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La conductibilité électrique
W.-J. de Haas
To cite this version:
W.-J. de Haas. La conductibilité électrique. J. Phys. Radium, 1928, 9 (9), pp.265-277. �10.1051/jphys-
rad:0192800909026500�. �jpa-00205344�
LE JOURNAL DE PHYSIQUE
ET
LE RADIUM
LA CONDUCTIBILITÉ ÉLECTRIQUE (*)
par M. W.-J. DE HAAS.
Directeur du Laboratoire cryogénique de Leyde. Dep. II.
Sommaire. 2014 L’auteur décrit des expériences faites en collaboration avec MM. Sizoo et Voogd sur les supraconducteurs. Les métaux supraconducteurs montrent des effets
d’hystérésis dans un champ magnétique pour la résistance électrique. Des changements brusques dans les résistances des métaux supraconducteurs sont observés et expliqués.
Un métal supraconducteur dans un champ assez élevé se comporte, pour la résistance
électrique, comme un métal ordinaire.
L’état supraconducteur de la matière est une phase nouvelle de la matière solide, phase qui peut être stable ou instable.
SÉRIE VI.
-TOME IX. SEPTEMBRE 1928 N° 9.
On peut différencier les théories de la conductibilité électrique en deux catégories (1).
Les premières théories supposent que les électrons dans un métal sont tout à fait libres, et
se meuvent entre les atomes des réseaux métalliques de la même manière que les molécules d’un gaz. Les lois des collisions sont appliquées au système atome-électron, et l’électron est réfléchi chaque fois par un atome d’une manière parfaitement élastique. C’est dans cet
ordre d’idées que MM. Riecke et Drude ont établi leurs théories de la conductibilité élec-
trique des métaux. Cependant on peut aller plus loin. En l’année 1911, M. Richardson démontra que dans un métal chauffé les électrons sortent de la surface du métal avec une
énergie cinétique moyenne donnée par la température du métal. De plus, les vitesses sont distribuées entre les divers électrons selon la loi de Maxwell. On pouvait penser à cette
époque que l’hypothèse d’un gaz d’électrons se mouvant dans le squelette des atomes du métal était bien légitime, et aussi qu’il était bien fondé d’introduire dans les calculs
-comme a fait M. Lorentz - la loi de Maxwell pour la distribution des nombres et des vitesses des électrons dans le métal. Toutefois ces conceptions soulèvent des difficultés,
dont l’une est relative à la chaleur spécifique : quand on attribue à l’électron libre l’énergie
moyenne d’un gaz à la même température, il est nécessaire que les électrons libres contri- buent à la chaleur spécifique du métal. Mais c’est un fait bien connu que la loi de Dulong et
Petit s’applique assez généralement à la température ordinaire aux corps solides.
D’ailleurs, quand on élèvera la température du métal, le nombre d’électrons libres aug- mentera par une dissociation plus élevée ; on aurait à attendre une amélioration de la con-
ductibilité et il est sûr que ceci ne se passe point. Je développerai ci-dessous encore quel
ques objections expérimentales contre la théorie des électrons libres. Malgré ces objections,
il faut avouer que la théorie des électrons libres dans les métaux peut rendre compte quali-
tativement dans beaucoup de cas de la manière dont se comportent les métaux : par exemple,
on réussit à établir la loi de Wiedelnann et Franz.
Naturellement, on peut essayer d’obtenir un meilleur accord quantitatif entre la théorie
et l’expérience; c’est ainsi que M. Sommerfeld, dans une publication récente, a remplacé,
dans les formules données par M. Lorentz, la statistique de iVTaxwell par la statistique de Fermi-Dirac.
(*) (:onténence faite aux séances de Pentecôte de la Société française de Physique, le 25 mai 1928.
(1) La littérature sur la conductibilité électrique est trop étendue pour qu’il soit possible de citer toutes les notes. Voir, pour la littérature, par evemple : Coiiductibilité électrique des.niétaux, Institut international de phY5ique Solvay, Gauthier-Villars, Paris (1927).
LE 10URAIAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM.
-SÉRIE VI.
-T010 IX.
-SBPTEMBRB i928.
-NO 9.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:0192800909026500
Cependant, nous voulons maintenant appeler l’attention sur des expériences qui, à
notre avis, ne sont pas en accord avec les théories des électrons libres.
Nous citerons d’abord une expérience de Iiamerlingh 0nnes sur les supraconducteurs.
