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Le potentiel disruptif dans un champ magnétique
Eugène Bloch
To cite this version:
Eugène Bloch. Le potentiel disruptif dans un champ magnétique. J. Phys. Theor. Appl., 1911, 1 (1),
pp.194-208. �10.1051/jphystap:0191100103019401�. �jpa-00241660�
194
L’écart des doublets, déduit des mesures, est de 1,252 U. A. pour la raie étudiée A _ 5167 du magnésium et 1,023 U. A. pour la raie a - 4680 du zinc. En admettant pour le zinc la valeur de
résultant des mesures connues de MM. Cotton et Weiss, on trouve
pour le magnésium., cl’aprés les nombres donnés ici :
L’accord est donc très satisfaisant.
En résu~né, les écarts des doublets magnétiques des raies )B == 5167
du magnésium et ), ---- 4680 du zinc, observés dans un champ intense
constant, en utilisant soit la lumière émise parallèlement au champ,
soit la lumière émise perpendiculairement aux lignes de force, ont
une valeur qui reste invariable, au moins au près. La loi de 100 p
°correspondance entre les phénomènes de Zeeman relatifs aux deux
sens principaux d’observation est donc à nouveau véritiée et conso-
lidée par les exemples étudiés ici.
LE POTENTIEL DISRUPTIF DANS UN CHAMP MAGNÉTIQUE (1) ;
Par M. EUGÈNE BLOCH.
L’influence d’un champ magnétique sur la décharge dans les gaz raréfiés a déjà fait l’objet de nombreuses et intéressantes recherches.
On pourra en trouver l’historique dans diverses publications et en particulier dans l’ouvrage bien connu du professeur J.-J. Thomson sur la Conductibl1/t(f Je me bornerai donc à rap-
peler que Phlcker etHittorff ont été, dans ce domaine, des initiateurs,
et que des expérimentateurs comme Birlieland, Lehmann, Villard, Pellat, etc., ont obtenu, sur ce sujet, les nombreux et importants
(1) Communication faite à la Société française de Physique, séance du 3 fé-
vrier 19H.
,Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:0191100103019401
195
résultats que l’on sait. L’une des questions que l’on peut se poser dans cet ordre d’idées est de savoir si le potentiel disruptif aux
basses pressions est accru ou diminué par le champ magnétique.
Malgré de nombreuses expériences telles que celles de BV arburg (’), Birkeland(2), Sieveking (3), Meurer ("), etc., on ne lui a pas donné
jusqu’ici de réponse générale. Il semble que l’on ait observé une élé-
vation du potentiel explosif plus souvent qu’un abaissement, et que le premier phénomène apparaisse de préiérence quand les deux champs électrique et magnétique sont perpendiculaires, le second quand ils sont parallèles. Peut-être ce manque de généralité des
résultats obtenus doit-il être attribué à l’absence de toute vue théo-
rique dans la plupart des essais tentés jusqu’à ce jour.
Des travaux expérimentaux récents de MM. Righi et Gouy son t
venus jeter quelque lumière sur cette question, en nous fournissant des moyens simples de réaliser à coup sûr des abaissements nets du
potentiel explosif par le champ magnétique. D’autre part, grâce aux
travaux bien connus de J.-J. Thomson, de Townsend et de leurs
"
élèves sur le mécanisme de production de la décharge disruptive, on peut tenter aujourd’hui de relier à la théorie électronique tous les problèmes qui se rattachent à cette question. C’est ce double point
de départ, expérimental et théorique, qui m’a amené à entreprendre
le travail dont je vais résumer les résultats.
Je commencerai par rappeler les résultats obtenus par M. Gouy, puis j’exposerai les expériences que j’ai moi-même effectuées sur le même sujet ainsi que l’interprétation théorique que j’ai été amené à en
proposer. Je terminerai par quelques remarques relatives aux expé-
riences de M. Righi et aux interprétations générales que l’on peut
tenter actuellement des faits observés.
M. Gouy a exposé ses résultats dans deux notes (5). Il a utilisé
d’abord des tubes à anode cylindrique généralement volumineuse et deux cathodes placées à l’intérieur du cylindre anodique : ce sont, par exemple, des boules placées sur un diamètre d’une section droite du cylindre anodique, et soutenues par des tiges entourées de tubes
de verre. Si le vide est très avancé et par conséquent le potentiel dis-
(l) WARBURG, Wied., Ann., LXII (1897), p. 385.
