Annalen der Physik;T. XL, nos 4 et 5 et T. XLI, n° 6 ; 1913

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Annalen der Physik;T. XL, nos 4 et 5 et T. XLI, n° 6 ; 1913

L. Letellier

To cite this version:

L. Letellier. Annalen der Physik;T. XL, nos 4 et 5 et T. XLI, n° 6 ; 1913. J. Phys. Theor. Appl.,

1913, 3 (1), pp.513-528. �10.1051/jphystap:019130030051301�. �jpa-00242058�

513 d’un potentiel, ^{R la constante} moléculaire des gaz, ^{e la} charge ^des

ions, 0 ^la température. ^{Comme le courant i} augmente rapidement

avec la température, ^{il en est de même de la} perte d’énergie.

La formule (1), établie pour ^{le cas} particulier ^{d’une émission}

d’électrons, ^{est d’une} portée plus générale; ^elle s’applique, d’après

les auteurs, ^dans chaque ^{cas où il est} possible d’observer l’équilibre

entre une atmosphère ^{externe d’ions et la source} d’émission.

Divers auteurs (Wehneit ^et Jeutzsch, Schneider) ^{ont tenté des}

essais pour déceler et mesurer la perte d’énergie indiquée par la formule (1.) ^et qui ^{doit se traduire} par ^un refroidissement. L’accord

avec la formule n’a pas ^été satisfaisant.

Cooke et Richardson ont effectué de nouvelles expériences ^{sur les}

filaments d’osmium. Ils ont obtenu une évaluation de l’effet ther-

mique, produit par les variations d’énergie qu’indique la formule (1 ),

en mesurant le changement de résistance électrique ^{dont le fil est le} siège, suivant que le ^courant thermoionique ^{est émis ou} absorbé par lui.

La théorie de l’expérience ^{est assez} complexe. Les résultats semblent en assez bon accord avec les conséquences qu’on peut

tirer de la formule (i).

A. BOUTARIC.

ANNALEN DER PHYSIK;

T. XL, ^{nos 4} et 5 et T. XLI, ^n° 6 ; ^1913.

L. JANICKI. - Sur les interférences dans les lames en forme de coin. - P. ! 93-498.

Vérification expérimentale ^de la théorie mathématique ^{des inter-}

férences dans les lames en forme de coin semi-argentées, donnée par E. von der Pahlen (,Ann. ^d. Physik, ^t. _p. 1567-1589 (1).

>

1

(1) Voir J. de Phys., ^ce vol., p. i6’I,I69.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019130030051301

514

NI. LA ROSA. - Recherches spectrales ^{sur l’arc au charbon}

aux basses pressions - P. 542-550.

L’auteur a étudié les circonstances de la production des différents spectres que l’on peut ^{obtenir au} moyen de l’arc ^au charbon en fai- sant décroître progressivement ^la pression. ^{Dans son} dispositif, ^l’in-

tensité du"courant électrique ^{était maintenue constante au moyen}

d’un régulateur automatique.

Lorsque ^la pression ^décroit progressivement depuis ^{une atmos-} phère jusqu’à quelques centimètres de mercure, le spectre ^{de l’arc} ordinaire se modifie de la façon suivante. Les bandes du cyanogène

et particulièrement celles du deuxième groupe deviennent sensible- ment plus faibles, tandis que croît l’intensité des raies données par les impuretés ^{contenues dans les charbons.}

Si la pression ^{décroît de nouveau} jusqu’à quelques millimètres de mercure, ^on voit décroître encore l’intensité des bandes du cyano-

gène ^{en même} temps que celle des raies d’impuretés. ^{En même} temps apparaissent ^{les bandes des} hydrocarbures, accompagnées, ^{si la} pression ^ne dépasse pas 2 millimètres de _mercure, des raies de

l’hydrogène, que l’on obtient très intenses, ^même si l’enceinte où brûle l’arc est dépourvue d’humidité.

