HAL Id: jpa-00241236
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Submitted on 1 Jan 1907
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Annalen der Physik;T. XXII, n° 1; 1907
M. Lamotte
To cite this version:
M. Lamotte. Annalen der Physik;T. XXII, n° 1; 1907. J. Phys. Theor. Appl., 1907, 6 (1), pp.568-584.
�10.1051/jphystap:019070060056801�. �jpa-00241236�
Cette loi est applicable à tous les cas oix les lignes de courant sont des cercles de très grand diamètre, ayant un même axe, qu’ils
soient formés par des spires d’égal diamètre ou de diamètre diue- rent, par des spires à pas constant ou variable, par des fils de sec- tion circulaire ou de section différent, etc.
Je montrerai dans une autre note les conséquences qu’on peut tirer relativement à la résistance des solénoïdes ordinaires.
ANNALEN DER PHYSIK;
T. XXII, n° 1; 1907.
L. HOLBORN et S. VALENTIINIEII. - Eine Vergleichung der optischen Tempe-
raturskale mit dem Stickstoffthermometer bis 1 6000 (Comparaison de l’échelle de températures optiques avec l’échelle du thermomètre à azote jusqu’à 1 600°).
-
P. 1-49.
Les expériences ont été effectuées sur deux thermomètres à azote : le réservoir de l’un est en platine iridié à 20 0/0 d’iridium ; celui du deuxième, en iridium pur. Quelques modifications ont été apportées
au manomètre pour réduire l’espace nuisible. Ce réservoir est chauffé dans un four électrique formé de trois tubes concentriques en terre
réfractaire Marckquardt : le courant passe dans un cylindre de pla-
tine enroulé sur le tube intérieur..On obtient 1 i60°, 1 450" et 1 600°
avec des intensités respectivement égales à 100, 125 et 135 ampères,
Dans ce four vertical, la température est beaucoup rnoins uniforme
qne dans le four horizontal. On détermine la répartition en déplaçant
la soudure d’un élément thermoélectrique de quantités connues le long* du tube. Le pouvoir thermoélectrique de l’élément pourrait être
modifié au cours de l’expérience par la pulvérisation du platine et de l’enveloppe qui se produit aux températures élevées, eu présence de l’oxygène. On y remédie en faisant circuler dans le 1’our un courant d’azote. L’élément est en outre protégé par un tube de quartz fondu.
Il est nécessaire de mesurer la dilatation du platine iridié et de l’iri-
dium à ces températures élevées.
Entre 0° et i 000°, on a, d’après des expériences antérieures, pour le platine iridié à 20 OiO :
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019070060056801
569
Pour déterminer la dilatation au delà de 1000°, on tend un ruban
de platine iridié (longueur : 25 centimètres; largeiir, 1 centimètre ; épaisseur, entre deux pinces, de manière que son plan soit
vertical. L’une de ces pinces est fixe, l’autre mobile sur de petits galets ; le ruban est tendu par un poids de OBg-,5. Siir chacune des
extrémités sont tracés neuf traits distants de 1 millimètre, qu’on peut viser dans deux microscopes installés à poste fixe sur une règle ho-
rizontale en acier au nickel. On chauffe le ruban en y faisant passer un courant électrique et on mesure sa température avec le pyromètre optique étalonné à l’aide d’un corps noir. On admet que le rapport du pouvoir émissif du platine iridié au pouvoir émissif du corps noir est indépendant de la température (0,32 pour le platine et pour l’iri-
dium).
La formule rappelée ci-dessus reste suffisamment exacte jus- qu’à 1 600° .
Pour l’iridium :
Les expériences proprement dites consistent à mesurer la tempé-
rature, quand elle est devenue stationnaire, trois fois avec l’élément
thermoélectrique et deux fois avec le thermomètres à azote, ces deux dernières observations alternant avec les précédentes.
Il n’est pas possible de représenter par une formule unique le pouvoir thermoélectrique de l’élément platine-platine rhodié entre 0°
et 1 600° en fonction de la température déterminée par le thermomètre à azote. Celle qui donne les meilleurs résultats entre 100° et 1450°
est :
.
