soit

_possible.

Du

point

de vue

_{expérimental,}

il sera

_important

de mesu-rer la chaleur

_spécifique

de substances non

conduc-trices à ces

_{températures}

très basses.

4. Chaleur

_spécifique

de métaux

supracon-ducteurs. -

Que

le

_degré

de conductibilité d’un métal ait une certaine influence sur sa

_capacité

calori-fique

semble être

_prouvé

_{par la conduite des} supracon-ducteurs. Pour l’étain, M. van den Ende et moi

_(’u)

avons constaté que la chaleur

_spécifique

subit une

variation très

_{brusque, peut}

être une

_{discontinuité,}

au

point

de transition à l’état

_{supraconducteur,}

c’est-à-dire

_{qu’aux températures}

immédiatement au-dessous de ce

_point,

la chaleur

_spécifique

est

_{plus grande}

qu’immédiatement

au-dessus. Avec la collaboration de M.

Kok,

j’ai

pu

apporter

une confirmation de ce

résul-tat

_(1’)

en mesurant les chaleurs

_spécifiques

avec des

chauffages

de l’ordre de

_grandeur

de

0,01

degré.

La

figure

9 donne le résultat ohtenu. La chaleur

_atomique

de l’étain subit une chute de

0,0078

à

0,0054

lorsque

la

tem-pérature,

en

_{s’élevant,}

_{passe par le}

_point

de transition.

Récemment, M.

Kok et moi

_C2)

avons étudié le

thallium.

A ~,36°K,

point

de transition de ce

_métal,

la chaleur

_atomique

tombe de

_0,013~

à

0,0118.

Rutgers

(’ ~)

a obtenu une

_équation

_qui

établit un

rapport

entre la chute de la chaleur

_atomique

et la variation que la

température

de transition à l’état

supraconducteur

subit dans un

_{champ magnétique.}

Le tableau 1 montre

_{jusqu’à quel point}

cette

_équation

se trouve _{vérifiée par les données}

_{expérimentales.}

TABLEAU I. -

Fquation

de

_Rutgers

On voit que l’accord des chiffres calcules avec les valeurs

_{expérimentales}

est très satisfaisant.

Or,

l’éduation

de

_Rutgers

a été établie en

_appliquant

les lois de la

_{thermodynamique}

au _{passage de l’état}

supraconducteur

à l’état

_{non-supraconducteur}

et

vice-versa, en admettant la réversibilité du

_phénomène.

Jusqn’à

ces derniers

_temps,

on _{n’avait pas admis que}

la transition dont il

_s’agit

_pourrait

être réversible.

Fig. 9. - Chaleurs

atomiques de l’étain.

Après

les

_expériences

de Meissner et Ochsenfeld

_(4),

les vues ont

_changé.

En

_effat,

les courants

_persistants,

qui

existent éventuellement dans un métal

supracon-ducteur,

s’éteignent lorsque

ce _{métal passe à l’état}

non-supraconducteur.

Les

_expériences

mentionnées

suggèrent

l’idée formulée par Gorter et Casimir

(1,~),

que,

quand

le métal subit le passage

inverse,

des

cou-rants

_persistants

_peuvent

naître dans le cas où le métal se trouve dans un

_{champ magnétique.}

Cette

manière de voir réduit la difficulté de se

_figurer

_{que le}

passage mentionné soit réversible. Je n’ose pas dire

qu’elle

supprime

la difficulté.

Quoi qu’il

en

_soit,

on

_peut

_{poser la}

_question

suivante. Si le passage que nous considérons a lieu dans un

champ magnétique,

il se

_produit

une certaine

absorp-tion,

ou, si le sens est

_renversé,

un certain

_dégagement

de

chaleur,

que nous

_désignerons

_{par le}

_{symbole r,}

et que nous

_appellerons

la chaleur de transition.

Consi-dérons la variation de

_{l’entropie S}

et examinons si

î-/

11 ou non. Nous

_appellerons

la transitions réver-sible si

_{l’égalité}

existe.