F. PASCHEN. - Sur le système des séries dans les spectres ^du zinc, ^{du cadmium} et du mercure (Eclaircissements).

P. 602-605.

I ’auteur maintient contre Stark la distribution des raies en sé- ries qu’il ^a donnée pour les spectres ^{du mercure, du cadmium et du}

zinc :

1° Les raies du mercure ~336,1 ~, 4018,05, 2857,07, ^et 2564,14 font partie ^de la même série de combinaison de symbole ^{1,5 S-} 2P2’

car la distribution des intensités dans cette série est celle qu’on pré-

voit a priori. D’ailleurs la raie 2t>36,72, qui ^{donne, dans le} champ magnétique ^un triplet ^d’écart égal au 3 de l’écart normal, doit appar- tenir non à une deuxième série secondaire de raies simples, ^{mais à}

une série de combinaison du type ^{rns- np2;}

2° Les raies Zn 2138, ^{Cd 2288 et} Hg ^{1849 sont} respectivement ^les

termes de rang 1,5 d’une deuxième série secondaire de raies

515

simples. ^En effet, ^{le calcul se} présente ^{de la même façon pour ces}

trois raies ; ^{leur intensité est celle} qui convient à leur rang dans ^la série. D’ailleurs la raie Hg ^{2536,72 ne} peut ^être substituée, ^comme le fait Stark, ^à Hg ^{1849, à cause} du caractère de son effet Zeeman,

WILLY MOBIUS. 2013 Théorie de l’arc-en-ciel _{pour des} sphères ayant ^{un diamètre}

de 1 à 10 longueurs d’onde. - P. 736-’i47.

L’auteur a étudié, ^en partant ^du principe ^de Huyghens, ^ce que de- vient ^un faisceau de lumière tombant sur des gouttes ^{d’eau dont le} diamètre est de 1 à 10 longueurs ^{d’onde et subissant une réflexion}

f

à l’intérieur de ces gouttes. ^Il calcule les courbes d’intensité _pour

.

les vibrations lumineuses parallèles ^et perpendiculaires ^au plan ^d’ob-

servation et pour différentes valeurs ^du diamètre.

Il trouve que la méthode de Mascarot, qui permet ^de calculer fa- cilement sans intégration ^la place ^{des maxima et} des minima d’in- tensité quand les diamètres des gouttes ^sont plus grands que ¹⁰ lon- gueurs d’onde ^{est encore} applicable quand ^la grandeur ^{du diamètre}

descend jusqu’à 4 longueurs ^d’onde.

A. SOMMERFELD. - L’effet Zéeman pour ^un électron lié anisotrope

et les observations de Paschen et Back. - P. 748-774.

L’auteur cherche à interpréter théoriquement les faits constatés par MM. Paschen ^et Back, ^{au cours} de leurs recherches sur le phé-

nomène Zeeman dans le cas de doublets et de triplets ^{très serrés.}

Il considère comme dans la théorie élémentaire de Lorentz un

électron, ^{attaché à sa} position d’équilibre par des ^forces quasi-élas- tiques. Mais la liaison est anisotrope, ^{et aux} trois directions rectan-

gulaires ^de vibrations correspondent ^des fréquences légèrement ^dif-

férentes _n~ et n3. On a ainsi un triplet ^{naturel; et si deux des} fréquences ^sont égales ^{au doublet.}

Dans un champ magnétique faible, ^le triplet s’élargit proportion-

nellement au carré du champ. ^La position ^{de ses} composantes dépend

de et n., ^tant que ^{l’on a} pour ^{la valeur} du champ H la condition

516

où 3n désigne ^la plus grande des différences :

Si la valeur du champ ^est plus grande, l’électron anisotrope ^tend asymptotiquement ^{à se} comporter ^{comme un électron} isotrope.

Le phénomène ^{Zeeman se} traduit par ^un triplet ^{ou un doublet nor-} mal, ^{- suivant le sens} d’observation,

^et la distance des compo- santes croît proportionnellement ^{à la} grandeur ^du champ.