Comme on le sait, l’étain est un métal qui devient supraconducteur à 3,70° 1~ . Kamerlingh
Onnes a projeté et exécuté l’expérience suivante. Il prend une tige de cuivre qu’il recouvre
d’une couche très mince d’étain. La tige est ref roidie au-dessous de la température de supra- conductivité de l’étain et la résistance est ensuite déterminée. Il n’est point possible de
déterminer une résistance au-dessous du point 3,70° K. Au-dessus de cette températures cependant, la résistance ordinaire du cuivre reparait.
Il est difficile de concilier cette expérience avec la théorie des électrons libres. Car si les électrons se meuvent comme des corpuscules libres entre les atomes, ils se déplacent
comme un courant de gaz d’électrons et il ne serait pas possible que les électrons en mou- vement dans l’étain et le cuivre fussent indépendants les uns des autres : il y aurait une friction. L’expérience contredit cette manière de voir les pliénomènes. Il n’y a point de
diffusion entre les électrons portant le courant dans l’étain supraconducteur et le cuivre.
On peut encore faire d’autres expériences contredisant la théorie des électrons libres.
C’est un fait bien connu que la résistance d’un métal augmente dans un champ magné- tique. Pour le graphite diamagnétique, le bismuth, l’antimoine et quelques autres métaux,
le phénomène est assez grand. Cependant, tous les métaux, excepté les métaux ferroma-
gnétiques qui se classent à part parmi les corps conducteurs, donnent des courbes
analogues de changement de la résistance sous l’action d’un champ magnétique.
Les expériences sur le changement de résistance des métaux dans le clamlJ magnétique
sont faites de deux manières. On peut déterminer le changement de résistance quand les lignes de force H sont dirigées perpendiculairement au courant électrique et en second lieu
quand les lignes de force sont parallèles au courant.
Pour ces deux cas, on obtient généralement deux courbes différentes.
Les phénomènes se passent cependant tout à fait autrement quand on fait porter les
recherches sur des tiges unicristallines. On prend, par exemple, une tige d’un cristal taillée de manière que l’axe principal soit dans une direction parallèle à la longueur de la tige et
l’on place cette tige dans le champ magnétique avec l’axe cristallin perpendiculairement
aux lignes due force de Il. Puis on peut déterminer le rapport 1~~/11~ en fonction de Ici
( W, résistance en l’absence de champ). Une deuxième expérience est alors faite avec une
tige unicristalline dont l’axe principal est perpendiculaire à la longueur de la tibe ; cette fois, on place la tige de la même manière dans le champ magnétique, l’axe cristallin orienté normalement aux lignes de force II, et l’on détermine de nouveau le quotient WUJ IV en
fonction de H.
TABLEAU I.
-Graphite. 0 ‘ 20~ C.
On remarque dans le tableau 1 pour le giaphite un résultat bien surprenant : dans les
deux cas, le changement de résistance est le même, au moins dans le premier ordre. Ce qui
veut dire que le mécanisme du changement de résistance n’est point du tout influencé par la
direction mutuelle des vecteurs électriques et magnétiques. On n’aperçoit rien d’une force de Lorentz sur les électrons. Je crois que ce résultat est inattendu avec les conceptions dont
nous venons de parler et je crois aussi qu’il sera difficile d’interpréter ces phénomènes à
raide de la théorie des électrons libres, au moinl av ec un calcul propre et libre d’hypothèses chutes.
On peut citer encore une troisième expérience. On prend la tige de la première expé- rience, mais maintenant on la place avec l’axe cristallin parallèle au champ. En détermi- nant le rapport on observera que le quotient est totalement cllangé. En réalité, c’est
l’orientation de l’axe cristallin, c’est-à-dire de la matière qui ne prend pas part au courant, relativement au champ magnétique qui détermine le mécanisme du changement de résis-
tance.
je crois qu’on peut conclure de cette série d’expériences que le changement de résis-
tance électrique n’a rien à voir arec des parcours libres d’électrons. Au contraire, on a l’impression assez nette que le mécanisme du courant est tel que chaque fois l’électron est caché et passe directement d’atorne à atome (2). C’est cette hypothèse que j’ai émise en 914 et qui, plus tard, a été énoncée aussi indépendamment par plusieurs autres auteurs (3).
On voit clairement, je pense, qu’il y a deux possibilités : ou l’on a un réseau métal-
lifi ue avec un gaz d’électrons, soit gaz de Maxwell, soit dégénéré d’électrons libre, ou l’on
a un réseau métallique avec les électrons passant d’atome à atorne.
