Recherches récentes sur le mécanisme de la décharge disruptive

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Submitted on 1 Jan 1906

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P. Langevin

To cite this version:

P. Langevin. Recherches récentes sur le mécanisme de la décharge disruptive. Radium (Paris), 1906,

3 (4), pp.107-115. �10.1051/radium:0190600304010700�. �jpa-00242173�

Recherches ^{récentes sur le mécanisme}

de la décharge disruptive1

Par P. LANGEVIN,

Professeur suppléant

Collège ^{de France.}

JE me propose de montrer comment les idées actuelle ^sur la nature de l’électricité, ^sur la structure des charges électriques, permettent,

pour la première ^{fois, de} représenter ^et de sui, rr dans le détail le mécanisme des phénomènes ^de décharge disruptivc.

Ce n’est pas que ^nous possédions ^{encore une con-}

naissance complète ^{des lois} qui régissent les appa-

rences complexes ^{et var i6ps} de l’étincelle électrique,

mais nous possédions ^en quelque ^sorte les lettrcs de

l’atphabet ^dans lequel ^{est écrit le} mystère ^{de ces} phr-

nomènes, ^connus depuis longtemps, ^{mais restés, i}

cause de leur complexité ^{même, en marge du domaine} théoriquement explore.

On sait comment les recherches sur la structure intime des charges électriques, constituées par ^un nombre immense, ^mais aujourd’hui ^{connu, de} parti-

cules électrisées, ^{ions ou} électrons, ^ont été facilitées par la conductibilité que communiquent ^aux gaz les radiations nouvellement décerner tes, ^{rayons de} Hontgen ^ou du radium. lu simplicité ^{du milieu}

gaxcux ^a permis de saisir individuellement ces centres

électrisés, ^{de les} dénombrer, de ^mesurer leur charge, identique ^a celle des atomes monovalents dans Felec-

trohse, ^{de montrer (me le courant a travers lc gaz, c’t} probablement ^toute espèce de courant, consiste en ^un

déplacement de semblables particules ^{sous l’action}

d’un champ électrique, ^les positives ^{se mouvant dans}

te ^sens du champ ^{l’t les} négatives ^{en sens inverse.}

On a pu, ^en outre, suivre les modifications que subissent les centres électrisés lorsque les conditions dans lesquelles lc gaz ^est placé viennent à changer. A

le température ordinaire, les ions dans les gaz semblent être formes d’une agglomération de molécules neutres, d’un essaim maintenu, par attraction électrostatique,

autour d’un tio-vati plus simple provenant de la disso-

ciation, par le rayonnement ^extérieur qui ^{a créé la} conductibilité, de certains atomes ou molécules du gaz

en portions électrisées positivement ^est négative-

ment. Les molécules neutres qui forment le cortège électriquement polarisables ^{comme tout} milieu dié-

ll’l’I riqu0, ^{sont attirées en} conséquence par le noyau 1. Communication présentée a la séance du G janvier ^{1906 à} la Société internationale de; Electriciens.

charge, ^{comme des} pou usures ^{ou des objets légers}

sont attirés par ^un corps électrisé (quelconque.

Mais l’agitation · thermique ^{tend i} s’opposer à l’ag- glutinalion ^{et, à} températures élevée, ^{les ions} paraissent

se simplifier, ^sr débarrasser de leur enveloppe ^{de mo-}

lécules pour ne plus ^couserver que le no) an central,

fraction d’atome on de nlolécllle, ^{ct il se manifeste} alors, de manière plus llcttc et plus profonde qu’a ^la température ordinaire, ^une dissymétrie considérable entre les charges positives ^et négatives.

Cette dissymétrie ^{entre les deux} espèces ^{d’électri-}

cité s’était révélée au début de l’étude des phénomènes électriques ^dans l’aspect ^des aigrettes ^{des deux} signes,

dans les décompositions électrolytiques ^{ct dans bien}

d’alltres phénomènes, ^{mais n’a} pris ^{toute son} in1por-

tance que lors des recherches récentes.

Les noyaux négatifs, que ^nous appelons ^electrons négatifs, corpuscules ^OH particules cathodiques,

sont de beaucoup ^les plus mobiles dans le gaz ^sous l’action d’un champ électrique lorsqu’ils ^{sont libres,}

comme par exemple dans les flammes Oll dans les tubes a vide pendant ^la décharge, ^{ct se} présentent ^comme

étant dc petites ^{fractions d’atome, de masse deux}

mille fois plus petite que celle de l’atome d’lndro- gène.

Les centres positifs paraissent être, ^au contraire,

de l’ordre de grosseur des atomes, de ^sorte que la

conception ^{que nous} pouvons ^nous faire dc la conduc- tibilité provoquée ^{dans un} gaz par les rayon;,, du

llüntgen consistc dans la dissociation par le rayonne- ment de certaines molécules ^ou de certains atomes en un électron négatif qui ^{en faisait} partie ^{et un résidu} chargé positivement, ^{de masse} presque égale ^{u celle}

de l’atome primitif. ^{Ce résidu} dépend ^{de la nature du}

gaz dissocié, tandis que l’électron négatif ^{en semble} indépendant par ^{toutes ses} propriétés, ^{tous les atomes}

matériels paraissant ^renfermer les mêmes électrons.

Ces deux espèces ^{de centres, dans un} gaz soumis à

une température élevée, ^se déplacent ^{sans rien} agglo-

lnérer autour d’eux, ^les négatifs beaucoup plus rapi-

dement que les positifs, à ^cause de leur faible masse;

au contraire, a ^la température ordinaire, ^des cortèges

se constituent, d’importance ^a peu près égale ^de part

et d’autrc, ^{et nous avons affaire aux} ions..

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/radium:0190600304010700

corpusculaire pour la distinguer ^{de la} dissociatitln

électrolytique des molécules salines (1111 ^{Sc fait de}

manière toute différente, ^est instable dans les gaz ou

une cause extérieure est nécessaire pour la produire,

mais semble s’etfectuer spontanément dans certains milieux comme les métaux.