La valeur critique ^{H’ du} champ pour laquelle ^{on a : -.}

est facile à calculer. Ainsi, pour ^une différence de longueur ^d’onde égale ^{à un} angstrom ^~),

^{iU-8 et} pour la lumière jaune :

on a:

Pour se représenter les caractères de la polarisation, ^{il faut re-}

marquer que, dans ^une vapeur lumineuse, ^la particule change ^cons-

tamment son orientation, mais que l’allure de ^ces changements ^est

lente _par rapport ^aux vibrations des électrons. Il résulte de là que les directions des axes prennent ^{toutes les} positions par rapport ^au champ magnétique ^et par rapport ^à la direction d’observation. Le

triplet ^naturel n’est pas polarisé ; ^{dans un} champ magnétique faible,

on a un commencement de polarisation ; ^{avec un} champ magnétique fort, ^la polarisation devient de plus ^en plus complète.

La variation de l’orientation de la particule intervient aussi dans

.

l’interprétation ^{de la} largeur des raies. Sans le champ ^{les raies sont}

fines. Dans les champs faibles, ^elles s’élargissent proportionnelle-

ment au carré du champ, pour atteindre ^{avec une} valeur critique ^du champ ^des largeurs définitives caractérisées respectivement par ^les

, ,

.!ln

g randeurs ^{.:ln et} n-

Cette interprétation ^{s’accorde au moins} qualitativement ^{avec les}

résultats de Paschen et Bac.

517

F.-PASCHEN et E. BACK. - Effets Zeeman normaux et anormaux.

Supplément. - P. 960-970.

Les auteurs rappellent ^leurs observations antérieures. Ils an-

noncent en outre qu’en employant ^un champ magnétique ^de

~0. ~30 gauss, ils ^{sont arrivés à avoir un} triplet magnétique ^normal

avec le triplet naturel de l’oxygène ^{3947 : ils ont} constaté enfin que ^le triplet ^donné par les raies ^de l’hydrogène ^{Hx et} H~ ^tendait

vers le triplet ^{normal à mesure} que ^{croissait le} champ. ’

F. GROZB.

D.-E. ROBERTS. - Influence de la température ^{et de} l’aimantation

sur la résistance électrique ^du graphite.

P. 4o3-4’72.

Roberts a utilisé de courts crayons ^à section rectangulaire (longueur ^7-10 millimètres, largeur ^1-2 millimètres, épais-

seur 0,1-0,5 millimètre) ^{cuivrés aux} extrémités, ^tous parallèles ^aux

faces de clivage; il n’a pas été obtenu de crayons parallèles ^à

l’axe cristallographique. Pour l’aimantation transversale, l’échantil- lon était ordinairement disposé ^{de façon} que les lignes ^{de force}

soient perpendiculaires ^{à la surface de} clivage, ^donc parallèles ^à

l’axe cristallographique.

La résistance a été mesurée par la méthode du potentiomètre. ^Le champ magnétique était fourni par ^le grand ^électro semi-annulaire de Du Bois.

1. Recherches à la te1npérature ^ordinaire (1~3°).

^{Résultats très}

variables suivant l’échantillon considéré; toutefois les échantillons de grapliite ^de Ceylan (1), ^utilisés déjà par M. Owen dans ses

recherches thermomagnétiques, ^{ont fourni des résultats concor-}

dants. Ils présentent ^une grande augmentation de résistance par l’aimantation transversale. L’augmentation ^relative peut ^être repré-

sentée par ^une équation ^{de la forme :}

où m est constant pour ^{tous les} échantillons de graphite ^I.

Roberts a étudié l’influence ^de l’orientation du graphite ^{dans le}

518

champ, ^{à la} température ^ordinaire (19-22°) ; le bâtonnet pouvait

tourner autour d’un axe perpendiculaire ^à la direction du champ.

Les mesures ont été faites dans les deux ^cas suivants :

a) L’axe de rotation est parallèle ^{à la} longueur du bâtonnet : l’ai- mantation est donc toujours transversale ;

b) L’axe de rotation est perpendiculaire ^{à cette} longueur ^et paral-

lèle à la surface de clivage; l’aimantation, transversale _par exemple,

devient longitudinale ^{par une rotation de 901.}

Dans les deux cas, l’augmentation relative de résistance par ^un

champ ^{déterminé est :}

n étant l’angle ^{de l’axe} cristallographique ^{et de la direction du} champ.

Il. Influence de 1a tenzpérature.