Dans le premier cas, la théorie est déjà développée d’une manière remarquable, disons
même admirable ; dans le second cas, on ne peut pas parler d’une théorie proprement dite.
On a seulement une image de la réalité possible. Quant à moi, je suis convaincu que la seconde hypothèses - d’ailleurs difficile à traduire en langage mathématique - touche plus
à la réalité que la première théorie, si bien développée soit-elle.
Quelle est la place des supraconducteurs au point de vue des images qu’on peut se faire
de la conductibilité électrique ? Avant d’aborder cette question, nous ferons mention des faits expérimentaux anciens et nouveaux. Comme on le sait, la supraconductibilité de quel-
ques métaux fut découverte par Iiamerlinâ Onnes, d’abord pour le mercure, en l’année 1911.
Successivement, Kamerlingh Onnes et ses collaborateurs ont établi que les métaux
supraconducteurs sont :
le mercure (4,2), le plomb ( î , ‘?), l’étain (3,7),
le thallium (2,47), l’indium (a3, ~) .
Comme on le sait, ces métaux ont, dans l’orbite de Bohr extérieure, 2, 3 ou 4 électrons ;
dans l’orbite plus inférieure, 18 électrons. hamerlinbh Onnes a donné, au point où la résis-
(2 v HAAS faut cependant remarquer que J.-J. Thom-
son a eu déjà des idées analogues. Il considère le métal comme composé de doublets d’atomes dirigés par le champ électrique. Le courant franchit ces doublets. [Phil. lVlag., (6) t 30 (1910), p. 192]. i’oir pour- l’extension de la théorie de Thomson : Tch. (Plrit. iUag., (6) t. 45 (192â), ,p. 161]. Yoir aussi
van Everdingcn passim [Conun. qui a aussi rejeté la théorie des électrons libres dans les métaux.
(.3) Les expériences ciLées ont été faites avec le graphite par M. D.-E. Roberts [Ann. der (1913),
p. 453J. Le graphite diamagnétique donne le changement le plus grand de la résistance dans un champ magnétiques, et se comporte comme un métal. Le graphite suit une règle générale fW’.-.l. de IIAAS, l’roc. roy.
Acad. Amsterdana, (1914), p. 1110] : d’une part le système cristallin, d’autre part la susceptibilité diama- gri(’tique déterminent le changement de la résistance dans le champ magnétique. Dans la série hexagonale,
Bi (z = -1, i~0 X lu -6), Sr~ (y == - 0,83 X 0,3 0 ~’,> 10-~), Cd (z == - O,1hJ X 10-~), Zn (z = - 0,15 1 / 10 -~~), le changement suit l’ordre ici indiqué. La même chose se passe dans la série régu- here ~iâ (y - -- 0,201 X 10-’-’), Au eX. == - 0,1:52 X 10-GJ, Pb (x _ - 0,1OO X 1 Uw), Cu (Z = - O,OS5 X 10-(j).
Le graphite a une susceptibilité de 5 X lù-6. Il est à remarquer que van Everdingen no 72, n’a pas trouvé la loi ;5Îlllple du graphite pour le bismuth. Il a trouvé que le changement de résistance dépend de l’angle entra le champ et le courant. Un résultat analogue est troué par Borelius et Lindh der Pfiys., (1t) t. 53 p. 971 et par Kapitza [Proc.
’t. 119 (19?8)l. Yoir aussi C.--BV.
~l. Schubnikoff et moi soinines en train de refaire les expériences mentionnées sur le bismuth.
tance disparait, le nom de point de transition. Cependant, en réalité, l’état supraconducteur
ne s’établit pas d’une manière discontinue, au contraire, la transition est plus ou moins
continue. Il n’y a pas un point de transition, il y a une courbe de transition, où la résistance diminue assez rapidement entre deux températures très voisines. La loi d’Ohm n’est point
valable sur cette courbe et je définis la résistance comme le quotient de la différence de
potentiel par l’intensité du courant. Plus tard, Onnes a découvert qu’un champ magnétique
suffisamment grand peut rétablir la résistance, quandle métal est refroidi au-dessous de son
point de transition thermique. Ainsi, on peut rétablir la résistance du plomb à environ 4úT par un champ de 600 gauss, à 6°T par un çhamp d’environ 220 gauss. Pour les autres
métaux, des champs entre 200 et 300 gauss suffisent pour rétablir la résistance aux plus
basses températures où l’état supraconducteur est observé.