C’est là l’explication actuelle de la conductibilité

métallique, par dissociation corpusculaire spontanée

des atomes, t’ll un ou quelques ^électrons négatifs ^{et un}

résidu positif, généralement immobile, pour consti- tuer la charpente ^{solide du métal,} tandis que les ^cor-

puscules ^se déplacent ^à travers cette charpente ^comme

le ferait un gaz dans ^un tuBau ^ou mieux dans ^une

éponge, ^un champ électrique ^à l’intérieur du métal soufflant ce gaz cathodique poiir créer le ^courant

électrique ^{comme une} différence de pression ^souffle-

rait le gaz ^{au travers} de l’éponge.

L’identité des corpuscules produits par les divers atomes permet d expliquer F absence de toute modifié- cation du milieu métallique a la suite du passage d’un courant, puisqu’un ^{métal en contact avec des milieux}

différents reçoit ^{d’un côté} des électrons identiques ^à

ceux qu’il perd ^{de l’antre.}

L1 présence d’électrons négatifs ^libre3 (dc ^ce gaz

corpusculaire) ^à l’intérieur des métaux se trouve entièrement confirmée par ^divers phénomènes ^dans lesquels ^on oblige, ^{sous certaines} influences, ^{les élec-}

trons à sortir du métal. En particulier, la lumière ultra-violette _provoque ^en frappant ^{un métal une}

semblable émission de charges négatives ^{sous forme}

de particules identifiées avec celles qui constituent les rayons cathodiques. ^{C’est la le} phénomène ^découvert

par ^Hertz.

tjnc semblable influence apparait ^en effet néces- saire pour provoquer la ^sortie du gaz cathodique

intérieur du métal, bien que, i première ^{vue, on ne}

voit pas pourquoi ^{cette sortie ne se fait} pas ^d’elle- même commc l’expansion ^{d’un gaz, ni} pourquoi l’électrostatique ^est possible, ^un conducteur ^ne dis-

persant pas inlmédiatement les charges électriques ^en

mouvement qu’il ^contient.

Mais l’existence dans le milieu métallique ^d’un

gaz cathodiques ^{dont les} particules ^{se meuvent en tous}

sens n’implique nullement l’absence d’un effort pour sortir une de ces particules dans le vide environnant.

La cause même qui produit ^la dissociation corpus- culaire du métal, ^le pouvoir ^inducteur spécifique

élevé du milieu, empêche la sortie des corpuscules dissociés, puisque, ^{un travail} fini, ^la différence des

énergies potentielles, inversement proportionnelles

au, pouvoirs inducteurs spécifiques, ^{est nécessaire}

pour passer d’un milieu dans un autre. Seuls les

.corpuscules qui ^se présentent ^{à la} surface de sépara-

tion avec une énergie cinétique supérieure ^{au travail}

à fournir peuvent gagner l’extérieur, quand ^{ils ne}

1ive qu’ils ^{laissent derrière eux, et} leur nombre est infime ^aux températures ordinaires.

Ce nombre augmente ^{très vite avec la} température:

par ^suite l’agitation intérieure croissante de charges négatives qui ^en résulte constitue le phénomène ^bien

connu sous le nom d’effet ^Edison, qui peut prendre

une intensité énorme ainsi du’il ^résulte d’expériences

de M. Richardson : a la température ^des filaments due

lampes ^à incandescence, ^le carbone, moins actif cepen- dant que les métaux, peut ^{émettre sous} forme d’élec-

trons jUSqU’¿l ² ampères par centimètre ^{carré de sa}

surface, ^et beaucoup plus encore aux températures

élevées _que présentent dans l’arc les extrémités des charbons. La théorie actuelle de l’arc invoque ^ce phé-

nOlnène dont je souligne ^ici l’importance.

Le but que je ^me propose aujourd’hui ^est de passer du milieu métallique spontanément dissocié, sponta-

nément conducteur, ^au milieu gazeux, d’ordinaire isolant, ^dans lequel peut ^se produire ^la décharge ^dis- ruptivc.

Le passage brutal du ^courant par décharge disrup-

tive à travers le _gaz est lié à la préselce ^{dans celui-ci}

de centres électrisés libres dont nous allons voir à nous

expliquer l’origine ^et que ^l’on peut ^{mettre en évidence} dans toutes les formes de la décharge, aussi bien

lorsqu’il s’agit ^d’une aigrette qui ^{envoie dans} le gaz environnant des ions de son signe, identifiés par M. Chattock avec ceux que produisent ^les rayons ^de ttôntgcn, que lors d’une décharge ^{dans un} gaz raréfié,

oit une expérience déjà ^{ancienne d’Hittorf a montré la} possibilité ^{de faire} passer ^{an courant} parasite ^sous voltage ^{très faible} lorsque ^{le gaz est} illuminé par ^une

décharge principale.

Un tube de verre particllclnent ^vide (fig. 1) portant quatre ^{fils de} platine

soudés dans la paroi

ne laisse passer ^ri- gou1-euseiuent ^au-

cun courant sous

l’action d’un seul éléixient de pile ^entre

Fig. 1.

les deux fils C et D tant que l’on n’a pas, ^au moyen d’une différence de potentiel ^élevée, produit ^{une dé-} charge ^{entre A et} B. Cette dernière provoque ^une dis- sociation abondante _{du gaz} et les ions libérés se dépla-

cent maintenant dans le lalhle champ ^{entre C et D.}

Cette hypothèse ^{de la} présence ^{d’ions en nombre}

considérable dans un gaz traversé par la décharge ^dis- ruptivc, qui ^{consiste en une} circulation de ces ions, ^a

été développée, ^{dès 1884,} par M. Schuster qui suppo- sait dans le gaz ^une dissociation analogue ^{a celle} qui ^se produit ^{dans les} électrolytes, ^{en centres} chargés, ^tous

de l’ordre de grosseur des ^atomes. Nous sommes plus renseignés aujourd’hui ^{sur les} propriétés des centres,

sur le caractère corpusculaire de la dissociation et

nous pouvons ^surtout expliquer ^la genèse ^{de cette dis-}

sociation.