(2) BiRKELAND, Rendus, CXXVI (1898), p. W6.
(3) SiEVEKiNG, Ann. de Phys., XX (1906), p. 209.
(4) MEURER, Aiin. de Phys., XXVIII (190917 p. 199.
(5) GOUY, COJJlptes Rendus rlu 30 juin et du 5 décembre 1910.
196
ruptif très élevé, l’établissement d’un champ magnétique abaisse
considérablernent le potentiel explosif (de 10.000 volts à 400 volts
par exemple), si le champ est parallèle à la ligne joignant les
cathodes. C’est ce que 1Z. Gouy appelle la_position Cette
action s’affaiblit et disparait rapidement si on incline le champ ma- gnétique sur la direction précédente. Si le potentiel que l’on a mis
sur le tube est convenablement choisi, le champ magnétique allume
la décharge en position privilégiée ; celle-ci s’éteint au contraire si
on s’en écarte. Le phénomène conserve la même allure Jusqu’à la
limite des champs n1agnétiques cctteints (quelques milliers de gauss).
Il est accompagné d’un autre phénomène, qui est l’apparition d’une
vive lumière entre les cathodes, quand la décharge est rallumée par le
champ magnétique.
M. Gouy remarque que toute paroi de verre dans l’ampoule peut jouer le rôle de cathode secondaire si elle est atteinte par un fais-
ceau magnétocathodique. Ces cathodes secondaires peuvent inter- venir comme les cathodes ordinaires pour abaisser le potentiel explosif, et c’est ce qui explique que le phénomène de M. Gouy puisse être observé dans les tubes àune seule cathode (1). M. Gouy
est ainsi conduit à énoncer la règle générale suivante que je cite
textuellement :
« Aux vides élevés, lorsque des charges négatives sont reliées (ou près de l’être) par des lignes de force magnétiques, elles produisent
une action de nature inconnue qui est mise en évidence par un abaissement extrême du potentiel explosif, et par la production de la
lumière intercathodique. »
Pour abréger, nous désignerons, avec M. Gouy, cette action sous
le nom d’action intercathodique.
Dans une seconde note, 1VI. Gouy s’est occupé du cas où l’action intercathodique est exclue grâce à la disposition donnée au tube. Il
trouve alors que l’action du champ magnétique consiste tantôt en
un accroissement, tantôt en une diminution du potentiel explosif.
D’une manière générale, « le champ magnétique multiplie le poten- tiel explosif par un facteur N d’autant plus grand que le faisceau
magnétocathodique est plus raccourci )).
DisposiÜ.on des expériences.
-Les tubes que j’ai employés étaient
tous assez petits pour être placés entre les pôles d’un électro-aimant.
(1) Il en est encore de même, si le faisceau magnétocathodique issu d’un point
d’une cathode rencontre un autre point de la même cathode.
197 Leur longueur totale était comprise entre 50 et 60 millimètres, leur largeur était de 30 millimètres environ. Ils sont fixés à la canalisa- tion de vide de manière que leur plus grande longueur soit horizon-
tale. Le champ magnétique, qui est lui-même horizontal, peut tour-
ner par rapport au tube, de manière à ce qu’on puisse observer les variations signalées par Gouy.
L’électro-aimant est du type BVeiss (petit modèle) et peut tourner
autour d’un axe vertical passant au milieu de l’intervalle polaire et
aussi au milieu du tube à décharges. On peut ainsi faire varier de 0 à 90° l’angle du champ magnétique et de l’axe du tube. Nous dési- gnerons dans tous les cas par A et B ces deux positions extrêmes ; la première coïncide en général avecla position privilégiée de M. Gouy.
Pour connaître approximativement les champs magnétiques uti- lisés, on s’est servi d’un fluxmètre qui avait été étalonné au préa-
lable. On a envoyé dans l’électro quelques courants connus, et construit la courbe de variation du champ magnétique en fonction
du courant magnétisant. On peut alors avoir une valeur approchée
du champ magnétique correspondant à un courant quelconque. Le champ magnétique maximum était de 3.500 gauss environ. Mais on
a rarement eu besoin de dépasser 2.000 gauss.