Bien entendu, quand je parle d’un champ qui ramène le supraconducteur dans l’état
ordinaire, il est aussi à remarquer que, commençant avec un champ faible, la résistance revient d’une manière con-
tinue en augmentant le champ. A la courbe qui,
dans le diagramme résistance- intensité du champ extérieur représente le passage de l’état supraconducteur à
l’état de condition normale,
nous donnerons le nom de co Il rbe de transition
tique.
En faisant des recherches
sur l’influence d’une défor- mation élastique sur le trou-
ble magnétique, nous avons
trouvé des courbes assez sin-
gulières. L’une de ces cour-
bes est représentée dans la figure 1. Cette courbe de tran- sition l’) de l’état de résis- tance normale à l’état supra- conducteur est, comme on le voit, composée de deux bran- ches, une qui est ascendante et une qui est descendante.
L’ensemble a l’air d’une fi- gure d’hystérèse dans la ré- sistance. Nous serions en
présence, s’il était réel, d’un phénomène tout-à-f ait nou- veau. Cependant la forme particulière de la courbe
descendante, tout spéciale- ment, nous fit hésiter à admettre la réalité du phénomène. Il se pouvait que l’étain îut impur et contînt du fer.
Cette hypothèse n’était pas très probable, surtout au point de vue de la forme de la courbe
descendante, mais elle obligeait à répéter les expériences avec un métal qu’on puisse se
procurer dans un état aussi pur que possible. Nous avons alors pris le mercure (:î). Par dis-
tillation répétée, ce métal peut aisément être obtenu dans un état de haute pureté, de sorte Leyde, ~o 180°.
.
(5) Cancm. Leyde, ~o 180~.
que des traces de fer, par exemple, prouvaient être évitées. En enfermant le mercure dans des capillaires de verre étroits on peut, même pour de petites longueurs, obtenir des résis- tances suffisamment élevées. Il était nécessaire de pouvoir soumettre les résistances aux
champs magnétiques extérieurs les plus uniformes possible. Pour
ce but était construite une bobine spéciale qu’on pouvait ajuster
autour du vase cryostatique le plus extérieur rempli d’azote liquide,
Les fils de mercure enfermés dans des capillaires
en verre étaient pourvus de quatre fils de platine.
-Au début de nos expériences, les résistances aB aient la forme indiquée dans la figure 2 ; plus tard,
nous leur avons donné la forme de la figure 3. La pre- mière forme avait été choisie analogue à celle des
résistances qui servirent aux premières mesures sur
la supraconducti vité. Outre la grande place qu’elles - occupaient dans le cryostat, elles avaient le désavan-
tage que souvent les fils de mercure se rompaient à
cause de la grande quantité de mercure qui avait à
se déplacer à travers le capillaire pendant le refroi-
Fig. 2, dissement. Avec le second type, cette rupture se Fig. 3.
produisit moins fréquemment, mais ici se présenta
.
l’inconvénient que d’ordinaire les réservoirs en verre aux extrémités du capillaire se bri-
saient pendant le réchauffement des résistances après les mesures, de sorte que pour chaque
mesure il fallait faire une nouvelle résis- tance.
Le galvanomètre que nous avons utilisé avait une grande sensibilité et une durée d’oscillation de trois secondes seulement.
Pour varier l’intensité du courant dans la bobine qui produisait le champ magnétique extérieur, nous avons employé des rhéostats
en charbon dont la résistance pouvait être
modifiée d’une manière fort continue.
De cette manière, on pouvait établir,
que non seulement l’hystérésis existe réel-
lement, mais encore que les tracés de la
perturbation magnétique présentent des
discontinuités très nettes (fig. 4).
Ce phénomène nous a paru d’une
grande importance et nous fit consacrer beaucoup de temps à la découverte de la nature de ces discontinuités. L’ensemble des résultats nous conduisit finalement à la conclusion que ces variations brusques
de résistance ne provenaient pas d’un chan- gement de la résistance spécifique du mer-
cure, mais plutôt que chaque saut était dû à la disparition soudaine de la résistance d’une partie déterminée du fil de mercure.
En termes plus précis, nous avons supposé
que, par suite du lent refroidissement, le
fil de mercure dans le capillaire peut former
un petit nombre de cristaux simples et une
la disparition brusque de la résistance d’une tel cristal peut être la cause d’un saut ou quasi
saut dans la résistance.
Cette hypothèse implique que la courbe de transition magnétique d’un fil monocri- tallin peut présenter une chute assez brusque pour une valeur critique du chainp. De plus,
la valeur critique du clamp dépend de l’orientation de l’axe cristallin par rapport à l’axe du
fil.