C’est l’étude de cette genèse, ^{de cette} production ^de

centres électrisés dont lc déplacement ^{constitue le}

courant au travers du gaz, que je désire aborder main- tenant : toute la théorie actuelle de la décharge ^est

basée sur le phénomène ^de dissociation des l1lUlé- ciiles ou atonies par le ^{choc d’un cetzfne éleclrisé en}

11tOUVement.

Le point central, essentiel, ^est celui-ci : les mult- cules électriqlemlnt ^neutres d’un gaz peuvent ^{subir la}

dissociation corpusculaire, telle que la produisent ^les

rayons de Röntgen, ^{en un électron} négatIf ^{et un résidll} charge positivement, ^{au moment du choc contre elles}

d’un projectile, ^{centre électrisé} positif ^ou négatif, ^lancé

aBee une vitesse d’autant plus grande cluc le gaz ^est le

siège ^{d un} champ électrique plus ^{intense et} que le ^cen- tre parcourt ^{librement un} trajet plus long, ^c’est-à-

dire que le gai ^est plus ^raréfié.

La possibilité ^{de cette} dissociation, ^{de cette ionisa-}

tion par les chocs résulte immédiatement de notre connaissance des propriétés possédées par les radia- tions qu’émettent ^les substances radioactives, ^{et du} pouvoir ionisant élevé des _rayons cathodiques, ^{flux de} corpuscules ^en nlouvcmcnt très rapide.

*

* *

On sait, ^en elfet, _{que le} rayonnement émis par les corps radioactifs peut ^se décomposcr ^{en trois} parties

nettement dillërcntes par leurs propriétés : ^{une véri-}

table radiation, ^{non déviable} par les champs ^électri-

ques ^et magnétiques ^les plus ^{intenses, ne} transportant

pas de charges électriques, assimilable par ^{tous ses} caractères à des rayons de R6ntgen extrêmement péné- trants, ^ne produisant, par suite de sa faible absorption, qu’une conductibilité très faible dans les gaz qu’elle

traverse et qu’une ^faible impression ^des plaques pho- tographiques ; séparable ^{des autres} parties par ^son absence de déviation dans les champs magnétiques intenses, ^{elle a} reçu le nom de rayonnement 03B3 ^{et ne}

nous intéresse pas directement ici.

Les deux autres parties, ^très inégalement ^absorba- bles, ^{sont déviées en sens inverses et très} inégalement

par les champs électriques ^et magnétiques, ^{comme le}

seraient des flux de particules électrisées Cll molive-

ment, positives pour l’une des parties, ^et négatives

pour l’autre.

La plus absorbée des deux, dont l’action ionisante

ou photographique ^cessc après le passage u ^travers

quelques centimètres d’air sous la pression ^normalc

ou quelques centièmes de millimètre d’aluminium, ^et

dont le sens de déviation correspond ^au transport ^de charges positives, ^{a reçu le nom de} rayoniteiiienl ^{x ;}

toutes ses propriétés ^la représentent ^{comme consistant}

en une émission de particules chargées ^{de masse rela-}

tivement grande, ^{comme le montre} leur faible dévia-

bilité, ^{et voisine de trois ou} _quatre lois celle de l’atomc

d’hydrogèue. Rigoureusement, ^le rapport ^{de leur} charge

a leur masse déduit de la comparaison ^{de lcurs dévia-}

tions électrique ^et magnétique ^{est trois ou} quatre ^fois

plus faible yue pour l’atome d’hydrogène dans l’élec-

trolyse, ^et leur itesse est de l’ordre de 20 000 km : s au début, ^lors de leur émission.

Leur énergie cinétique ^{initiale est,} par suite, ^rela-

tivement énorme, ^un million de fois plus grande que celle d une molécule gazeuse à la température ^ordi- naire, ^{et l’on} conçoit que le passage à ^travers la ma-

tière de semblables projectiles, ^{tout à fait} comparables

aux centres positifs que nous avons vu résulter de la dissociation corpusculaire, mais animés de vitesses

considérables, s’accompagne ^de phénomènes ^violents,

en particulier d’une ionisation intense des gaz ^tra- versés, ^{au moment} de leurs chocs contre les molé- cules dont ils provoquent ^la dissociation _corpuscu- laire, qu’ils séparent ^en fragments électrisés libres de

se mouvoir en transportant ^leur charge ^{au travers du}

gaz ainsi rendu conductcur.

La dernière partie, ^le rayonnement 03B2, ^{est assimi-}

lable entièrement aux rayons cathodiques : ^{il traus-} porte ^des charges négatives, ^{subit dans les} champs élcctrique ^et magnétique ^{de fortes} déviations dont le

sens et la grandeur ^{lc montrcnt constitué} par ^{un flux} d’électrons négatifs, ^de corpuscules cathodiques,

lancés avec des vitesses qui peuvent ^atteindre 285 000 km : s. Leur passage à ^travers les _{gaz y}

produit ^une conductibilité qui s’interprète également

bien si l’on adlnet _que les particules 8 peuvent ^aussi

provoquer la dissociation corpusculaire des molécules du _gaz qu’elles rencontrent.

Ces particules ^x et S ^{ne diffèrent} que par leur vitesse des centres positifs ^et négatifs qu’elles séparent

en circulant à travers la matière. N’est-il pas naturel de penser qu’il suffira de communiquer ^{à ces centres}

une vitesse assez grande, ^au moyen d’un champ ^élec- trique intense par exemple, pour les transformer ^en véritables rayons ^{x ou} 03B2 ^et les rendre capables ^{à leur}

tour d’ioniser les gaz, de dissocier corpusculairement

les molécules au moment de leurs chocs contre elles?

Cette conséquence naturelle, ^formulée par MM. J. J.

Thon1son et Townsend, ^{est le} point ^de départ ^essentiel

de notre théorie de la décharge disruptive : ^on conçoit

que, dans ^un champ électrique suffisamment intense, chaque ^centre électrisé nouvcllemerlt formé pouvant ^à

son tour en produire ^{de nouveaux et ainsi de} proche

en proche, ^{le courant obtenu au travers} du gaz peut

devenir énorme par rapport ^{à la} charge que transpor-

taient les premiers ^{centres, les} particules i ou 03B2 par

exemple, ^{dont tout le} mouvement est parti, qui ^out

servi d’amorce en quelque ^{sorle â tout le} phénomène.