Dans cet ordre

d’idées,

la validité de

_{l’équation}

de

Rutgers

démontre non _{seulement que la transition de}

l’état

_{supraconducteur}

à l’état

_{non-supraconducteur}

est

réversible si elle a lieu dans un

_champ

_magnétique

nul,

mais encore

_qu’il

en est ainsi dans des

_champs

magnétiques

infiniment faibles. Plus

exactement, que

0 pour H --

_0,

si a

_désigne

la différence entre 0 S et

_{r/ 1’.}

M. Kok et moi

₍₁₆₎

avons effectué

_également

des

recherches sur le thallium dans un

_{champ magnétique}

constant. La

_figure

10 donne les résultats d’une série de ces

_{expériences.}

De ces mesures, nous avons _pu

déduire pour un certain intervalle de

_{températures}

la différence entre les chaleurs

_atomiques

du thallium dans le cas où le métal est

_{supraconducteur,}

et dans le

cas où la

_{supraconductibilité}

est

_empêchée

_par un

champ magnétique

La

_{thermodynamique apprend}

_que la différence des variations de

_l’énergie

libre dans cet intervalle de

_{températures,}

_prises

_{pour les deux états} du

_métal,

est

_égale

à

_l’énergie

due au

_champ

magné-tique

dans _{le corps}

_étudié,

_{sous-entendu que la} transi-tion d’un état à l’autre soit réversible. Ceci donne un

moyen pour vérifier cette condition de réversibilité pour des

champs magnétiques

finis. Les résultats

question posée.

Nous avons

_poursuivi

les mesures

jus-qu’à

un

_{champ magnétique}

de 60 gauss.

Je faisais

_déjà

allusion à la chaleur latente de transi-tison de l’état

supraconducteur

à l’état non-supracon-ducteur. Cette chaleur latente avait été

_{déjà l’objet}

d’une discussion au Conseil de

_Physique

_Solvay

de 1924

_(’7).

On

_avait,

sous réserve de la réversibilité de la transition

considérée,

établi une relation entre la valeur de la chaleur latente et la

pente

de la courbe de la valeur seuil du

_champ

_magnétique

On

_peut

déduire de cette _{relation que la chaleur de transition} est nulle si la transition a lieu dans un

_champ

_magnétique

nul. Cette

conséquence

avait été vérifiée

_déjà

d’une manière très exacte au cours de nos recherches sur

_l’étain,

et fut confirmée par nos mesures sur le thallium. Mais

pour le thallium nous avons _pu constater l’existence de cette chaleur de transition dans un

_{champ magnétique.}

Nous en avons mesuré la valeur dans deux

champs

ma-gnétiques

différents.

Si l’on

_rapproche

les données

_{expérimentales}

de ce

qu’apprend

la

_{thermodynamique,}

on constate

mainte-nant certaines

_divergences.

En

effet,

en

_appliquant

les

principes

de la

_{thermodynamique}

au cas

_considéré,

on

suppose

qu’en passant

la courbe de la valeur seuil du

champ

magnétique

à

_{température descendante,}

tout le métal passe à l’état

_{supraconducteur}

comme un _corps

homogène.

Or,

il y a _{des raisons à peu}

_près

concluantes pour croire que dans nos

_expériences

ce n’était pas le

cas, que seulement une certaine fraction du métal a

subi la transition considérée. Je n’entrerai pas dans les

détails,

je

me bornerai à vous faire

_part

de ma convic-tion que l’étude

calorimétrique

de l’état

supraconduc-teur

_qui

vient seulement d’être

_{entreprise, parait}

contenir des belles promesses pour l’accroissement de

nos connaissances relatives à cet état si intéressant.

Signalons

que nous avons encore fait des

_expériences

calorimétriques

sur le

thallium,

dans des états

_qui

ont été établis en variant le

_{champ magnétique,}

le métal

étant dans l’état

_{supraconducteur,}

de sorte _{que des} courants

_persistants

_déterminés

ont été

_produits.

J’es-père

que les résultats de ces

_{expériences,}

dans

les-quelles

la

_disparition

des courants

_persistants

se tra-duit par son effet

_{calorimétrique,}

_pourront

être

_publiés

sous _peu

_(17a).