Dans la figure 1, on peut faireencore une autre remarque. Il y a une différence bien nette entre les branches ascendante et desceiidante de la courbe. Alors qu’avec le mercure la
branche descendante était toujours discontinue ou quasi discontinue, la branche ascendante avait Pair d’être continue dans la plupart des cas.
La figure 4 fait exception pour la branche ascendante. Nous avons observé les détails suiv ants dans des recherches diverses :
~. Pour toutes les résistances examinées l’efiet d’hystérésis dans le trouble magnétique
de la supraconductivité est éyiden t.
2. Le retour de la résistance par augmentation du champ magnétique se produit, en règle générale, d’une façon continue.
3. La disparition de la résistance par diminution du champ magnétique a lieu, sans exception, d’une manière discontinue et en réalité en un ou plusi>uis sauls ou quasi-sauts.
4. Le nombre et la hauteur des sauts sont différents pour les diverses résistances.
5. L’hystérésis et les discontinuités se produisent aussi bien dans un champ
versal que dans un champ longitudinal.
Ici je suis obligé de dire que les mesures faites avec les champs transversaux sont assez
grossières. A cause du cryostat, Interposé, il n’est possible d’appliquer des champs
uniformes. Jusqu’à maintenant, nous avons seulement touché le problème des champs
.transversaux. Avec cette réserve, on peut donner les règles suivantes :
a. La branche ascendante s’étend sur une région beaucoup plus grande dans le champ
transversal que dans le champ longitudinal. La même chose se passe avec la branche des- cendante.
b. Il semble que les mêmes sauts puissent se présenter avec un champ longitudinal et
transversal. Mais parfois deux sauts dans l’un des cas se confondent en un seul dans l’autre,
-
Ce sont donc dans les deux cas les inèJnes parties du fil qui produisent les sauts.
Nous continuerons les règles générales.
6. Le nombre, la situation et la hauteur des sauts
-c’est-à-dire toute la ligue
descendante sont indépendants de l’intensité du courant qui sert à mesurer
la résistance.
Par exemple, dans une mesure, le courant fut varié de 0,fi à 0,8 mA et, dans
un autre cas, de 1 à 28 sans différences notables dans les phénomènes.
7. La largeur de la figure d’hystérésis à une température donnée diffère un
peu d’une résistance à une autre.
Après ces règles générales, nous reviendrons encore une fois sur la signifi-
cation des sauts. Nous avons déjà dit qu’à notre avis les sauts sont dus à un
petit nombre de cristaux de mercure dans le tube.
Pour confirmer pleinement cette explication, nous avons fait quelques mesures
avec des résistances spécialement construites ayant la forme représentée par la
b
°figure 5. Elles se colnposaient de deux capillaires (a et b)relié5 par un réservoir -à rnercure muni de fils de platine, de manière à pouvoir lnesurer les résistances des deux
capillaires soit séparément,soit ensemble cette résistance, une figure d’hystérésis fut
déterminée. Dans la figure la résistance totale des deux capillaires est portée en ordonnées.
Aussitôt qu’on observait un changement brusque de cette résistance totale par une diminution du champ extérieur, on mesurait la nouvelle résistance totale c, ainsi que les résistances
partielles a et f~. C’est seulement dans le premier saut que les deux capillaires perdirent tous
deux une partie de leur résistance. Tous les autrcs sauts se produisirent soit dans cr. suit
dans ~. Nous avons indiqué sur la figure le capillaire auquel appartient chaque saut. A une
température un peu élevées, la branche descendante fut déterminée de nouveau avec le nnme
-résultat. Seulement les deux premiers sauts dans le capillaire a étaient maintenant fusionnés
~n un saut. Dans le cas du premier saut, les changements de résistance ne sont pas du tout
proportionnels aux résistances avant le saut. Il est donc certain que les changements de
résistance ne sont pas répartis d’une manière continue sur tout> la longueur des deux capil-
laires et que les sauts doivent appartenir à des partie,, spéciales des fils.
Nous avons répété les mesures avec une résistance construite suivant le même type. Le
résultat fut tout-à-fait le mêmes. Aux deux températures, le premier saut apparaît dans les
deux capillaires pour la même valeur du champ : les autres sauts se montrent dans l’un ou
Pig. 6. Fig. 7.
l’autre. Ici encore, les grandeurs des sauts ne sont pas proportionnelles aux résistances iiii- tiales.