La nécessité d’une semblable amorce comme point

de départ ^{de la} décharge disruptive ^{est un fait bien}

régularisent, facilitent la pro- duction de l’étincelle. En leur absence, ^{celle-ci est} capricieuse, ^{liée en} quelque ^{sorte a la} production

éventuelle de quelques ^{ions amorcc} par ^{une cause} extérieure dont le rôle fut signale pour la première

fois par Hertz lorsqu’il ^{découvrit â} la lumière ultra- violette la propriété ^de régulariser ^la production ^des étincelles, ^en provoquant ^{a la cathode} l’émission de

charges négatives, ^{nous dirions} aujourd’hui ^des quel-

ducs électrons nécessaires. Les rayons de Röntgen ^et

du radium n’ont pas besoin de frapper ^{les électrodes}

pour jouer ^{un rôle} analogue : leur passage a ^travers le gaz suffit à produire dans celui-ci de (moi ^déclen-

chur l’étinccllc. Nous savons d’ailleurs _que de sem-

blahles rayonnements ^sont toujours présents ^dans l’atmosphère ^ct y produisent ^en permanence ^un pctit

nombre d’ions suflisants d’ordinaire pour ^rendre l’étil- celle possible, quoique irrégulière.

C’est d’ailletirs ^un fait bien connu qu’une pre- mière décharge, ^une première étincelle, ^facilite gran- demcnt le passage des suivante, grâce, dirons-nous,

aux ions qu’elle laisse dans le gaz derrière elle et qui peuvent ^{de nouveau servir de} premiers projectiles.

Quelquefois ^aussi, comme nous le _verrons, leur nom-

bre est suffisant pour leur permettre, par les accumu-

latioils de charges qui ^{réslltent de leur} déplacement

dais _{le gaz,} de modifier la répartition ^du champ ^{et de}

donner à celui-ci, dans certaines régions ^et principa-

lement au voisinage ^{de la} cathode, ^{une intensité suf-}

fisante pour ^faire paz tir ^la décharge soys ^une diffé-

rence de potentiel d’ordinaire insuffisante. Muis c’est lu un sccond mécanisme complètement ^{distinct du} prcmicr que je ^{veux seul exalniner d’abord.}

La théorie fondamentale de l’ionisation par les chocs est donc il peine ^une hypothèse, puisqu’elle ^ré-

sulte immédiatement des propriétés connues aux par- ticules 03B1 et rl, ^{du radiuiii et de} l’identité de ces parti-

cules avec les centres électrisés qui résultent de la dissociation corpusculaire ^des molécules gazeuses.

Voyons maintenant comment celle théorie ^se trouve

dans ses détails justifiée par les faits, de manièrc qua- litative et quantitative.

Notre examen de ses conséquences ^{se trouve} partagé

de manière naturelle ^en trois parties : ^la première ^est

relative à la production ^{de la} décharge disruptive, ^aux

causes qui ^{la font} s’établir, ^{â la} question ^des potentiels explosifs que ^nous allons pouvoir ^{résoudre de manière} complète ^{avec M. Townsend, en} suivant la manière dont varie le courant au travers d’un gaz ionisé à ^mesure

qu’on augmente l’intensité du champ électrique.

Puis, ^{une fois la} décharge disruptive ^{établie, nous}

aurons a la suivre dans ses aspects variés que ^nous pourrons grouper ^en deux’ catégories, d’après ^les phé-

nomènes (lui ^se passent ^{à la} cathode, l’étincelle dans

ses formes multiples ^{et l’arc} électrique.

lorsqu’un champ électrique

dans un gaz, le ^courant qui passe peut ^{devenir énorme}

par rapport, ^{à celui} que transporteraient ^les quelques

ions amorce dont nous avons reconnu la présence ^né-

cessaire. Pourquoi ^se produit-il brusquement ^un phé-

nomène nouveau lorsque ^le cliaiiip ^atteint une valeur critique, lorsque la dillérènec de potentiel ^{entre les}

électrodes devient le potentiel explosif’!

1’tappeloiis ^{tout d’abord,} pour les ^rettouver ensuite par ^notre théorie, ^{les lois} essentielles du phénomène

dans le cas particulièrement simlllc ^{de deux} plateaux métalliques parallèles ^entre lesquels ^le champ est ^uni-

forme tant que l’étincellc ^ne s’est _pas établie. L’expé-

rience conduit à une loi remarquablement simple, ^la

loi de Paschen, lorsqu’on suppose ^{variables à la fois la} distance a des plateaux ^{et la} pression p du gaz inter-

pose.

A priori, pour ^un gaz donné, ^le potentiel explosif

est ^une fonction de ces deux variables indépendantes quela ^loi de Paschen ^nous permet ^de remplacer par

une fonction d’une seule variable, ^le produit ^{des deux} précédentes.

l’otir un gaz donné, ^le potentiel explosif’ ^entre

deux plateaux parallèle:; dépend uniquement ^du p,’oduit de la distance des plaleau.X’ par la pression

du goz, c’est-il-dire du nombre des iiiolécitles de la

iitasse dit gaz interposé pour ^une surface ^donnée

des plateaux. ^{Si l’on fait yarier la distance de cem-}

ci en comprimant ^{ou en dilatant le} gaz interposé, ^le potentiel explosif ^ne change pas.