La décharge était produite au moyen d’une batterie de petits accu-
mulateurs donnant jusqu’à 2.000 volts. Il était mesuré au moyen d’un voltmètre multicellulaire. Une résistance à eau distillée et un
milliampèremètre étaient intercalés sur le circuit de décharge. Sauf
indication contraire, les courants de décharge seront donnés dans tout ce qui suivra en cent millièmes d’ampères.
Existence d’un champ 1nagne’t£que optiJnu11L
---Le tube que j’ai employé d’abord (’ ) contenait, comme quelques-uns des tubes de
M. Gouy, une anode cylindrique de 28 millimètres de dia- mètre et de 40 millimètres de longueur, munie de deux fenêtres de 10 millimètres de côté permettant de voir ce qui se passe à son inté- rieur. Les deux cathodes C, C’ qui sont deux fils d’aluminium termi- nés par des boules de f mm,5 de diamètre, placées à 8 millimètres l’une de l’autre, sont fixées dans l’axe du cylindre anodique et dans
le prolongement l’une de l’autre.
°(1) Dans mes premières expériences (C. R. du 7 novembre 1910), j’avais cru reproduire exactement le dispositif des premiers tubes de M. Gouy. En réalité, il
n’en était rien, leu cylindre anodique de M. Gouy étant perpendiculaire et non
parallèle au champ magnétique.
198
Ce tube à deux cathodes permet de constater aisément l’action
intercathodique de M. Gouy. L’électro-aimant étant dans la position
A et le potentiel électrique utilisé de 600 volts, on fait le vide jusqu’à
ce que la décharge ne passe plus. Il est nécessaire pour cela d’abais-
ser la pression jusque vers 1/30 de millimètre de mercure, de manière à être notablement au-dessous de la pression correspondant
au potentiel minirnum (qui, comme on sait, est d’environ 340 volts
dans l’air). A ce moment un courant de 6 ampères est envoyé dans
FIG. 2.
l’électro (champ magnétique de ~ . ~00 gauss environ) : la décharge
est allumée. Si l’on tourne l’électro de part et d’autre de la position
la décharge s’éteint. C’est le signalé par 1l£. Gouy.
Augmentons maintenant le courant qui alimente l’électro. On observe aussitôt le fait suivant que Gouy n’a pas rencontré avec les formes de tubes qu’il utilise : la décharge, allumée par un champ
de 1.~00 gauss, s’affaiblit peu à peu quand le et
s’annule pour un cha1np de 3.000 gauss environ (16 ampères dans l’électro); elle se rallume si on diminue le champ. Ainsi il existe un champ pour peoduire le phénomène de NI. Gouy.
Si le champ est trop fort, l’action intercatliodique n’a plus lieu.
Ce résultat peut, avec le même tube, être mis en évidence de bien d’autres manières :
t Sans rien changer aux conditions précédentes, fermons etouvrons
successivement le circuit de l’électro sur un courant de 16 ampères (qui donne un charnp magnétique trop roi-t). On coiistate, mo-
r1nent de la une lueur très brève dans le tube, et, au
1noment de l’ouverture, une nouvelle lueur plus prolongée (une à
deux secondes). Cela tient à ce que, pour produire ou supprime
le champ magnétique trop fort de 3.000 gauss, on a nécessaire-
ment passé par l’interinédiaire du champ optimum (de l’ordre de
1.400 gauss), d’où passage temporaire de la décharge ;
199 20 Utilisons encore un champ trop fort, de 2. 100 gauss environ, et
établissons-le en permanence. La décharge ne passe pas. Tournons l’électro à droite ou à gauche de la position A, la composante du champ magnétique parallèle aux cathodes diminue et prend, si
l’écart est convenable, la valeur la plus favorable au passage de la dé-
charge : la déchar,qe s’alht1ne. Elle s’éteint à nouveau si ton ramène l’éleclro it la position pr’ivilégiee. Le phénomène est devenu, au moins
en apparence, exactement complémentaire de celui que Gouy a signalé. Mais l’on voit que cette apparence s’explique aussitôt, si
l’on tient compte de l’existence du champ magnétique optimum.
Intei-1»-étcttion théorique.
-Les idées que nous avons aujourd’hui
sur le mécanisme de la décharge disruptive sont, depuis les travaux
de J.-J. Thomson et de Townsend, devenues assez nettes pour qu’il
, soit possible de chercher une interprétation théorique des faits pré-
cédents. Je rappellerai d’abord brièvement le rôle que l’on attribue
aux corpuscules cathodiques dans la formation d’une décharge.