E
Des mesures effectuées entre 1100" et 600°, on déduit la formule
~
d’interpolation :
Étude de la loi de Le corps noir emploayé est celui décrit
parLummer et Kurlbaum : on a utilisé aussi un dispositif de dimen-
sions moindres ; mais les résultats sont les mêmes. Enfin, pour les
températures les plus élevées, au-dessus de 1500% le corps noir est constitué par un petit tube en magnésie pure.
L’intensité des radiations visibles du corps noir est mesurée à l’aide
d’un spectrophotomètre de Lummer et Brodhun. On la compare à celle des radiations émises par un corps noir de petites dimensions,
dont la température peut ètre maintenue constante à 2 ou 31 près, de
sorte que son éclat varie peu ; on tient compte d’ailleurs de ces varia- tions par le calcul.
Soient: E~, E2, ..., Ei, ... les éclats du grand corps noir aux tempé-
ratures T 1 T~, ..., Ti ... ; E’ i , E’2,
...Et’, ..., ceux du petit corps noir aux températures T1, 1’/2’ ..., Ti, ... Si la loi de Nfiien est exacte, on doit avoir :
- - ..
(le facteur F- est introduit dans cette équation pour tenir compte de
la différence des absorptions éprouvées par les deux faisceaux dans le photomètre, oû ils ne suivent par le même chemin; cette différence
est d’ailleurs très faible).
Si T’i est constant dans une série d’expériences, la ligne ayant
d
’1 E
b. 1 d. d 1
pour ordonnées fog El et pour abscisses 7p est une droite dont le
P E’i i p
Ti coefficient angulaire est c.
Il est facile d’ailleurs de tenir compte par une légère modification de la formule de la variation de T’i.
°
Si on calcule la température par extrapolation de la formule véri- fiée jusqu’à 1 1000 au-dessus de cette limite, les valeurs de c
croissent avec la température : de c= i4 200a à 800° jusqu’à i5 000 à
1 4300. Cette variation provient de l’inexactitude de l’extrapolation,
car elle disparaît quand on calcule la température d’après la nou-
velle série d’expériences étendue jusqu’à 1600°.
Si on compare par le spectrophotomètre les températures de fu-
sion du platine et du palladium à celles de la fusion de l’or (prise égale à 1064°B, on trouve respectivement pour ces températures
1 78~3° et 1 5820.
Si on prend comme point de repère une température de i 4770 dé-
finie par l’élément thermoélectrique, on trouve 1 788° pour la fusion du platine : l’ancienne échelle conduirait à 1 750°.
En abaissant la température absolue d’un corps noir de T~ à T~,
on affaiblit le rayonnement dans un rapport p déterminé par l’équa-
tion :
.qui permet de le calculer si on connaît c et ~.
571
Mais, dans les verres colorés, il est difficile de déterminer ~, d’aprè
la transparence ; il est préférable de le calculer par l’équation ci- dessus, en mesurant p par un autre procédé, â l’aide du spectrophoto-
mètre par exemple. On a trouvé ainsi pour un verre rouge ~
=oh, 650,
pour un verre vert ~
=0,1.,572, tous deux constants dans l’inter- valle de température étudié (de t 1000 à 1800°). Le spectrophotomètre
et le pyromètre optique sont encore d’accord à ces températures
élevées. Le premier indiquant par exemple 1 570°, le pyromètre a
donné à plusieurs jours d’intervalle des nombres compris entre
1 5670 et i 57 f o.
A. WtGAND. - Ueber spezifische Wârme und spezifisches Gewicht der allo- tropen Nlodifikationeni fester Elemente (Chaleur et poids spécifiques des modi-
fications allotropiques des éléments solides).
-F’. 64-98.
D’après la théorie de Richarz, les chaleurs spécifiques des modi-
fications allotropiques d’un même élément doivent être d’autant plus petites que le poids spécifique est plus grand.
Les nouvelles déterminations de ces caractéristiques sur des
échantillons préparés avec grand soin justifient cette prévision.
’Voici les résultats :
.