L’influence de l’aimantation transversale a été étudiée à

i 790, 0°, + 18°, + ¹⁷⁹⁰ pour les

champs variant de 0 à 40 kilogauss.

Lorsque ^le champ ^est nul, ^{on observe une forte} augmentation

de R ^-- résistance à 0° ^{avec une} inflexion horizontale très mar-

0

quée ^{à la} température ordinaire. L’influence du champ ^à tempéra-

ture constante est particulièrement grande ^{aux basses} températures;

une équation ^{de la forme} (a) ^{ne convient} plus.

F. P ASCHEN. - Distribution de l’intensité dans la raie Doppler

des rayons-canaux. 2013 ^{P. 606.}

Réponse ^à Stark(’).

L. VEGARD. - Sur la question ^{de la} production de lumière par les rayons-canaux.

P. 711-734.

J. STARIi. - Remarque ^sur le travail précédent ^{de M. L. P. 735.}

Suite de la discussion entre Vegard ^{et Stark} (2) . Le désaccord

subsiste. M.

(1) ^{STARK, J. de} Phys., ⁵⁸ série, ^t. 11, p, 589; ^~1912.

(’2) VEGARD, ^{J. tle t.} il, p. 1039; 19i2: icl., ce vol., p. ^253.

519

F.-J. DE WISNIEWSKI. - Sur la mécanique de Minkowski : I, p. ^387-390 (n° 2), II, p. G68-676 (n° 4).

I. L’énergie cinétique ^et le travail élémentaire ont pour expressions respectives :

et satisfont à l’équation :

d’où:

La somme des énergies cinétique ^et potentielle ^{est constante.}

Puisque ^{TI est une} fonction des seules cordonnées, ^{la force est le} produit d’une fonction et de (it

dT

Si donc, ^{dans un} système, ^{la somme des} énergies cinétique ^et potentielle ^est constante, ^{et s’il} n’y ^a pas d’autre forme d’énergie, ^la

force est le produit ^{de :}

Si l’on considère deux points ^{matériels en mouvement} relatif dans

l’espace vide, les conditions ci-dessus sont réalisées.

Comme les lois de la nouvelle mécanique ^{doivent concorder avec}

celles de la mécanique classique, lorsque v ^est infiniment petit, ^la

force d’attraction newtonienne a pour valeur :

où r est la distance des deux points; ^mx et 771 sont deux points ^maté-

riels ; ^{mx étant} pris pour origine, ^{on cherche la} trajectoire ^{de rn.}

520

On a:

d’où l’on tire unie première intégrale :

ou passant ^en coordonnées polaires

Une deuxième est fournie par ^le principe ^de l’énergie :

et l’on ^a facilement :

Trois cas sont à distinguer:

(Mx)2 On obtient une ellipse, ^une hyperbole ^{ou une} parabole.

(rnx)2 == aI’ ^La trajectoire ^{est une sorte de} spirale hyperbolique.

> (J. ¡. ^{Sa forme} dépend ^{de la} grandeur ^{de de la distance et de}

la vitesse initiales de m.

Il. L’auteur reprend ^{le cas} {m~’)~ X2 ^{et montre} que la ^nature de la section conique ^ne dépend ^{que de Cl2. C’est une} ellipse, ^une hyper-

bole ou unie parabole ^suivant que (X2 est négatif, positiE’ ^{ou nul. Suit la}

discussion du cas (mx)2 ~ qui ^{conduit sous certaines condi-}

tions à des courbes eu forme de spirales.

L’auteur puse ^{ensuite en} principe :

et en tire :

521

Cette équation ^{et celles} qni correspondent ^{aux autres} paramètres

tels que q, ^sont les analogues ^des équations ^de Lagrange. ^Le prin- cipe ^{est lui-même} l’analogue ^du principe d’llamilton auquel ^{il se ré-}

duit quand i, ^{est très} petit.

Si les q ^{sont les} coordonnées _{x, y, .~,} les équations ^sont:

Elles se confondent d’ailleurs avec les équations :

Le mémoire se termine par l’étude de la transformation des forces

pondéromotrices.

G. NORDSTROM. - Masse d’inertie et masse poids ^{dans la} mécanique ^de

la relativité.