Fig. 10. - Chaleurs

atomiques apparentes du thallium dans un

champ magnétique constant de 38,6 gauss appliqué à montrant l’existence d’une chaleur de transition.

5.

L’équation

d’état

_calorifique

de l’hélium

liquide.

~- En

t924,

Kamerlingh

Onnes et Boks

(18 )

consuatèrent la

présence

d’une

_singularité

intéres-sante dans la courbe des densités de l’hélium

_liquide

(fig. il)

à la

_température

de

2,19°!{

dans l’échelle de

température

actuelle. En

1927,

NI. Wolfke et moi

_{e 9),}

en étudiant divers

phénomènes

se

_présentant

à ce

point,

nous crûment autorisés à

_distinguer

deux états différents de l’hélium

_liquide,

l’hélium

_liquide

1

au-dessus de la

_température

_mentionnée,

l’hélium

_liquide

II au-dessous.

Une nouvelle lumière fut

_jetée

sur ce

_phénomène

_par

les mesures

_{calorimétriques}

exécutées avec la collabo-ration de M. Clusius

_(2°)

en 1932. La

_{figure 12}

repré-sente la courbe des chaleurs

_{spécifiques.}

On ,constate

un accroissement

_rapide

de la chaleur

_spécifique

suivi par une chute instantanée au

_point

_~,19°

K. Comme la courbe a la forme du

_{caractêre grec X,}

nous

_appellerons

ce

_{point d’après}

une

_proposition

_{faite par M.}

_Ehrenfest,

le

_point

lambda.

La

_figure

13 montre les résultats d’une nouvelle série de mesures effectuées par Mlle heesom et moi

₍₂₁₎

avec

des échauffements de l’ordre de

_grandeur

de 0,01

_degré

pour examiner de

plus

près

le

_voisinage

du

_point

A. Les résultats

_principaux

de ces recherches

_peuvent

être résumés comme suit : le passage de l’hélium

_liquide

de l’état II à l’état 1 au

_point

lambda a lieu sans aucune

expéri-Fig.

il. - Densités de l’hélium

liquide sous la pression de sa _{vapeur saturée, d’après Kamerlingh} Onnes et Boks.

Fig. 12. - Chaleurs

spécifiques de l’hélium liquide sous

la pression de sa _{vapeur saturée.}

mentales

_(quelques

millièmes de

_degré)

on

_peut

consi-dérer comme instantanée.

Une série de mesures fut encore faite sous une

pres-sion d’environ 19

_{atmosphères.}

Les résultats n’ont pas été

_publiés

à cause d’un

_petit

défaut dans les

expé-riences causé par le fait que la boîte contenant l’hélium

liquide

n’était pas absolument étanche. Une chute

ana-logue

de la chaleur

_spécifique

fut

_observée,

mais à une

température

différente,

ce

_{qui correspond}

au résultat

obtenu au cours d’une autre recherche par M. Clusius

et moi

_(2¿),

_{que le}

_point

lambda se

_déplace

sous

l’in-fluence de la

_pression.

En

_rapport

avec ces résultats une étude fut

entre-prise

par Mlle Ileesom et moi

₍₂₃₎

sur la densité de l’hélium en fonction de

_{la température}

et de la

_pression.

La

_figure

14 résume les résultats dans un

diagramme

lambda,

lieu

_{géométrique}

des

_points

lambda,

qui

sépare

le domaine de l’hélium II du domaine de l’hélium I. Les autres courbes sont des

isochores,

lignes

de den-sité constantes.

Je m’abstiendrai de commenter en détail les

_points

intéressants

_qu’on

_peut

relever sur ce

_diagramme.

J’attire seulement l’attention sur le fait que les isochores

présentent

un

_{point anguleux}

là où ils

_coupent

la

courbe lambda. Cela veut _{dire que le coefficient de}

pression

y subit une discontinuité. La

_figure

15

_qui

donne le

_diagramme

_p, 7

_{(densité-température),}

et dans

_lequel

les isobares ont été

_tracées,

montre _{que le} coefficient de dilatation y subit aussi une discontinuité. Il s’ensuit que c’est encore le cas _{pour la}

compressi-bilité.