A. WIGAND. - Ueber Tenlperaturabhfingigkeit der spezifischen M’àrme fester Elemente (Variation de la chaleur spérifique des éléments solides avec la tem
pérature).
-P.99-10’?.
La théorie de l{icharz fait prévoir que la chaleur spécifique d’un
élément doit varier avec la température d’autant plus vite que le
poids atomique est plus faible. C’est en effet ce qui a lieu. En géné- ral, la variation devient moins rapide quand la température s’élève.
Le contraire s’observe cependant sur le phosphore, le plomb, l’étain,
le fer, etc., dans certains intervalles de température. Mais ces ano-
malies se présentent au voisinage de la température de fusion ou
d’une température de fusion. Elles s’expliqueraient par l’existence d’une chaleur latente qui se trouve comprise dans la chaleur spéci- fique mesurée.
L. GRUNMACH. - Experimentelle Bestimmung der Obertlâchenspannung von verflüssigtem Sauerstoff und verflùssigtem Stickstoff (Détermination expéri-
mentale de la tension superficielle de l’oxygène et de l’azote liquides).
-P. 101-119.
La méthode des ondes capillaires peut servir à la détermina- tion de la tension superficielle des gaz liquéfiés et, par suite, à celle
de leur poids moléculaire quand on connaît leur température cri- tique. Le dispositif expérimental est le même qui a été décrit dans le mémoire cité.
L’auteur a constaté, au cours de ces expériences, un curieux phé-
nomène, qu’il avait déjà observé et signalé, mais qui se reproduit avec plus de netteté quand on plonge les pointes du diapason dans le gaz
liquéfié : il n’y a pas contact entre le métal et le liquide par suite d’un
phénomène de liquéfaction. On observe alors entre les pointes, sans
que le diapason soit mis en vibration, un système de lignes d’inter-
férence hyperboliques correspondant à une très petite longueur d’onde, et on perçoit un son très net, quoique de faible intensité,
dont la hauteur est bien déterminée. Ces vibrations sont dues sans
doute aux bulles de gaz qui se forment auprès des pointes et dispa-
raissent sans cesse, provoquant ainsi les vibrations du liquide : le
phénomène serait analogue à celui du liquide qui
«chante » au voi-
sinage de l’ébullition.
573 Si on enfonce avec précaution les pointes dans le liquide, le sys- tème d’ondes stationnaires n’est pas altéré d’abord, puis brusque-
ment se modifie, en même temps que la hauteur du son devient plus grande, dans un rapport déterminé. En continuant à enfoncer les
pointes, ce nouvel état reste le même et le phénomène cesse seule-
ment avec la caléfaction.
Oxy,qène.
--La température d’ébullition de l’oxygène, sous la pression de 762mm,23, mesurée avec un thermomètre à pentane, a
été trouvée de i8Z°,6~ ; on a admis pour la densité du liquide
~ = 1,135.
Le diapason effectuait n = 156 vibrations par seconde (ce nombre
variant de quelques centièmes avec la température) : les pointes
sont écartées de 1. cm, 7767. La tension superficielle se calcule par la formule :
Voici les résultats de quatre séries d’expériences :
soit en moyenne :
La température d’ébullition mesurée avec le même ther- momètre à pentane est
-~.9~°,9 sous une pression de 749-~’,l ; la densité du liquide est admise égale à 0,791 à
-~.9~°,9e
Les autres conditions sont les mêmes que dans les expériences
sur l’oxygène.
La moyenne de 20 mesures a donné :
(Toù:
La température critique étant 0, on peut calculer le poids molécu-
laire M du liquide par l’équation :
Si on admet pour l’oxygène 9 == - 1181 et pour l’azote 0
=-on trouve :
L’oxygène et l’azote posséderaient donc à l’état liquide un poids
moléculaire plus grand qu’à l’état de gaz : le liquide renfermerait donc des- molécules associées.
"1". WOIGT. - Bestimmung der Elastizitâtskonstanten von Eisenglanz (Détermination des constantes d’élasticité de la magnétite). - P. 129-141.