Naturellement, on peut très bien comprendre qu’il existe un saut pour lequel les deux capillaires perdent une partie de leur résistance parce qu’il peut fort bien se former nn
cristal qui s’étend à travers le réservoir du milieu et sur une partie des deux capillaires.
Il va sans dire que nous avons, après les résultats donnés par le mercure, répété les expériences avec l’étain. .’étain était aussi pur que possible mais certainement pas autant que le mercure. Tout d’abord, nous avons fait des mesures de la résistance d’un fil d’étain obtenu par jet. Le fil était tendu simplement le long d’une lame de mica. En opé-
rant de cette manière, on a plus de chances de garder les cristaux intacts. Comine on 1>
voit dans la figure 7, la forme de la courbe est tout à fait part iculière. ()n obser-e
résis et les discontinuités, mais pas aussi nettement qu’avec le mercure. Nous avons couti-
nué les recherches avec des fils d’étain monocristallins. Le résultat est, entre autres, donné
par les figures 8 et 9. Dans la première figure, courbe est très simple ; dans la seconde, on
peut v oir le phénomène surprenant que la courbe ascendente est continue. Les recherches
avec des fils monocristallins sont en cours d’exécution, mais les résultats sont dans certains
cas si étranges qu’il sera nécessaire de faire beaucoup de mesures de contrôle. Jusqu’à maintenant, je ne peux pas voir un fil conducteur assez sùr et assez solide. Les expériences
ne sont pas encore assez probantes pour être publiées et discutées.
Il n’est pas sans intérêt de parler ici d’une expérience à laquelle nous avons été con-
duits. Cette dernière n’est pas liée directement à ce que nous venons de dire, mais elle donne cependant une vue intime sur la nature de la supraconductivité.
Pour voir comment les lignes de transition magnétiques dépendent de la température,
Fig.8. Fig. 9.
nous avions étudié les phénomènes d’hystérésis de la résistance à quatre températures diffé-
rentes. Les résultats sont contenus dans la figure 10. Nous n’avons pas, jusqu’à présent, répété cette détermination. Cependant il parait résulter de ces premières expériences qu’à
basse température les lignes ascendantes commencent à s’incliner sur l’axe horizontal. La distance des branches ascendante et descendante mesurée sur l’axe des champs sennle
devenir très petite.
La "branche descendante n’offre pas toujours les mêmes sauts, bien qu’il semble qu’on
doive s’y attendre d’après l’explication donnée. Cela parait indiquer que les valeurs du
champ auxquelles les divers cristaux perdent leur résistance dépendent de la température
d’une manière qui varie un peu d’un cristal à un autre. La forme de la branche descendante
peut varier par le fusionnement de sauts. Dans quelques autres cas, il fut réellement possible
de déduire les unes des autres les figures déterminées à diverses températures en multi- pliant les hauteurs de tous les sauts par un même facteur.
Il y a encore une remarque à faire. Quand on fixe l’attention sur les points situés à
o tJO s
gauche en haut de la figure, on peut voir que la résistances ne revient pas à la valeur qu’elle
avait à la température de 4,20 absolus. Pour obtenir de nouveaux renseignements au sujet
de cette relation, nous avons fait des mesures spéciales avec une résistance de mercure. Le
changement de la résistance fut d’abord étudié dans le domaine de températures compris
entre 4,35° T et ~,1ti° T. A cette dernière température, la résistance est descendue au-des-
sous des limites mesurables. La diminution brusque de la résistance a lieu entre 4,19° T et
4, 16°T. Ensuite, en appliquant un champ magnétique suffisamment intense, on détermina,
à six températures plus basses, la valeur maximum de la résistance qui pouvait réappa-
raître.
Bien que les champs appliqués fussent, au moins quelquefois, plns forts que celui tout
juste suffisant pour ramener la résistance maximuln, ils furent trop faibles pour montrer clairement l’augmentation de la résistance normale qui apparaît dans des champs beaucoup plus intenses, de quelques kilogauss par exemple.
Dans la figure 11 , lia ligne continue représente les mesures au-dessous du point de dispa-
rition et la ligne pointillée représente les mesures au-dessus de ce point. Cette dernière
ligne forme le prolongement de la partie de la première courbe qui se trouve au-dessus du
point de disparition. Aussi loin qu’on ait pu la tracer, la ligne pointillée présente tout à fait
le caractère d’une courbe de résistance d’un métal non supraconducteur à ces températures.
En résumé, on peut dire que : -.