La courbe lambda a l’allure d’une courbe de transi-tion entre deux

_phases

différentes dans un

_diagramme

d’état. _{Il y} a toutefois des différences essentielles. Le passage d’une courbe de transition ordinaire est lié à

une chaleur latente. Comme nous l’avons

_déjà

remar-qué,

le passage de la courbe lambda ne l’est pas.

D’au-tre

_part,

ce dernier est

_accompagné

de discontinuités

dans la chaleur

_spécifique

et dans les coefficients de

dilatation,

de

_pression

et de

_{compressibilité.}

Vu le Fig.

13. - Chute de la chaleur spécifique de l’hélium liquide.

382

changement brusque

que diverses

propriétés

de la substance subissent en

_passant

la courbe

lambda,

il y

a tout lieu de considérer ce _passage comme une transi-tion d’une

_phase

dans une autre. Pour

_distinguer

cette

Fig. 15. - Isobares de l’hélium

liquide dans le _{diagramme p, T.}

Fig. 1G. - Déduction d’une relation entre la

pente de la courbe lambda et les discontinuités de la chaleur spécifique et du

coefficient de dilatation _thermique.

transition d’une transition de

_phase

ordinaire M. Ehren-fest

₍₂₎

a introduit la nomenclature suivante. Les

transitions de

_phase

connues

_jusqu’à

_maintenant,

et dans

_lesquelles

les dérivées

_premières

du

_potentiel

thermique,

savoir

_l’entropie

et le

_volume,

sont

discon-tinues,

s’appelleront

transitions de

_premier

ordre. Les transitions de

_phases

dans

_lesquelles

_{les dérivées} pre-mières du

_{potentiel thermique}

restent

_continues,

tandis que les dérivées secondes sont

_{discontinues,}

sont appe-lées transitions de deuxième ordre.

Le passage de l’hélium

liquide

à l’état de vapeur ou

à l’état de solide est donc une transition de

_premier

ordre,

la transition de l’hélium Il en hélium I une de deuxième ordre.

Différentes autres transitions de ce dernier

_type

sont

connues. Je ne mentionnerai que celle du

méthane,

383

donne pour les transitions de

premier

ordre une

rela-tion entre la

_pente

de la courbe de transition dans le

diagramme

p, l’ d’une

part,

et les discontinuités de

l’entropie

et du volume d’autre

_part

_(équation

de

Cla-peyron).

D’une manière

_analogue,

on _{déduit pour les}

transitions de deuxième ordre deux

_{équations qui}

re-lient la

_pente

de la courbe lambda aux discontinuités

correspondantes.

Je n’en citerai

_{qu’une :}

Cette

_équation

fut vérifiée

_{(26) pour}

l’hélium sous la

pression

de sa _{vapeur saturée. De la}

_pente

de la courbe lambda et de la discontinuité dans la chaleur

spéci-fique

on calcule la discontinuité du coefficient de

dila-talion. La

_figure

17 montre _{que la valeur trouvée est}

en harmonie avec les résultats des mesures de

Kamer-lingh

Onnes et Boks.

Fig. 17. - Vérification de la relation entre la

pente de la

courbe lambda et les discontinuités de la chaleur _spécifique eL du coefficient de dilatation _{thermique par les} mesures de Kamerlingh Onnes et Boks sur la densité de l’héliuin _liquide.

Enfin,

la

_figure

9 ~ résume dans le

_diagramme

entro-pique

les résultats

_{expérimentaux acquis}

_{pour l’hélium}

liquide.

Le

_diagramme

se

_distingue

d’un

_diagramme

entropique

habituel en ce sens

_qu’il

_{est pour} ainsi dire

Fig. 18. -

Diagramme entropique de l’hélium liquide.

replié

le

_long

de la courbe

lambda,

de telle _{sorte que}

dans un certain domaine deux feuilles du

diagramme

d’état se recouvrent. Je m’pbstienclrai de vous faire lire

sur cette

_figure

les différentes

_propriétés

dont nous

avons

_parlé.