Sous cette lorme, ^{l’énoncé est} susceptible de généra-

lisation, ^comme l’ont montré les expériences ^de

M. nonly ^{sur la cohésion} diélectrique, ^{sur le} Chall1p

nécessaire pour faire jaillir ^une décharge ^lumineuse

dans le gaz renfermé ^entre deux lames isolantes : pour

une masse déterminée du _gaz comprise ^{entre ces} lames, ^lu champ disruptif ^est indépendant ^{de la tem-} pérature ’l’, ^{de sorte} que, si celle-ci ^est mesurée à par- tir du zéro absolu, ^{la loi de} Paschen ainsi généralisée s exprime, ^{en vcrtu} de la loi de Gay-Luscac, par la formule

V dépend ^seulement du nombre des molécules inter-

posées. Laissant de côté pour l’instant les variations de température, ^nous prendrons ^{la loi sous la forme}

ou elle est vérifiée par lB’xpérjcnre ^{d’une manière} remarquable. La fonction F est rcprcscntee par ^une courbe analogue à celle de la figure ³ qui ^{met en évi-}

dence un minimum très net du potentiel explosif, égal

environ à 340 volts dans l’air, pour ^une valeur con-

nable du produit op. De lu résulte que, pour des dis-

tances ou des pressions ^{très faibles, la} décharge ^de-

vient extrèmement difficile u produire, ^le potentiel explosif augmentant indéfiniment à ^mesure que l’un des deux facteurs a ou p tulld ^vers zéro.

Ce fait cst confirme par ^une expérience déjà ^ancienne

d’Hitturl’ uil la décharge ^{tran erse} plus facilement plu-

Fig.2.

sieurs centimètres d’air

qu’un millimètre dans uu

vide élevé. Voiciun tube à gaz raréfié où deux élec- trodes arrivent à 1 milli- métré environ l’une de l’autre et où la décharge,

au lieu franchir ce très court intervalle, préfère prendre ^{un chemin} plusieurs

centaines de fois plus long ^{en suivant un tube} plu-

sieurs ibis contourné pour passer d’une électhode à

l’antrc, ^un accroissement du chemin (i corrcspondant ici, ^{dans la} portion desccllclantc de la courbe de Pas-

chen, ^{à une} diminution dn potentiel explosif.

Notre théorie, qui ^{attribue aux chocs contre les}

Inolécules du gaz le rôle essentiel, ^{nous fait} déjà pres- sentir ce résultat puisqu’aux ^{vides élevés ou aux faible}

distances un projectile pourra ^traverser d’un plateau jusqu’à ^{l’autre sans} rencontrer de molécules, ^c’est-ù-

dirc sans créer d’ions _nouveaux, d’ULl grande ^difficulté

II l’établissement de la décharge disruptive.

Pour retrouver complètement ^{ces lois, il nous faut}

suivre avec M. Townsend le phénomène d’ionisation par chocs dans ^nos champs électriques d’intensité

croissante, ^en étudiant la manière dont varie avec la différence de potentiel ^{le courant} produit ^{entre deux} plateaux parallèles par ^une substance radioactive ^ou par de la lumiére ultra-violette éclairant le plateau ^né- gatif.

Dans cette cloche (fig. 5) 111astilIuéc ^{sur un} plateau métallique ^1B, percé ^{d’une ouverture} centrale que

Fig. 5.

ferlnc Jnc lame d’alumi- iiiniii mince, ^{se trouve de} l’air sous une prebbioli ^d’eii-

virion 5 millimètres de mer- cure. Une substance ^ra- dioactiye Il rend conduc- teur le gaz ^{et nous} allons

mesurer le courant qu’elle produit ^{entre AB et un} plateau parallèle ^CD, porté

à un potentiel dill’érent au moyen d’une batterie d’ac- cumulateurs P, de force électromotrice V. Le cou- rant est mesuré par ^un électromètre à quadrants ^dont l’aiguille ^est chargée par ^une batterie l’’ et dont les deux paires ^de quadrants, primitivement ^{au même} potentiel, peuvent ^être séparées ^au moyen d’unc clef’. Les charges (lLil continuent à arriver a CD après

cette séparation, par suite du ^courant qui ^{traverse le}

gaz, modifient le potentiel ^{de la} paire ^de quadrants

reliée h CD et l’électromètre dwic avec une vitesse

proportionnelle ^¿I l’intensité du courant.

Ce courant est d’abord nul en 1 absence de champ,

pour V-0, puis augmente rapidement ^{avec Y pour} prendre ^{une valeur} qui rebte constante lorsque ^{V varie} depuis quelques ^volts jusqu’à 300 volts environ. Cette valeur constante représente ^{le courant de} saturation, correspond ^a l’arriv(;e sur les plateaux de la totalité des ions libérés dans le gaz par la substance radioac- tivc.

Mais, après ^ce palier extrêmement prolonge, ^la

courbe représentant ^{le courant i en} fonction de V se

remet a monter extrumcnlent vite, u la manière d’unc

exponentielle lorsque je continue a augmenter ^le challlp ^et, pour 700 volts ^entre les plateaux, ^{i est} déjà

dix ou vingt fois plus grand que le ^courant de satu- ration. C’est l’ionisatiou par chocs (lui ^{commence à}

intervenir les centres électrisés libères par la radiation ; extérieure, ^au lieu d’arriver seuls aux plateaux, prennent maintenant dans le champ, ^{entre deux chocs}

contre les molécule, ^{une vitesse} suffisante _{pour avoir}

quelque ^chance de dissocier celles-ci, ^et s accompa-

gner de ^centres nouveaux ^ou des descendants _que ceux-ci produisent ^{a leur tour.}

Pour soumettre cette hypothèse ^{à une} vérification

quantitative, ^{M. Townsend} suppose ^tout d’abord,

comme nous le vérifierons tout à l’heure, _{que les}

centres négatifs, ^les corpuscules cathodiques, ^Co111-

mencent les premiers ^{à démolir} les molécules rencon-

trées. Cela paraiira naturel si 1 on réi1échit qu’ils ^sont

de dimensions et de masse plus petites que les hositil s,

Iluc leur libre parcours moyen ^entre les molécules cst

plus long, que le même champ ^leur communique ^par

suite une énergie plus grande, ^leur charge ^{étant la}

même en valeur absolue, ^{et une vitesse} relativement

beaucoup plus grande ^{encore cn} raison de leur faible masse, la vitesse acquise ^{entre deux chocs étant au}

moins cent fois plus grande pour ^ces balles négatives

que pour les gros boulets positifs. Et dans les champs

pas trop intenses, ^{ce sont} les balles qui commenceront les premières ^à agir, reprenant pendant ^un libre par- cours, ^sous l’action du champ, l’énergie cinétique perdue dans le choc qui ^l’a pl’ccédé; ^d’autre part, l’action du champ l’emportant ^de beaucoup ^sur 1 agi-

tation thermique, ^{le mouvement} t du centre électrisé se

fait sensiblement dans la direction des lignes ^{de force.}

Le long ^d’un centimètre, dans la direction de celles- ci, l’électron négatif ^{subit contre} les molécules ^{un cer-} tain nombre de chocs dont une partie ^{au moins sera}

suivie de dissociation. Soit x le nombre de ^ces dissocia- tions, le nolllhrc de nouveaux ions de chaque signe qu’un ^centre négatif produit ^le long d’un centimètre de parcours. Nous pouvons, ^en fonction de ce nombre,

calculer 1 accroissement du courant qui résulte de 1 io- nisation parles chocs. Soit io ^{le courant de} saturation,

i le courant total résultant de la superposition ^{dcs ions}

a étant la distance des plateaux.