P. 856-878.

Dans plusieurs ^travaux récents, ^{la notion de masse} joue ^{un rôle} secondaire ; ^c’est ainsi que Laue ^et Herglotz ^{ont montré} que la

mécanique des corps déformés peut être constituée sans qu’on y fasse appel. Cette notion est d’ailleurs insuffisante dans l’étude des

phénomènes d’inertie, quand ^les corps ^sont soumis à des tensions

élastiques.

D’autre part, ^la question ^{de la masse est} d’importance capitale

pour la théorie de la relativité, ^en raison de l’étroite liaison qui ^existe

entre l’inertie et le poids de la matière.

Ij’objet ^{de cet} intéressant mémoire est d’établir la mécanique

de la relativité pour les corps déiormables, ^{de manière à conserver} d’une manière générale la notion de masse. L’auteur étudie ensuite l’influence de la conduction thermique ^{et la} gravitation.

Un corps ^{se trouve dans un} certain état de tension et de mouve- ment. En outre de forces élastiques, peut agir ^{sur lui une force} pondéromotrice. D’après ^Laue (’), ^{il existe un tenseur} symétrique ^T,

à quatre dimensions, ^{dont les} composantes fournissent les tensions

(1) LAUE, ^Das Relativitàtsp>.inzip, p. 149.

522

ainsi que les densités d’impulsion ^et d’énergie. ^{Si l’on} désigne par K la force pondéromotrice extérieure par unité de volume, ^les équa-

tions du mouvement peuvent se ramener à l’équation vectorielle.

les variables sont

ict. A chaque point ^{est attachée une} fonction v, pour l’instant indéterminée, ^la densité de mccsse au repos

qui ^{est reliée à} la densité de masse u. par la relation v ^- _u. B/i 2013~,

où q ^{est le} rapport ^{Y de la vitesse à celle de} la lumière. Le tenseur T

c

est considéré ^comme la somme de deux tenseurs symétriques:

Le premier ^{d’entre eux est le tenseur} des tensions élastigites ; ^le

deuxième le tenseur 1natériel. Le vecteur mouvement V, ^à quatre dimensions, ^a pour conlposantes :

Si l’on _pose:

la première, par exemple, ^des équations ^{du mouvement s’écrit :}

Le second membre se transforme en :

(dv ^{élément de} volume, dvo ^{élément de volume au} repos ;

dvo ^{- dv} - q2). ^{Les trois} premières équations ^{du mouvement} expriment ^le principe ^de l’impulsion ; ^la quatrième, ^le principe ^de l’énergie. ^L’auteur considère la densité d’1nlpilsiou élccstiq2ce ^{et la}

densité d’iiiipulsion matérielle -

523

ainsi _que les tensions relatives :

Ces dernières constituent un tenseur dissYJnétriq ue (à trois dimen-

sions). Il établit alors les relations :

’

dfz, composantes d’un élément de la surface limite du

champ d’intégration) ^et

Cette équation ^{et les deux} analogues expriment le théorème d’im-

pulsion. ^La dissymétrie ^{du tenseur} des tensions élastiques signifie

que ^les forces élastiques ^{exercent, en} général, ^{un moment par unité}

de volume, égal ^à (vge). ^{Ce moment} intervient lorsque ^{la densité} d’impulsion élastique ^{a une} composante ^{normale à la vitesse. Ce}

moment est nécessaire pour la conservation d’une translation uni- forme des corps soumis ^{à des} tensions élastiques.

Considérant ensuite le courant d’énergie élastique ^{et le courant} d’énergie ^matériel

ainsi que les densités d’énergie correspondantes :

l’auteur établit les relations :

524

Dans le cas du repos, les composantes ^{de ~u} forment le schéma.

l’état de tension ne fournit alors ni courant d’énergie ⁿⁱ impulsion.

La densité d’énergie ^au repos ^{est :}

et la densité d’énergie élastique

En partant ^des équations fondamentales, ^on obtient la loi de varia- tion de la mas’::,e en fonction du temps.

= dt q2), ^{où v} dvo ^{.- est la masse.} Quand ^{la somme}

des forces extérieures et élastiques ^est orthogonale ^{au vecteur mou-}

vement V, ^{la masse ne varie} pas.