-
Quand un supraconducteur daits un cicamp magnétique suffisanunent intense,
sa courbe de résistance est celle d’un Jnétal norJJ/al, ce qui est certainement fort remar-
quable.
Retournons maintenant aux idées développées au commencement de notre article.
Comme nous l’avons dit, on pourrait imaginer que le transport de 1 électricité se produit
d’atome à atome ou plutôt, comme la chaleur introduit une force perturbatrice dams la con-
ductivité électrique, que les électrons réussissent à parcourir dans l’espace et dans le temps
des files d’atomes. Les files seront d’autant plus courtes que la température sera plus élevée.
On aura un jeu statistique entre l’agitation thermique et les conditions qui déterminent la formation des files. Je suppose que dans chaque file la résistance est petite, mais non nulle due cette manière, on aura toujours une assemblée de files petites bien conductrices, mais pas supraconductrices. Bien entendu, je crois qu’on a, dans chaque métal, non pas de petits
bien conducteurs, mais seulement des files situées arbitrairement. En abaissant la
température, l’irrégularité des positions des atomes diminue de plus en plus, les ondes élastiques de Debye seront de moins en moins perturbées, et les conditions pour le passage
régulier des électrons en files créées de plus en plus.
En approchant du zéro absolu, l’image se change complètement. On sait qu’à la tem- pérature de l’hélium liquide la plupart des métaux ont déjà une résistance constante ou
presque. Nous voulons seulement parler de métaux purs.
Mais ce n’est pas seulement l’aspect des phénomènes expérimentaux qui change. Les
bases théoriques changent tout à fait.
Les ondes élastiques ordinaires de Debye perdent de plus en plus leur signification
pour la conductibilité des supraconducteurs. Aui voisinage du zéro absolu, il doit se mani- fester dans les réseaux cristallins un mouvement fin et très régulier du aux électrons circu- lant avec de grandes vitesses dans les orbites de Bohr extérieures. Il nous importe peu pour le moment que le noyau se meuve ou non. Le mouvement perturbé, ou plutôt qui ne peut
pas se développer à une température plus élevée, joue le rôle principal quand l’énergie
moléculaire ordinaire devient très petite. comme il arrive à la tempéra.ture de l’hélium liquide. Et c’est justement parce que les électrons, e~ circulant, sont la cause de ce mouve-
ment qu’ils peuvent toujours atteindre justement la situation favorable pour parvenir d’une
orbite à une autre. On doit avoir dans un supraconducteur un synchronisme profond. Et
c’est aussi parce que les électrons déterminent le mouvement forcé seulement perturbé par la chaleur que cet état supraconducteur peut s’étendre vers le zéro absolu. On ne peut en
réalité rien découvrir d’une espèce de résonance cachée.
Dans cette manière de voir, la supra-conductivité est une conséquence de l’existence d’une énergie (non thermodynamique) au zéro absolu.
On peut s’imaginer que si la couche extérieure d’un atome possède peu d’électrons, le
mouvement régulier n’est point commandé par cette couche mais que la couche plus infé-
rieure peut perturber le synchronisme.
Dans ce cas, on n’aura pas de synchronisine pour les électrons superficiels qui peuvent
former le courant supra-conducteur. D’un autre côté, quand la couche extérieure est très pourvue d’électrons, le mouvement régulier sera très faible. En tout cas, il est curieux que les atomes des métaux supraconducteurs portent 2, 3 ou 4 électrons dans la couche exté- rieure. ITn électron ne suffit pas pour former un supraconducteur, 5 est un nombre trop grand. De plus, la couche de Bohr plus basse est bien d’une façon homogène remplie de
18 électrons.
On peut encore s’imaginer ceci. Les supraconducteurs montrent de l’lystérésis, c’est-
à-dire que la matière a « une mémoire o . Or la mémoire est assez courte pour ce que fait un électron. Alors ce qui se produit dans le temps, doit t aussi se faire dans l’espace. Tl est
nécessaire de considérer un groupe d’électrons. Les phénomènes d’hystérésis, si ces phèno-
mènes ont le caractère d’hystérésis véritable, rendent nécessaire que le courant, en pacsant dans le métal, produise lui-même l’état supraconducteur. Or il est probable que les champs magnétiques créés par le courant ont un effet stabilisant. Ce courant et ce champ magné- tique doivent avoir par conséquent une forme particulière. En résumant, on peut dire que :
quand les conditions fav orables (les vibrations) sont réalisées, les électrons, en circulant,
créent l’état supraconducteur, nouvelle phase de la matière solide, phase qui peut étre
stable et instable.
