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Submitted on 1 Jan 1905
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mélanges
E. Bouty
To cite this version:
E. Bouty. Cohésion diélectrique de la vapeur de mercure et de ses mélanges. J. Phys. Theor. Appl.,
1905, 4 (1), pp.317-322. �10.1051/jphystap:019050040031700�. �jpa-00241009�
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COHÉSION DIÉLECTRIQUE DE LA VAPEUR DE MERCURE ET DE SES MÉLANGES ;
Par M. E. BOUTY.
1. Pour étudier la cohésion diélectrique de la vapeur de mercure, il était nécessaire d’opérer à des températures comprises entre f00°
et ‘~ ~0°. Or ma méthode exige l’emploi d’un ballon qui, à la plus
haute température produite, ne présente pas la plus petite trace de
conductibilité. De plus, pour être comparables à celles qui ont été
réalisées sur d’autres g az, les mesures devaient être ramenées, par le calcul, à une température constante. Pour cela je fais usage de la loi d’invariabilité de la cohésion diélectrique à volume constant ; mais
je n’avais encore établi cette loi que jusqu’à la température de 1900 (t).
2. A l’aide d’un ballon plat de silice, fourni par la maison Heraeus, j’ai pu démontrer (2) que ma méthode est applicable tout au moins jusqu’à 300°, température à laquelle les cales de terre poreuse qui séparent les plateaux du condensateur commencent à conduire d’une
façon appréciable. J’ai montré de plus, par l’exemple de l’air, que
’
la loi de l’invariabilité de la cohésion diélectrique à volume constant
avec la température est rigoureuse jusqu’à cette température de 300".
3. Il m’était désormais loisible d’opérer, avec la vapeur de mercure saturée dans le ballon de silice, à des températures variables, et de
ramener tous les résultats à la température de 17° en faisant usage
-
de la loi de l’invariabilité de la cohésion diélectrique à volume cons-
tant.
4. La fig. 1 donne le schéma du dispositif employé. Le système
des plateaux A, B du condensateur et du ballon C est incliné. Le col du ballon est mastiqué en ~x, en dehors de l’enceinte chaude, à un
tube bede à trois robinets. Par e, le ballon communique avec un tube barométrique relié à iine cuvette à mercure mobile ; par c, avec la
trompe à mercure et avec un manomètre ; par d, avec un récipient à
gaz, qui servira dans l’étude des mélanges.
Après avoir fait, dans le ballon, le vide de Crookes, et l’enceinte M étant à la température ambiante, on amène, par le jeu de la cuvette
(1) Voir J. de 4e série, t. 111, p. 12 ; 1904.
(‘’) Congrès de Grenoble, 1904. - Le ballon de silice avait une capacité d’environ.
un quart de litre et ses dimensions étaient à très peu près les mêmes que celles des ballons de verre ou de cristal antérieurement employés.
J. de 4e série, t. IV. (Mai 1905.) 22
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019050040031700
mobile, le niveau du mercure en h à l’intérieur de l’enceinte. Le niveau se trouve alors en n dans le tube vertical étroit, qui servira
désormais de manomètre auxiliaire. Si, après avoir fermé le robinet e, l’on porte l’enceinte à une température t, le mercure, vaporisé en h, remplira le ballon sous une pression qu’on déduira de l’ascension du
mercure en n’. Un jaugeage préliminaire a établi que, pour tenir compte du recul du mercure en h dans le col du ballon, il faut for-
cer la hauteur nn’, lue directement, du lj70e de sa valeur.
FIG. 1.
’On fait une détermination de champ critique à la température t ;
on mesure la pression réelle de la vapeur de mercure, et on ramène,
par le calcul, cette pression à la température
5. La température est donnée par un thermomètre de Baudin,
dont le réservoir est en t, dans la région occupée par le ballon. Ein
réalité, la température qui devrait intervenir serait celle du point le plus froid de l’espace occupé par la vapeur de mercure. L’étuve M est échauffée par le passage du courant du secteur dans une résis- tance uniformément distribuée sur une couronne G entourant les
plateaux A, B. La température de l’enceinte peut cependant ne pas
être rigoureusement uniforme. J’évalue à une couple de degrés, au
plus, l’incertitude qui en résulte.
319 Le tableau suivant résume les observations :
Vapeur de mercure.
6. La formule empirique applicable à ces expériences,
-(nombres calculés de l’avant-dernière colonne) est de même forme que
celles qui ont été employées jusqu’ici pour les divers gaz ou vapeurs.
On voit, par la dernière colonne, que les écarts, par rapport aux
nombres observés, sont tout à fait du même ordre qu’avec les autres
gaz, bien qu’ici nous ayons affaire à une vapeur saturée (ou voisine
de la saturation), et que l’incertitude des valeurs réduites de la
pression soit notablement plus grande que dans les cas précédents.
7. Les effluves, dans la vapeur de mercure pure, sont éblouissantes.
Elle rappellent la lumière de l’arc au mercure. Dès que la pression dépasse 1 centimètre, elles illuminent la salle d’expériences, à tra-
vers la fenêtre de mica de l’enceinte.
8. Quand une effluve a passé, la silice du ballon retient les résidus
électriques avec une ténacité sans exemple dans les expériences an-
térieures. Il est nécessaire de chauffer pendant une heure au moins
à une température supérieure à 250° avant de tenter une autre me-
sure, sous peine de n’obtenir que des résultats incohérents. C’est la
principale difficulté que j’ai rencontrée.