Définition ^{de la masse} d’inertie.

Jusqu’ici la densité de masse au repos ^{est une} fonction arbitraire des quatre coordonnées. Or la densité d’énergie ^{au repos est une} grandeur définie ; considérons alors un corps ^sur lequel agit ^une pression ^{normale de toutes} parts.

Una:

Cela posé, ^l’auteur admet que la définition la plus convenable con-

siste à poser :

La densité de masse au repos ^{est ainsi} proportionnelle ^{à la densité} d’én.ergie ^au repos. On a donc P211

^{o et} par suite ^toutes les com-

posantes ^de lro ^sont nulles.

Se reportant ^{ensuite à} l’expression de la densité d’impulsion ^élas- tique ^{ge, l’auteur montre} qu’elle peut s’exprimer ^au moyen ^d’une

masse d’inertie

525 Les considérations précédentes supposent qu’il n’y ^a pas conduc-

tion thermique. ^{Dans le cas} contraire, intervient une force pondéro-

motrice K- dont la composante énergétique KW,joue ^un rôle essentiel.

L’auteur pose par analogie

w, le tenseur de conduction thermique, ^est symétrique. Dans ^{le cas}

du repos, ^ses composantes ^forment le schéma (A)

Dans l’état de repos, les ^{tensions sont} fournies par le ^tenseur p, la densité d’énergie par la relation qr = c2v. Les composantes ^réelles

de u~ sont nulles. S’il y ^a conduction thermique, ^{on a trois vecteurs à} quatre dimensions, ^et leur ensemble forme le schéma (B). ^{On est}

alors conduit à envisager ^un quadruple ^vecteur W, ^{le courant de}

chaleur au repos ^aux composantes :

Appliquant ensuite les mêmes méthodes de notation et de calcul que précédemment, l’auteur établit plusieurs résultats intéressants :

Au sujet ^{de la} gravitation, ^l’auteur rappelle que, dans les théories d’Einstein et d’Abraham, la vitesse de la lumière dépend ^du champ

de gravitation. ^{Par une} modification de la théorie d’Abraham, ^il

arrive à conserver la constance de c et à développer ^{une théorie de}

la gravitation compatible ^{avec la} théorie de la relativité. Il introduit

un potentiel ^de gravitation (P ^{et un facteur de} gravitation 9 ^et pose :

526

la force de gravitation ^a pour composantes :

ces équations, jointes ^au principe : ^C

^Cte universelle, contiennent ,

la théorie. Pour étudier la variation de la masse dans le champ ^de gravitation, ^{on considère une masse} ponctuelle ^{rn; la} première, par

exemple, ^des équations ^du mouvement, ^{s’écrit :}

on en déduit les relations :

si g ^est constant, cela donne la loi cherchée :

valeur qu’on peut reporter ^{dans les} équations ^du mouvement, ^ce qui

éliminera m~ L’auteur parvient ^ensuite pour ^{le courant} d’énergie, ^la

densité d’énergie ^{et la} force, ^aux relations :

,

La dernière exprime ^le principe ^de l’énergie pour ^le champ ^de gravitation.

Le Mémoire se termine par l’étude de la chute. Les ^{résultats sont} les suivants : La composante ^{du mouvement normale au} champ ^est uniforme,

l’accélération est d’autant plus petite que ^la vitesse est

plus grande, ^{mais ne} dépend pas de la direction de celle-ci ;

^un

corps lancé horizontalement tombe plus ^lentement qu’un corps ^sans vitesse initiale.

E . - :B1. LÉMERAY.

527

W.-E. PAULI. - Recherches photoélectriques ^sur les substances fluorescentes.

P. 677-700

Dans ces expériences, ^{l’auteur montre} qu’il n’y ^a pas ^de dépen-

dance entre l’effet photoélectrique ^et la fluorescence. Les substances étudiées ont été choisies solides, ^et fluorescentes à la lumière visible.