Les relations établies par la théorie moléculaire de l’élasticité en
supposant les forces non orientées :
ne se vérifient pas dans le cas de la magnétite.
Ni. TÔEPLER. - Ueber Funkenspannungen (Nachtrag) (Différences
de potentiel explosives, complément). - P. 119-129.
Les différences de potentiel explosives indiquées par l’auteur dans
son mémoire (1) sont un peu plus élevées que celles trouvées par la
plupart des autres expérimentateurs. Elles sont calculées d’après la
force électromotrice efficace dans le primaire du transformateur, le rapport de transformation et le facteur d’amplitude. La plupart du temps, ce dernier est inconnu : on admet qu’il est égal à V2, c’est-
à-dire que :
(1) Cf. J. de Phys.., 41 série, t. V, p. 681 ; 1906.
575 Si on applique ce mode de calcul aux résultats des expériences
de W. Weicker (1), on trouve des nombres beaucoup plus petits.
Des expériences faites en commun par MM. 1’oepler et Weicker,
il résulte que cette divergence tient à ce que le facteur d’amplitude
est différent de V2.
Pour le déterminer, on utilise cette propriété que la différence de
potentiel sous laquelle commence la décharge lumineuse, entre des
électrodes de g randes dimensions, est indépendante de la nature
du courant, en particulier de la fréquence et du facteur d’amplitude.
Or on connaît, avec une certaine exactitude, les valeurs de cette dif- férence de potentiel initiale entre deux grosses boules ou entre une
pointe et un plan. Par suite, en mesurant pour ces couples d’élec-
trodes la différence de potentiel initiale efficace dans le primaire, la multipliant par le rapport de transformation et divisant le produit
par la différence de potentiel initiale connue (dans le secondaire), on
obtient le facteur d’amplitude. Il varie de 1,40 à i,~3 quand la diffé-
rence de potentiel croît et garde cette dernière valeur pour un grand
intervalle.
L. GRUNMACH. 2013 Ueber den EinMuss transversaler Magnetisierung auf die
elektrische Leitfihigkeit der Metalle (Influence d’une aimantation transver- sale sur la conductibilité électrique des métaux). - P. 141-179.
Les résultats obtenus par les nombreux expérimentateurs qui se
sont occupés de cette question sont contradictoires.
Les variations sont très faibles et peuvent être aisément masquées
par celles qui proviennent des changements de température.
Pour mesurer ces variations, l’auteur emploie la méthode d’oppo-
.sition des forces électromotrices. Deux circuits comprenant chacun
une force électromotrice ont une partie commune sur laquelle est
intercalé un galvanomètre. L’un renferme la résistance à mesurer, l’autre une résistance réglable. On modifie cette dernière jusqu’à ce
que le galvanomètre reste au zéro.
Dans le cas actuel, comme la résistance dont on veut évaluer les variations ne dépasse pas quelques ohms, on emploie comme force
électromotrice une dérivation sur le circuit d’un acetimiilateur(fig. 1,
P2
-~0 P,
=1 ou 2 W).
(1) EZekl1’olechnische Zeitschrifl. p. 9~.8: 1904.
La résistance réglable est formée par deux rhéostats r et R’ (fig. 1) disposés en dérivation. Pour tarer le galvanomètre, c’est-à-dire déter- miner à quelle variation de la résistance R correspond une déviation déterminée, on met en série avec R un étalon d’un dixième d’ohm
sur lequel on peut ajouter en dérivation 0,9 ou 9 w de manière à faire varier la résistance de_0,01 ou de 0,001 w.
FIG. 1.
sPour éliminer l’influence des variations de température, on fait une
série d’observations du galvanomètre de demi-minute en demi-minute
sans exciter le champ magnétique, et on effectue les lectures avec le champ dans l’intervalle de cette demi-minute. On calcule, d’après
ces observations, quelle serait, à l’instant même de la lecture faite
avec le champ magnétique, l’indication du galvanomètre, si le champ
était nul.