La

_question

se _{pose s’il y} a

_{quelque explication qui}

ferait

_comprendre

ce

_qui

se _{passe dans} une transition de deuxième ordre. Pour des transitions comme celles

qui

se

_produisent

dans le méthane et

_quelques

autres

substances,

_{Pauling (27)}

trouve une

_explication

dans la

supposition

que les rotations libres des molécules ou

(te certaines

_parties

des molécules

_passent,

en abaissant

la

_{température,}

à des mouvements rotatoires oscil-lants. Pour

l’hélium,

cette

_explication

ne

_peut

_{pas être}

prise

en considération. Je me suis

_{permis l’8)}

_de

sug-gérer

que

peut-être

l’hélium

_liquide

en traversant la courbe lamba à

_température

_{décroissante passe dans}

un état

_{quasicristallin,}

_{savoir que les} atomes d’hélium

se

_{disposent plus}

ou moins

_{régulièrement}

dans unréseau

qui,

toutefois,

dans ce cas, ne _{donne pas} un tout

_rigide

régne-rait que dans des éléments de volume contenant un

nombre restreint et continuellement variable d’atomes. Mais

_j’avoue

_{immédiatement que}

_je

ne

_puis

_pas don-ner des

_arguments

_{concluants pour cette} manière de

voir,

ni déduire de cette

_hypothèse

des

_prévisions

théoriques susceptibles

d’être

vérifiées

_{par comparaison}

avec les résultats

_{expérimentaux.}

Voilà encore un

problème

réservé aux théoriciens.

G. Echelle des

_{températures}

au-dessous de

O,9nK. -

Je terminerai en faisant une dernière

re-marque. L’échelle des

températures

a été fixée

_jusqu’à

0,9"K

au _{moyen du thermomètre à hélium.}

Au-des-sous de cette

_{température,}

le thermomèlre à hélium devien t vite

_impropre

à cause de

_{l’adsorption}

de

l’hé-lium sur la

_paroi.

NI. Schmidt et moi

_(~9)

avons étudié cette

_adsorption

_{pour voir s’il y avait}

_peut-être

un

moyen d’éviter cet

inconvénient,

par

exemple

en revê-tant la

_paroi

intérieure du thermomètre d’une couche d’un gaz

noble,

mais ces efforts n’ont pas été couronnés

de résullats

_positifs.

La

_question

se _{pose donc de savoir} comment on

pourra fixer l’échelle des

températures

dans la

_région

des

_{températures}

extrêmement basses où le thermo-mètre à hélium ne sert

_plus.

Nous éludions actuellement un thermomètre dont le

principe

se base sur les lois des

_phénomènes

thermo-moléculaires.

Une autre manière pour fixer ces

_{températures}

serait en

_principe

le suivant. Les

_expériences

de MM. de

Haas,

Wiersma et Kramers

_(3°)

et de M.

_Giauque

₍₃₁₎

ont _{démontré que la}

démagnéti-sation

_adiabatique

de certains sels

_{paramagnétiques}

donne un _moyen efficace _{pour obtenir des}

tempéra-tures

_{ultra-basses,}

comme l’avaient

_prévu

_déjà

M.

_Delaye

en

et,

indépendamment

de

_lui,

~I.

_Giauque

en 1927.

Or,

imaginons

que nous effec-tuons une

_expérience

de

_{démagnétisation}

_adiabatique

en

_partant

de

_T,

H

_{(fig. 19) ~}

et encore une deuxième

Fig. 19. - Méthode de fixation de l’échelle thermométrique pour les températures ultra-basses.

expérience

en

_partant

de

7’,

Il

₊

el Il. Nous marquons

au moyen d’un

thermoscope

convenable les indicalions

correspondant aux températures

obtenues,

I"eL

_7~-)-~7’B

Si nous connaissons à la

_température

7’ la manière

dont la

_{magnétisation}

du sel

_{paramagnétique dépend}

du

_champ

et de la

_{température,}

la différence cl S

_peut

être calculée. Mesurons maintenant par une

expé-rience

_{calorimétrique}

la

_quantité

de chaleur nécessaire pour chauffer le corps refroidi de l’une des deux

tem-pératures

à l’autre. La

_température

sur l’échelle Kelvin s’obtient alors par

Sans

_doute,

les difficultés d’ordre

_{expérimental}

sont

grandes.