Il suffit pour cela de remarquer que, si N cst le nombre des centres négatifs qui, par ^{unité de} temps,

traversent l’unité de surface d’un plan parallèle ^aux

Fig. 4.

plateaux ^{à distance}

x dc CD, ^{en se diri-} geant ^vers AB par

exemple (ûg. 4),

ce nombre s’aug-

mente quand ^on

passe à ^un plan ^in-

finiment voisin a distance ^dx des ions négatifs ^nou-

veaux en nombre a 1 x produits ^{dans la tranche} d’épaisseur ^cdx par les ^N projectiles; ^{en y} joignant

d’ailleurs les centres libérés dans cette même tranche par ^la radiation extérieure, ^{en nombre} qdx, ^{il vient}

L’intégration ^{de cette} équatation différentielle uil x est constant et où q peut ^{être une fonction} quelconque de x, ^si la radiation n’agit pas de manière uniforme,

conduit bien à la formule indiquée ^{si l’on} remarque que le ^courant de saturation i o ^est proportionnel ^a

q ^{(lx et que le cuurant est} proportionnel ^{à la}

to

valeur des puur x ^{= a} tandis que N ^est nul pour

x - 0.

La mesure des courants i et i0 _permet de calculer oc

Fiâ, ^5.

par application ^{de la formule} (1). ^{Cette constante}

dépend évidemment de la pression p ^du gaz ^et de l’in- tensité du champ X = V . a

La figure ^{5 donne} quelques ^courbes expérin1cn-

rapide, après palier prolonge qui correspond ^u la saturation. Les distances des plateaux

ont été successsivemcnt ’2cm, ^{1 cni et 5 mm.}

On peut ^{ainsi avoir une série de} valeurs de ce pour diverses valeurs de X et dep ^{et vérifier d’abord commc}

l’a fait M. Townsend _que, pour X ^et p constants, a reste le même quelle que soit la distance a.

On retrouve les mêmes valeurs de la constante «, si

on s’adresse pour produire ^les premiers ^{centres à la}

lumière ultra-violette ^au lieu du radium. Ici les centres amorce, ^au lieu de prendre ^{naissance dans la masse}

du _gaz, partent uniquement ^du plateau négatif ^en

nombre correspondant ^à l’intensité io et l’équation

différentielle ^se réduit a

d’ui;

et de là un second moyen pour ^{obtenir f en mesurant} i, io ^{et a.}

Une importante confirmation de la théorie peut ^se déduire de l’ensemble des %aleurs obtenus _pour ^OL en

fonction de X et dc p grâce ^à la remarque suivante.

La probabilité pour qu’un ^{choc du centre électrisé}

comme une nlolccule soit suivi de dissociation est me-

surée par ^le rapport ^{du nombre x des} dissociations

au nombre - 1 des chocs le long ^{de 1 cm., L mesurant}

le libre parcours moyen du projectile ^entre deux chocs.

La probabilité ^{est donc x a.} Mais elle est évidemment déterminée par l’énergie cinétique possédéc par ^le

projectile ^{au moment du choc,} c’est-à-dire _{par le} tra- vail que lui fournit le champ ^le long ^d’un libre par-

cours. Si e est la charge ^du projectile, ^{ce travail est}

X e L. Donc a L est une fonction de X e L.

On _encore, ^comme L varie en raison inverse du nombrc des molécules gazeuses, c’est-à-dire en raison inverse de la pression pour ^un gaz donné, ^on peut ^con- cluredc ce raisonnement que

résultat _que l’expérience vérifie entièrement. Portons

en abcisses le quotient X p, ^en ordonnées les valeurs cor-

respondantes ^obtenues pour ’ , ^{tous les} points ^obtenus (tig. 6) ^se placent ^{sur une même} courbe, représenla-

tive de la fonction f.

Cette conséquence de la théorie est importante ^{li un}

double point ^{de vue : elle nous fournit d’abord un}

critérium remarquable, ^une confirmation expérimen-

tale nouvelle, ^{et va nous} permcttre plus ^{loin de retrou-}

ver la loi de Paschen, ^de prévoir théoriquement ^la

relation donnée _par l’expérience ^{entre les} potentiels explosifs, ^la distance et la pression.

La facilité plus grande ^avec laquelle ^{les centres} négatifs commencent à provoquer la dissociation au

Fig. 6.

moment des chocs peut être établie par ^une expérience simple ^où, contrairement à ^ce qui ^se produit ^dans

celle des plateaux parallèles, ^{le courant obtenu à tra-}

vers le gaz change ^{avec le sens du} champ.

Un tube d’aluminium mince porte, ^{suivant son axe} (fig. 7), ^{un fil} métallique ^{isolé et relié à un électro-}

mètre comme l’était tout à l’heure le plateau ^{CD. Le} champ ^{créé par une} différence de potentiel ^{entre le}

fil et le tube est inversement proportionnel ^{à la dis-}

tance à l’axe, ^et par suite beaucoup plus intense dans

Fig. 7.

la région ^centrale qu’à ^la périphé-

rie. Si ce champ ^{est d’un sens tel}

que les ^centres négatifs ^se dirigent

vers le fil et traversent ainsi tous la région ^de champ ^intense capable

de provoquer la dissociation par

chocs, ^{le courant obtenu sera nota-} blement plus intense que si l’on inverse le ^sens du champ ^sans changer ^sa grandeur, ^et

si seuls les centres négatifs qui y ^sont produits ^traver-

sent la région ^de champ ^intense.