Après ce que j’ai dit, il est très possible que le phénomène de l’état supraconducteur, engendré par le courant lui-même e très important pour les phénomènes électriques, n’ait
pas de valeur appréciable pour les chaleurs spécifiques (1), pour la conductibilité de la chaleur et même pour les constantes élastiques. Ce qui ne veut point dire que la défor- mation élastique n’a pas d’influence sur la supraconductivité.
Il y a encore une question intéressante. Comme on l’a vu, la chute de résistance d’un cristal métallique dans l’état supraconducteur est assez brusque quand on abaisse le champ qui a servi pour rendre le supraconducteur un conducteur ordinaire. Cependant, quand on
passe de l’état ordinaire à l’état supraconducteur (sans appliquer de champ) en abaissant
la température, on obtient une courbe de transition. C’est ce qu’on peut attendre de la chaleur qui est une forme statistique d’énergie. Or quand on fait passer ùn courant d’un métal A, passant par un supraconducteur, au métal B, le supraconducteur ne suivra pas immédiatement le jeu statistique des électrons qui veulent passer de A à B. Les files conductrices dans le supraconducteur ont une certaine vie moyenne. Maintenant quand on prend un métal dans l’état de la courbe de transition (sans appliquer
Fig. 1~.
un champ extérieur) du côté de la température la plus élevée, les files élémen- taires du courant doivent avoir une vie plus courte. Ce qui se fait dans le temps doit au~s~i
se faire dans l’espace : la longueur moyenne des’files doit être plus courte. Et c’est une
question intéressante si l’on peut atteindre l’élément de volume. Alors, il sera nécessaire
de mesurer la résistance de conducteurs petits pour voir si la courbe de résistance de transition est une fonction de la longueur des corps métalliques soumis aux mesures. Sans
doutc, cela conduirait à des expériences très difficiles. On peut ,aussi varier l’expérience.
On peut mesurer la susceptibilité diamagnétique d’un supraconducteur. A cause des
courant5 induits qui défendent le métal en appliquant le champ et font que les lignes de
forces ne peuvent pas entrer, la constante diamagnétique est pour un supraconducteur
excessivement grande. Supposons qu’on détermine la susceptibilité du métal dans l’état
ordinaire ; on se demande maintenant si, en approchant de l’état supraconducteur, la susceptibilité devient de plus en plus grande, perd son caractère de constance et devient
une fonction du temps. En agissant de cette manière, il serait peut être possible de pénétrer plus loin dans le domaine de la supraconductivité.
Et on aura complété une mesure de longueur par une mesure de temps.
Ces mesures seront cependant aussi très pénibles.
A la fin, je veux encore parler de quelques recherches imaginées par le Dr. Sizoo et exécutées par lui, dans mon laboratoire. Elles ne donnent rien d’inattendu, mais les expé-
riences sont très jolies. Il est intéressant de voir de quelle manière les courants se divisent entre les fils d’un réseau de supraconducteurs. Le réseau consistait dans deux fils d’étain
Avec la réserve que le courant lui-même crée l’état supraconducteur. Quand ce qui se passe avec
le courant et la résistances est la conséquence d’un changement de la matière tout entière, on observera
nécessairement aussi un changement des chaleurs spécifiques.
ayant à la température ordinaire des résistances 7? et 2 ~. Les deux fils étaient accouplés parallèlement. Une petite aiguille aimantée était placée comme on le voit sur la figure 12.
L’aiguille M pouvait tourner sur un pivot. Les déviations de l’aiguille pouvaient être
mesurées sur une échelle qui n’est pas représentée. Les déviations de 1 aiguille donnent
une indication sur la différence des intensités des courants dans les deux conducteurs.
L’échelle était d’ailleurs graduée en fonction des courants à la température ordinaire. L’ap- pareil était mis dans le cryostat de telle manière qu’on pouvait aisément faire les lectures ii travers les parois des tubes cryostatiques.
Les résultats des expériences faites avec le petit appareil peuvent être formulés ainsi : le nombre des lignes de force ne change point dans un fil supraconducteur clos lG, Lipr-
C. R., t. ’168 (1919), p. 73].
1. La division des courants a-b et a-c-d-b à une température nu-dessus
de point de transmission de la supraconductivité (les fils ne sont donc pas supraconduc- teurs) est déterminée par les deux résistances. La déviation de l’aiguille indique l’intensité
des courants.
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