Mais

_je

ne les

_{considère pas} comme

insur-montables,

tout au _{moins pas pour} une certaine frac-tion du domaine de

_{température envisagé.}

Manuscrit reçu le 15 mai 1934. BIBLIOGRAPHIE

(1)

U. BEHN, Ann. _{Phys. Chem., 1898, 66, 237 ;} Ann der

_Physik.,

(4) 1900, 1, 257.

(2) J. DEWAR, Proc. _Roy. Inst., March 25, 1904 ; Proc. Roy. Soc.,

A 1905, 76, 325.

(3) W. NERNST. F. KOREF et F. A. LINDEMANN, Sitz. ber., Berlin, 1910,

247; W. _{NERNST, ibid.,} p. 262, 306, Ann. der

_{Physik., (4)}

1911, 36, 395.

(4) A. EINSTEIN, Ann. der

_{Physik ,}

_{(4), 1907, 22, 180,} 800. (5) P. DEBYE, Ann. der

_{Physik ,}

_{(4), 1912,} 39, 789.

(6) W. NERNST, l. c. référence _(3). A. EUCKEN, Physik. Z., 1910,

10,586.

(7) W. H. KEESOM et J. A. KOK, Comm. Leiden., 1932, No 219 e.

(8)

W. H. KEESOM, Z. Ges. Kälte-Industrie., 1933, 40, 49.

(9)

F. SIMON et ROSE BERGMANN, Z. _{Phys. Chem., (B) 1930, 8, 255.}

(10)

W. H. KEESOM et J. N. VAN DEN ENDE, Comm. _Leiden, 19

32, No 219 b.

(11)

W. H. KEESOM et J. A. KOK, Comm _{Leiden, 1932, No} 221 e.

(12)

W. H. KEESOM et J. A. KOK, Comm. Leiden, 1934, No 230 c.

(13)

A. J. RUTGERS, voir P. EHRENFEST, Comm. Leiden _Suppl.,

1933, No 75 b.

(14) W. MEISSNER et R. OCHSENFELD, Naturwiss., 1933, 21, 787.

(15) C. J. GORTER et H. B. G. CASIMIR, Physica, 1934, 1, 305.

(16) W. H. KEESOM et J. A. KOK, Comm. _{Leiden, 1934,} No 230 e.

(17) Rapp

Conseil de _{Physique Solvay} 1924, p. 288.

(17a) Voir Comm. Leiden, 1934, N° 232 a.

(18)

H. KAMERLINGH ONNES et J. D. A. BOKS, Comm. _Leiden, 1924,

No 170 b.

(19)

M. WOLFKE et W. H. KEESOM, Comm. Leiden, 1927, No 190 a,

1928, No 192 a.

W. H. KEESOM et M. WOLFKE, Comm. Leiden, 1927, No 190 b.

(20)

W. H. KEESOM et K. CLUSIUS, Comm. Leiden, 1932, No 219 e.

La _figure 11 fut _prise de la publication citée sous _(21).

(21)

W. H KEESOM et Miss A. P. _KEESOM, Comm. Leiden, 1932,

No 221 d.

(22) W. H. KEESOM et K. CLUSIUS, Comm. Leiden, 1931, No 216 b. (23) W. H. KEESOM et Miss A. P. KEESOM, Comm. Leiden, 1933,

No 224 d et No 224 e, Suppl. 1933, No 76 b.

(24) P. EHRENFEST, Comm. Leiden _{Suppl., 1933,} No 75 b. (25) K.CLUSIUS et A. PRRLICK, Z. _Physik. Chem., B _{1933, 24,} 13. (26) W. H. KEESOM, Comm. Leiden _{Suppl., 1933,} No 75 a.

(27) L. PAULING, Phys. Rev., (2), 1930, 36, 430.

(28) W. H. KEESOM, Comm. Leiden _Suppl., 1932, No 71 e.

(29) W. H. KEESOM et G. SCHMIDT, Comm. _Leiden, 1933, No 226 a

et b.

(30) W. J. DE HAAS, E. C. WIERSMA et H. A. KRAMERS, Physica.,

1933, 1, 175, Naturwiss., 1933, 24 467.