Supposons que l’on place dans un champ électrique uniforme un
gaz renfermant quelques électrons libres (ce qui arrivera toujours si
la pression est assez basse) ; ces électrons, sous l’influence du champ, acquerront une énergie cinétique qui s’accumulera pendant leur
parcours libre et qui se dissipera au moment de leurs chocs contre
°
les molécules. Si le parcours libre est assez grand (c’est-à-dire la pression assez faible) pour que l’énergie cinétique accumulée pen-
dant le parcours dépasse l’énergie nécessaire pour détacher un cor-
puscule d’une molécule du gaz, il pourra arriver qu’au moment du
choc il y ait effectivement rupture de la molécule heurtée avec pro- duction d’un électron libre : c’est l’ionisation par chocs. Dès lors il est évident que, les nouveaux électrons s’ajoutant aux anciens, les charges électriques libérées dans le gaz vont aller en croissant sui- vant une loi exponentielle, le courant qui traverse le gaz prendra
donc très rapidement une valeur &norme : Ict de’charge prendra la forn2e cl£srupt£ve. Si la pression du gaz est abaissée progressIve- ment, l’ionisation par chocs aura lieu pour un potentiel de plus en plus faible, puisque le parcours libre moyen des électrons augmente.
Il y aura donc abaissement du potentiel explosif. Mais il arrivera un
moment où, en poursuivant le vide, le parcours libre moyen des
corpuscules deviendra égal ou supérieur à la distance des électrodes.
Dès lors les corpuscules, projetés de la cathode vers l’anode, ne ren-
contreront plus en moyenne aucune molécule dans leur trajet à tra-
200
vers le gaz. Leur parcours réel deviendra inférieur au libre parcours moyen. Leur force vive ne sera plus utilisée pour ioniser par chocs : le potentiel va remonter très Ainsi il doit exis-
ter, et l’expérience le confirme, un potentiel critique ou minimum
pour lequel la décharge est la plus facile, et qui est obtenu pour une
pression telle que le parcours libre moyen des électrons soit égal à
la distance des électrodes.
Il est facile de voir que les effets observés seront tout à fait du même genre si, la pression restant fixe, on accroît la distance des électrodes. On trouvera encore un potentiel de décharge minimum
pour une distance des électrodes égale au parcours moyen des élec- trons sous la pression considérée. Et on conçoit facilement que la théorie précédente, traduite par le calcul, conduise, en champ uni- forme, à la loi bien connue de Paschen, d’après laquelle le potentiel disruptif ne dépend que du. produit de la distance des électrodes par la pression.
Lorsque le tube est placé dans un champ magnétique, la trajec-
toire des électrons estdéformée par le champ; elle peut être, suivant
les cas, allongée ou raccourcie. Or ces variations auront, d’après ce qui précède, la plus grande influence sur l’ionisation par chocs, et
par suite sur le potentiel disruptif. Si le calcul de la déformation des
trajectoires est possible, il sera possible aussi de prévoir, suivant les cas, un accroissement ou une diminution du potentiel disruptif.
Or, dans les expériences décrites plus haut, la disposition relative
des champs électrique et magnétique est assez simple pour per- mettre le calcul. Le champ électrique est, en effet, sensiblement
cylindrique, si l’on fait abstraction de la perturbation provenant de
l’intervalle qui sépare les deux cathodes ; le champ magnétique est parallèle à l’axe du cylindre. Désignons le champ magnétique par H,
le rayon de l’électrode intérieure par ec, la charge et la masse d’un
électron par e et n2. A temps t, l’électron a les coordonnées x et y par rapport à un système d’axes rectang ulaires situé dans la section droite du cylindre qui le contient, et il est placé en un point if1 où le potentiel électrostatique est V (fig. 2).
Les équations de son mouvement sont donc :
201 Leur intégration est facile et conduit au résultat suivant : l’élec- tron, au lieu de suivre un rayon des électrodes cylindriques, par-
courra une spirale en tendant vers un cercle asymptote. Le rayon R de ce cercle est défini par l’égalité :
dans laquelle V représente maintenant la différence de potentiel
entre les points du cercle asymptote et l’électrode intérieure. Si l’électrode intérieure a un rayon suffisamment faible vis-à-vis de celui du cylindre anodique, le champ est tout entier localisé près d’elle, et l’on peut confondre V avec la différence de potentiel entre
les deux électrodes.