La lumière provenant ^{d’une source} puissante ^est décomposée par le prisme, ^et l’on étudie les deux phénomènes ^{en fonction de la lon-}

gueur d’onde ; ^des expériences de contrôle faites au moyen d’écrans

ont confirmé les résultats. L’effet photoélectrique ^{s’obtient en mesu-}

rant, par ^un dispositif ^très sensible, ^le temps ^de décharge ^d’une

couche de la substance chargée négativement; ^la fluorescence est mesurée photographiquement ^{si elle est assez} intense, ^et par ^un

procédé spectrophotométrique beaucoup plus sensible dans le cas

contraire.

Au cours de ses expériences, ^{l’auteur retrouve} l’effet actinoélec-

trique bipolaire déjà ^{observé par Lenard et Sacland} (1), ^effet qui

est également indépendant ^{de la} fluorescence.

L’auteur cherche ^à expliquer théoriquement ^{ces résultats} qu’il rapproche ^{de ceux de Lenard sur la} dépendance ^{de la} phosphores-

cence et de l’effet photoélectrique. ^{La cause} de l’émission de lumière étant le départ ^{d’un électron, la} plus ^{ou moins} grande durée d’émis- sion s’expliquerait par ^la plus ^{ou moins} grande ^{distance à} laquelle

serait projeté l’électron. Cette hypothèse permet également ^d’inter- préter ^{ce fait} que l’augmentation ^de pression ^{diminue la} phospho-

rescence, tandis qu’elle n’agit pas ^sur la fiuorescence; ^{mais les résul-}

tats expérimentaux ^{ne sont} pas ^assez nombreux pour permettre ^de conclure.

MAX WOLMER. - Les diiiérents phénomènes photoélectriques ^sur l’anthracène ; leurs relations entre eux, ^avec la fluorescence et la polymérisation de l’anthra- cène.

P. 7’1~-796.

Les principaux ^{résultats contenus dans ce mémoire sont les sui-}

vants :

Il Les radiations de longueur ^d’onde supérieure ^{à 225} pp ^ne donnent pas d’effet Hallwachs sur l’anthracène solide, ^mais _aug-

(1) ^{Ann. de} Phy. ^t. XXVIII, p. 416 ; ^1909.

528

mentent seulement sa conductibilité. Ces mêmes radiations ne

donnent rien sur une solution étendue d’anthracène dans l’hexane, mais augrnentent la conductibilité d’une solution concentrée en même

temps qu’il ^{se forme sur les} électrodes un dépôt d’anthracène par suite de Févaporation ^de lyhexane ; ^{ce dernier} phénomène ^se rap-

proche ^{d’un effet} bipolaire ^{observé sur} l’anthracène sous hexane, ^dû

au départ ^{de la} molécule d"ions positifs ^ou négatifs plus ^{ou moins}

solubles dans le solvant, ^et s’y ^{diffusant en raison de leur} solubilité : -.

effet analogue observé pour le soufre, ^{mais seulement} unipolaire,

le soufre ne se déchargeant que s’il est positif. L’auteur déduit de

ce phénomène ^une nouvelle théorie de l’augmentation de conducti- bilité des isolants solides.

4

° Au-dessous de 225 les radiations donnent ^sur l’anthracène solide un effet Haliwachs, ^sur la solution dans l’hexane un accrois- sement de conductibilité ; ^et l’intensité varie dans les deux cas de la même façon ^{avec la} longueur ^{d’onde, ce} qui s’explique ^{en admet-}

tant que l’augmentation ^de conductibilité est due à un effet photo- électrique ^sur les molécules dissoutes, provoquant ^{une ionisation}

en volume analogue ^à l’ionisation des gaz. Le phénomène ^{a d’ailleurs}

été observé sur d’autres corps que l’anthracène.

Au point ^{de vue} théorique, ^I’auteui° rejette la théorie dé Byk (’~) expliquant ^la polymérisation ^de l’acétylène par ^un relâchement d’élec- trons, ^ainsi que ^la théorie de Stark (2) ^{sur la} fluorescence, imaginant

une séparation complète ^des électrons, ^{et ramène le tout à un chan-} gement ^{dans l’état} vibratoire des électrons.

L LETELLIER.

(1) BYK, ^Zeit. Elektrochimie, ^t. XV1 p. 331.

( STARK, Phys. Zeit., ^t. X, p. 618.