L’expérience ^{vérifie, en effet,} qu’on ^{obtient un cou-}

rant plusieurs ^fois plus intense, ^{toutes choses étant}

égales d’ailleurs, lorsque le tube d’aluminium est

négatif que lorsqu’il ^est positif.

Le calcul complet confirme entièrement le raisonne- ment qui précède ^{et que} je ^vérifie expérimentalement

devant ^vous.

Mais ^au delà d’un certain champ il devient néces- saire de supposer que les ^centres positifs ^{entrent en} jeu ^à leur tour, que les boulets, plus ^{lents à ébranler,}

peuvent ^auei provoquer la dissociation, ^{comme on}

sait que le font les projectiles positifs ^{du radium, en} produisant par unité de longueur ^{centres nouveaux}

de chaque signe.

M. Townsend ^a montré, ^en effet, que l’introduction

de la seule constante x ne suffit pas à représenter complètement ^{les faits,} quand ^le champ devisent très intense, qu’il ^ne suffit pas de supposer ^{aux électrons}

négatifs ^{seuls le} pouvoir d’ioniser, ^et que les ^centres

positifs jouent ^{aussi un} rôle, que ^nous allons voir essentiel pour expliquer la discontinuité du potentiel explosif.

Si P est le nombre des centres positifs qui, par unité de temps, traversent l’unité de surface à dis- tance x du plan ^{CD, le nombre d’ions de} chaque signe produits par les chocs dans la tranche dx ^est

(aN + BP) dx

d’où les équations différentielles pour déterminer N etP :

le signe

correspondant ^au changement ^{de sens du} déplacement quand ^on passe des ^centres négatifs ^aux positifs. ^Ces équations s’intègrent immédiatement si l’on remarque que leur soustraction donne

La somme N + P est constante et proportionnelle

au courant total i qui ^{traverse le} gaz ^comme io, ^le

courant de saturation, ^est proportionnel à Sa0 ^{q dx.}

L’intégration ^des équations (2) ^et (5) conduit ainsi par ^un calcul simple a la formule

dans le cas où q ^est supposé ^constant, où l’ionisation

provoquée par la ^cause extérieure est supposée ^uni-

forme dans l’intervalle des plateaux. ^{S’il en est autre-}

ment, la formule (4) ^est remplacée par ^{une autre un} peu plus complexe, niais où le dénominateur reste le même. Il en est encore ainsi dans le cas où l’amorce

est produite par la lumière ultra-violette agissant ^sur

le plateau négatif; il vient par ^un calcul analogue ^au précédent, ^mais où q ^est supposé nul,

M. Townsend a montré qu’une ^{série de mesures}

faites en laissant X et p constants, ^{mais en} faisant varier a, ^se représente ^{très bien au} moyen des for- mules précédentes qui renferment deux constantes oc

et B. Le raisonnement fait plus haut pour a s’applique

aussi bien à B ^{et conduit à} représenter les variations

de c£ et B ^en fonction de X et p par des relations de

la forme

par rapport ^a B, ^{et le} dénominateur à toutes les formules analogues ^a (4) ^{se réduit à x, Le} rapport i i0 ^{est fini.}

Mais une discontinuité se produit lorsque, X aug-

mentant, B ^{cesse d’être nul,} lorsque ^{les centres} posi-

tifs ionisent à leur tour. Le rapport i i0 ^{peut, en effet,}

devenir infini, ^{le courant} dans le gaz peut ^{être hors}

de proportion ^{avec son amorcc} si le dénominateur devient nul, ^{si le} champ ^est tel que

Autrement dit, lorsque ^{cette condition est} remplie,

l’ionisation _par chocs, ^commencée grâce ^{à l’amorce,}

suffit à elle seule à maintenir un courant à travers le

gaz, les ^centres négatifs qui ionisent le gaz par ^chocs dans la tranche dx et qui ^se dirigent par exemplc

vers AB (fig. 4) ^{avec les nouveaux centres} négatifs qu’ils produisent, ^sont constamment renouvelés par

ceux que créent ^entre la cathode CD et la tranche dx les centres positifs ^{mobiles en sens} inverse. La

décharge disruptive ^{est établie,} l’ionisation par chocs

se suffit à elle-même et l’on peut supprimer l’amorce,

la radiation extérieure nécessaire seulement au début pour produire ^les prelniers ^centres.

On voit qu’il ^est nécessaire pour ^arriver la de sup- poser ^{aux centres des} deux signes, quoique ^{de ma-}

nière inégale, ^la propriété d’ioniser par chocs. Si les ions négatifs ^seuls agissent ^{dans la tranche dx, les}

nouveaux projectiles qu’ils produisent ^se déplacent

avec eux vers le plateau ^{AB et,} pour maintenir le phé-

nomène dans la tranche clx, ^{il faut} qu’une ^cause

extérieure produise ^{des centres} négatifs ^{entre la}

cathode CD et la tranche ; ^{le courant cesse en même} temps que ^{cette cause} extérieure disparait, ^la décharge disruptive n’est pas possible.

Pour une distance déterminée a nous pouvons cal- culer par la formule (5) ^le champ disruptif ^cor- respondant, puisque ^{les mesures du courant nous ont}

fait connaitre « et 6 ^en fonctions de X. Ou encore il

suffit, pour ^un champ ^{donné X, de mesurer le} rapport

i i0 _pour deux valeurs assez petites de la distance aux-

quelles ^le champ n’est pas ^encore disruptif, pour ^en déduire x et B, et, par suite, la distance a à partir ^de laquelle ^ce champ ^deviendra disruptif, ^et par suite le

potentiel explosif V = aX pour ^cette distance.

Les valeurs ainsi prévues par §’1. Townsend s’ac- cordent d’une manière remarquable ^{avec les faits,}

ainsi que le ^montrent les deux tableaux suivants, relatifs l’un à l’air et l’autre à l’hydrogène; ^X repré-

en millimètres de _mercure, aX le potentiel explosif

calculé ^et V le potentiel ^mesuré.