Ce calcul permet d’expliquer aisément les résultats expérimentaux
obtenus précédemment :
1° Si le champ magnétique est très petit, les électrons rencontrent l’anode avant d’avoir pu s’approcher du cercle asymptote, leur tra-
jectoire est peu allongée, le potentiel disruptif n’est pas modifié, et, si la pression est inférieure à la pression critique, le potentiel de décharge reste supérieur au potentiel minimum ;
~° Si H croît alors jusqu’à une valeur telle que R soit inférieur au rayon de l’anode, l’électron tend à rester indéfiniment dans le gaz
en se rapprochant de plus en plus du cercle asymptote. Le trajet
réel des électrons qui, en l’absence de champ magnétique, était infé- rieur à leur libre parcours moyen, tend à redevenir égal, ou supé-
rieur à ce parcours. En d’autres termes, tout se passera comme si l’on avait accru la distance des électrodes. Les corpuscules, qui en
moyenne ne rencontraient plus aucune molécule, les rencontreront à nouveau et les ioniseront par leurs chocs. La décharge passera à travers le gaz. Ainsi le champ magnétique aura abaissé le potentiel disruptif ;
3° Si le champ magnétique devient très intense, la spirale décrite
par un électron est tout entière ramassée au voisinage de la cathode.
L’électron pourra encore rencontrer des molécules, mais comme il
n’aura parcouru, dans le sens du champ électrique, qu’un espace insi-
gnifiant, son énergie cinétique sera insuffisante pour produire une
ionisation par collision. La décharge s’éteindra.
Ainsi la théorie explique qualitativement d’une manière complète
le phénomène d’abaissement du potentiel explosif observé par
J. de Phys., 5° série, t. I. (lBlars i9il.) 15
202
M. Gouy, ainsi que l’existence du champ magnétique optimum que les expériences décrites nous ont révélée.
Vérifications expérÏ1nentales.
-On peut confirmer simplement l’explication précédente en modifiant le tube à décharges. On soude
l’une à l’autre les deux cathodes, de manière à les remplacer par une cathode unique placée dans l’axe du cylindre anodique et traversant le tube de part en part. Le champ électrique est ainsi rendu plus rigoureusement cylindrique que dans le premier tube, et les résultats doivent rester les mêmes. C’est ce que l’expérience confirme de tous points. Le nouveau tube est représenté sur la fiy. 3.
Fic, - 3. FIG. 4.
Si le champ magnétique est convenable, l’effet de M. Gouy s’ob-
serve avec la plus grande netteté. Il y a rallumage de la décharge
en position privilégiée, extinction si on tourne l’électro de part et
d’autre. Si l’on accroît le champ magnétique, on constate encore
l’existence d’un champ magnétique optimum, au-dessus duquel la décharge est moins bien rallumée par le champ magnétique et
même ne l’est plus. A ce moment une rotation de l’électro peut à son
tour rallumer la décharge; c’est le renversement de l’effet de M . Gouy .
De même on observe l’allumage temporaire du tube à la fermeture
et à l’ouverture du circuit de l’électro. Tous ces phénomènes n’appa-
raissent d’ailleurs, comme le veut la théorie, qu’au-dessous de la pression critique.
Voici un exemple numérique. La pression de l’air étant de 01nI11,06 environ et la différence de potentiel de 360 volts, on envoie dans l’électro un courant de 0,6 ampère (correspondant à un champ ma- gnétique de quelques centaines de gauss seulement). La décharge, qui ne passait pas, est allumée si l’électro est dans la position A : le
courant de décharge est de 24 cent-millièmes d’ampère. On tourne
l’électro, la décharge s’éteint ; on le ramène, elle se rallume. C’est
l’effet de Gouy.
203 Le courant de l’électro’ est élevé jusqu’à 5 ampères (1.300 gauss
environ). La décharge, qui passait tout à l’heure en position privilé- giée, s’éteint. Elle se rallume si on baisse le courant ou si on tourne
l’électro. Elle se rallume aussi un instant si on coupe le courant ma-
gnétisant. C’est le phénomène complémentaire de celui de M. Gouy.