9. On sait que le coefficient du terme en ~ ainsi que le terme
constant de formules empiriques ne nous renseignent que sur les
irrégularités de forme du ballon et sur sa propriété de condenser
plus ou moins aisément les gaz employés. Au contraire, le coeffi-
cient du radical a une importance prépondérante. Il représente la
cohésion diélectrique du gaz. Eu égard à la densité considérable de la vapeur de mercure, cent fois supérieure à celle de 1 hydrogène, la
cohésion diélectrique 354, égale seulement aux 0,85 de celle de l’air, peut passer pour remarquablement petite. Par cette propriété,
comme par l’éclat de ses effluves, la vapeur de mercure se rapproche
de l’argon, monoatomique comme elle.
10. Dès qu’on mêle à la vapeur de mercure un gaz étranger, l’éclat
des effluves diminue beaucoup, ce que l’on observait aussi dans le
cas de l’argon.
Pour opérer sur des mélanges, après avoir réalisé un vide parfait
dans le ballon, on y laisse rentrer un gaz connu, sous une pression
que l’on mesure au manomètre extérieur. Le niveau du mercure est alors entre e et b et tous les robinets sorit ouverts. On ferme le robi- net d ; puis, par le jeu de la cuvette mobile, on amène le niveau du
mercure dans le col du ballon au repère h. On ferme enfin le robi- net e et on porte l’enceinte à la température t. La pression du mélange
de gaz et de vapeur de mercure est la somme de la pression lue au grand manomètre extérieur et de la pression déduite de l’indication du niveau en n’.
En opérant avec une même masse de gaz, emprisonnée une fois
pour toutes dans le ballon, et à une série de températures croissantes,
on a une série de mesures se rapportant à des mélanges qui con-
tiennent une proportion de plus en plus forte de vapeur de mercure.
On comparera les valeurs des champs critiques mesurés à celles qui
se déduiraient de la loi des moyennes.
Voici quelques résultats relatifs à des mélanges de vapeur de
mercure et d’hydrogène.
Pression de H
321
On voit que la loi des moyennes donne invariablement des nombres
trop petits.
Des mélanges de vapeur de mercure et d’acide carbonique ont
fourni des résultats analogues, quoiqu’un peu moins nets. L’écart
de la loi des moyennes est dans le même sens que pour les mélanges
de gaz, dont l’un des éléments est l’argon ; mais, avec l’argon, les
écarts étaient beaucoup plus importants.
~~. On pouvait se demander ce qui arriverait si l’on mêlait l’argon
et le mercure., tous deux monoatomiques. Je n’avais à ma disposi-
tion qu’un argon légèrement impur, dont les champs critiques
étaient représentés par la formule
Voici quelques-uns des résultats obtenus : de èc ~’~~ =
Pression de l’argon à 170 - 5cm,600
Pression de l’argon ~c 1 î, =
Ici les écarts sont énormes, c’est-à-dire à peu près aussi impor-
tants que pour les mélanges de l’argon avec un gaz polyatomique quelconque.
13. En étudiant le spectre de l’argon, avec une prise de gaz qui
avait été manipulée sur la cuve à mercure à la température ordinaire, j’ai observé que les quatre raies du mercure, et notamment la raie bleue et la raie violette, avaient une intensité tout à fait comparable
à celle des raies propres de l’argon, bien que la pression de l’argon
fût de 20 centimètres et que celle de la vapeur de mercure ne pût dépasser un cinquantième de millimètre. Ainsi le mercure, en pro-
portion très minime, impose ses raies à l’argon. Il tend aussi à im-
poser sa cohésion diélectrique, conformément à ce que j’ai déjà énoncé, pour d’autres cas, comme conclusion à mes études sur les
mélanges de l’argon (’ ).
RECOMBINAISON ET DIFFUSION DES IONS GAZEUX;
Par M. LANGEVIN.
1° La connaissance exacte des lois relatives au déplacement et à la
recombinaison des ions dans les gaz pour des pressions et des tem- pératures variées est de la plus haute importance, en particulier
pour les progrès ultérieurs des théories de la décharge disruptive
où ces ions jouent le rôle essentiel, pour l’étude des phénomènes de
conductibilité des gaz chauds et des flammes, enfin pour la compré-
hension des faits météorologiques de plus en plus nombreux qui
sont liés à la présence d’ions dans l’atmosphère.
La plus actuelle peut-être de ces applications, la théorie des phé-
nomènes disruptifs, a fait récemment de tels progrès que M. Town- send (2), dans un travail récent, a pu calculer à quelques volts près les potentiels explosifs en s’appuyant sur l’étude du courant qui pré-
cède la décharge disruptive dans les gaz à basse pression. Ce phé-
nomène préliminaire ainsi élucidé, la décharge disruptive qui lui
succède modifie profondément la répartition du champ électrique
dans le gaz ; des ions sont présents en quantité considérable,
et le régime permanent qui s’établit dépend pour une large part
de la loi suivant laquelle les ions de signes contraires se recombinent à la pression généralement très faible où l’étude de la décharge est particulièrement intéressante. Le fait qu’un tube de Lecher, où la décharge vient de passer, conserve pendant un temps relativement très long la possibilité de s’illuminer facilement dans un champ électrique, semble indiquer que cette recombinaison se produit beaucoup plus lentement aux basses pressions qu’à la pression
ordinaire.
2° En effet, comme conséquence de déterminations directes du
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