De plus, la relation établie _par (5) ^{entre la dis-}

tance cc et le champ disruptif satisfait à la loi de Pas- chen si l’on tient compte ^de la manière dont z et Q dépendent ^{de X et de} p. X ^étant égal ^à V a, ^{on a}

et, ^en substituant dans (5),

ou enfin

conformément à la loi de Paschen.

Si nous prenons les nombres ^contenus dans le ta- bleau précédent relatif à l’air, ^et si, portant ^{ap en} abscisses, ^nous portons ^{V ou aX en} ordonnées, ^la courbe obtenue (fig. 8) passe par ^{tous les} points ^et présente le minimum signalé ^{au début.}

Nous aboutissons ainsi à la solution complète ^du premier ^{de nos} problèmes; ^{iioiis suivons d’assez} près

le mécanisme du phénomène pour comprendre ^la

raison du potentiel explosif, pour comprendre ^com-

ment, al un moment donne, _pour ^une intensité suffi- sante du champ, l’ionisation par les chocs suffit à elle

seule, grâce ^a l’intervention simultanée des projectiles positifs ^et négatifs, pour maintenir ^{un courant au tra-}

vers du gaz ^sans intervention de l’amorce nécessaire

au début.

Le courant disruptif ^établi, il résulte du nombre énorme d’ions maintenant présents ^dans le gaz des accumulations de charges, principalement ^{au voisi-}

Fig. ^8.

nage des électrodes ; ^la répartition ^du champ ^{s en}

trouve modifiée, ^{et la} différence de potentiel ^néces-

saire pour 111maintenir le ^courant n’est pas nécessaire- ment celle qu’il ^{a fallu} pour l’établir alors _{que le}

champ ^{était uniforme entre} plateaux parallèles. ^Il

suffit que le champ prenne, ^au voisinage ^{de la ca-} thode, l’intensité nécessaire à provoquer l’ionisation par les centres positifs, pour ^assurer ainsi le renou-

vellement, ^{entre la cathode et} l’anode, ^{des centres né-}

gatifs capables ^{de dissocier le gaz dans un} champ

moins intense. Une différence de potentiel ^inférieure

au potentiel disruptif pourra maintenir ainsi la dé-

charge dans le gaz.

Pour vous montrer combien cette théorie pénètre

dans le détail des faits, je ^{voudrais vous montrer une}

dernière expérience, de caractère assez paradoxal,

mais néanmoins facile à interpréter.

Nous avons vu que le tube de la figure ^{7, soumis}

à l’action d’une matière radioactive, ^{fournit un cou-}

rant plus ^intense, pour la même différence de potentiel quand ^{le tube est} chargé négativement par rapport ^au fil, que dans le ^sens inverse. Cependant, ^{si nous} aug- lnentons cette différence de potentiel, ^la décharge disruptive ^s’établit plus facilement lorsque ^{le tube}

est positif, ^{dans le sens} qui, auparavant, ^{donnait le}

courant le moins intense, ^{de sorte} qu’à partir ^{de ce}

moment le sens du courant le plus ^{intense est in-}

versé.

Ceci s’explique aisément si nous remarquons que la condition nécessaire pour l’établissement de la dé-

charge disruptive, l’intervention des centres positifs

dans l’ionisation _par les chocs, ^{se trouvera} plus ^faci-

lement réalisée lorsque ^{tous les ions} positifs produits

par la radiation extérieure se dirigeront ^{vers le fil,}

traverseront la région ^de champ ^intense, czest-à-di-re

lorsque ^{le tube sera} positif.

Un calcul plus complet ^{vérifie encore cette} particu-

larité de l’expérience ^{si l’on} utilise les valeurs trou- vées par fI. Townsend pour x et fi ^{en fonction du} champ.

Le problème ^du potentiel explosif semble ainsi

complètement ^résolu par la connaissance des fonc- tions ce et fi, introduites par l’hypothèse ^de l’ionisation par ^{les chocs.}

La même hypothèse permet, quoique ^{ses consé-}

quences ^{n’aient encore} pu être poussées aussi loin à

cause de la complexitè plus grande ^des conditions, ^de représenter ^{aussi ce} qui ^se passe ^une fois la décharge disruptive ^{établie, d’étudier le} mécanisme de l’étin- celle et de l’arc électriques.

REVUE DES TRAVAUX

Radioactivité

Supplément ^{à ma} communication (( sur la con- stante de temps du polonium ). -Mme Sklodowska Curie. (Phys. Zc2tsclz., 1906, ^n° 6).

^La communication fane dans le précédent ^{numéro de la} Physik. Zeilsch.,

était déjà ^à l’impression quand ^{Mme Curie a eu connais-}

sance de la dernière publication ^{de H.} Meser ^{et v. Schweid-}

ler1. Ces chercheurs ont préparé ^un bismuth radioactif qui

s’est comporté ^{comme un} mélange des radiums D, ^{E et F.}

Mais le radium E donne, ^{comme on} sait, des rayons ^assez

1. Akad. J’Vieil, ^{1. Fév. 1906}

pénétrants. Le bismuth radioactif de MM. Meyer ^{et v.}

Schweidter ne se comporte donc pas ^comme le polonium, qui ^ne donne pas de rayons pénétrants. Mme Curie consi- dère comme probable que le bismuth radioactif de MM. Meyer

et Y. Sch-weldler contient du plomb. On sait que le radium D sc sépare ^{de la} pechblende ^{avec le} plomb. ^Le polonium

de Mme Curie avait été entièrement débarrassé de plomb

par précipitation répétée ^{de la solution} azotique ^{avec de} l’eau; ^{on arrive au méme} résultat par ébullition ^avec de la soude caustique. Dans les deux cas on obtient un sel ou un

oxyde ^{de bismuth} polonifère exempt ^de plomb ^{et n’émet-}

tant que des rayons ^très absorbables. C’est un point que

Mme Curie a maintes fois observé et signalé. ^Le polonium

nepeut ^{donc être} identique qu’au radium F : il ne continent