Voici encore quelques particularités intéressantes :
1° Lorsque le vide est assez poussé, la décharge ne passe plus
sous 800 volts, par exemple. Le champ magnétique en position pri- vilégiée le rallume sous 400 volts, si la pression est convenable. Le
rallumage a lieu aussi, bien entendu, pour tout potentiel compris
entre 400 et 800 volts, et la décharge est d’autant plus brillante que le potentiel est plus élevé. Si, avec un champ magnétique donné, on
veut alors éteindre la décharge en tournant l’électro, on constate
que cette extinction est d’autant plus difficile, c’est-à-dire nécessite
une rotation d’autant plus grande, que le potentiel de décharge est plus élevé; elle a d’ailleurs l’aspect d’une nappe lumineuse horizon-
tale, qui n’est autre chose qu’unlarge faisceau magnéto-cathodique.
Si le potentiel de décharge est assez grand, la décharge ne s’étein-
dra plus même quand l’électro sera amené dans la position B. On peut alors observer avec la plus grande netteté la partie relative-
ment obscure du faisceau magnéto-cathodique, qui le fait ressembler partie négative d’une décharge ordinaire.
2° Si l’on utilise un champ magnétique beaucoup plus fort, on arrive, comme on l’a vu, à éteindre en position privilégiée une décharge qu’avait rallumée un champ faible. Il peut ne plus en être
de même si l’on accroît le potentiel de décharge. Le champ magné- tique optimum croît rapide1nent arec le potentiel de décharge. Ce résultat, que la formule (1 ) permettait de prévoir, est une nouvelle
confirmation de la théorie.
J’ai tenu à confirmer les résultats précédents avec d’autres formes de tubes, et aussi à tenter quelques vérifications’ quantitatives.
Voici les expériences que j’ai instituées à cet effet :
I.
-Si la théorie est exacte, on doit pouvoir en retrouver les
résultats en réduisant l’anode et la catllode à une très faible lon- gneur dans le sens du champ magnétique, en pratiquant, en quelque
sorte, une section droite dans le tube de la /îg. 3. J’ai été ainsi con-
duit à employer le tube de la fig. 4. L’anode H est un simple fil
d’aluminium circulaire. La cathode C est un fil d’aluminum protégé
par du verre, sauf à son extrémité, et placé perpendiculairement au
204
cercle anodique. La partie dénudée de la cathode arrive exactement
au centre de l’anode. On a ainsi réalisé une cathode ponctuelle au
centre d’une anode circulaire. Il est visible que la théorie exposée
tout à l’heure s’applique encore au cas où le champ magnétique est perpendiculaire au plan du cercle.
L’expérience en a de nouveau pleinement confirmé les résultats. Je
me bornerai à indiquer que le phénomène de M. Gouy s’observe ici
encore avec netteté, ainsi que le champ magnétique optimum. Le
faisceau magnéto-cathodique presque linéaire que l’on obtient dans
ce tube présente de plus quelques particularités sur lesquelles je compte revenir plus tard.
III. - Quant aux vérifications quantitatives, elles ont été de deux
ordres :
La formule (1) permet, lorsqu’on a mesuré le champ magnétique optimum H, avec un potentiel de décharge donné V, de calculer le rayon R du cercle asymptote vers lequel tendent les électrons On connaît en effet le rapport dont la valeur en unités électro-ma-
gnétiques est environ 1,73 X 10’ . Le calcul fournit ainsi pour R une valeur c01nlJrise entre les rayons des deux électrodes, ce qui constitue
une concordance très satisfaisante.
D’autre part j’ai, sous la pression de et avec letube à anode cylindrique représenté sur la 3, construit la courbe de variation du potentiel explosif en fonction du champ magnétique, ce dernier
étant en position A. Cette courbe est exactement semblable à celle que fournirait un tube extérieur au champ magnétique dans lequel
on ferait changer la pression, ou encore un tube à électrodes mobiles dans lequel, sous la même pression, on ferait varier
la distance des électrodes. En particulier, la courbe présente un
minimum très accentué de 340 volts lorsque le courant magnétisant
est d’environ 0,9 ampère. La valeur obtenue est précisément la va-
leur bien connue du potentiel minimum dans l’air. On retronve et
précise ainsi la notion de champ mag nétique optimum indiquée plus haut, et l’on voit que du 1nagnétique est sim_plein6nt
aitre»ze>at que par un deplacement nzécaitique, la lon-
gueur des trajectoires des électro>is.
Expériences complé¡nentcu’res.
-M. Gouy a fait des objections à quelques-unes des expériences précédentes (1 ). Dans les tubes à
---