Le cadmium, le zinc, l’argent, l’or, le cuivre, l’étain, le palladium,
le plomb, le platine, le tantale, augmentent tous de résistance par _ l’aimantation transversale. Cette variation de résistance augmente d’abord plus rapidement que l’intensité du champ, puis suivant une
fonction linéaire de cette intensité.
Les trois métaux ferromagnétiques, fer, nickel, cobalt, subissent
dans les champs intenses une diminution de résistance. Pour quelques
échantillons de fer, la résistance augmente d’abord dans les champs
peu intenses, jusqu’à un maximum, et décroît ensuite; elle reprend
sa valeur primitive dans un champ de 8 à 10 U00 gauss. C’est le
nickel qui éprouve la plus forte diminution, puis le cobalt et en der-
nier lieu le fer.
577
L
..1. AR
d h
.
La variation relative
If dans un champ de 1 000 gauss est, pour le cadmium (le plus sensible), 0,0006 environ; pour le tantale (le
moins sensible), 0,00001. Pour le cobalt, elle atteint 0,006 ; pour le
nickel, 0,016, et pour le fer, 0,OOU,
9_
~
M. LAMOTTE.
N° 2; 1907.
G. DOBLER. - Ueber die Sekundârstrahlung, welche ensteht wenn die ~. Strahlen
des Radiums dünne Metallschichten treffen und den Zusammenhang zwischen Geschwindigkeit der primaren Strahlen, Schichtdicke und Intensitât der Sekundarstrahlen (Rayonnement secondaire qui se produit quand les rayons
du radium rencontrent une feuille mince de métal : relation de l’intensité des rayons secondaires avec la vitesse des rayons primaires et l’épaisseur du métal).
-
P. 227-246.
Dans un champ magnétique uniforme, la trajectoire des rayions
devient circulaire. Le rayon R de cette trajectoire est lié à l’inten-
sité HP du champ et à la vitesse des rayons ~ par l’équation :
En recevant les rayons sur une plaque photographique, on obtient
un spectre, et il est possible de calculer la vitesse des rayons qui
tombent en un point déterminé de cette plaque. RH est constant pour chaque vitesse : il est connu si on a mesuré l’intensité H du
champ et le rayon de courbure R du rayon ~ qui arrive en un point
donné de la plaque.
Pour mesurer R, il faut connaître trois points de la trajectoire :
on peut prendre la substance radioactive, une fente placée sur le trajet du rayon et le point d’incidence sur la plaque.
L’auteur a employé deux dispositifs de ce genre. Dans le premier,
la plaque photographique est au-dessous du radium et de la fente :
l’angle sous lequel les différents rayons rencontrent la plaque n’est
pas le même. Dans le deuxième, la plaque est dans le plan perpendi-
culaire au milieu de la droite qui joint le radium et la fente ; tous les
rayons sont âlors normaux à la plaque.
En réalité, le radium n’est pas réduit à un point, mais remplit un petit tube de verre parallèle à la fente.
Tous les rayons n’impressionnent pas également la plaque ; les
moins actifs sont les rayons très lents ou très rapides, les plus actifs
sont ceux de vitesse moyenne ; le maximum avec les plàques employées correspond à :
Si on recouvre la plaque d’une bande mince de platine placée de
manière que les rayons de toutes les vitesses puissent rencontrer
cette bande, certaines parties du spectre sont renforcées sous le
platine, d’autres sont affaiblies, par rapport au spectre obtenu sur la plaque découverte. On observe une région qui a la même intensité
sur les deux spectres ; cette égalité indique que, pour les rayons de la vitesse correspondante, l’absorption des rayons primaires dans le platine est compensée par le rayonnement secondaire.
Cette vitesse dépend de l’épaisseur du platine et croît avec cette épaisseur, rapidement d’abord, puis plus lentement : de 2,37 1010 cm
sec
à 2,92 quand l’épaisseur augmente de 2,5 à 35,2 p..
Lorsque la plaque est recouverte d’une première feuille de platine, puis par-dessus d’une autre moins large, on constate encore sur les deux spectres des régions d’égale intensité ; les vitesses correspon- dantes sont, pour une même épaisseur totale, un peu plus grandes
que les précédentes.
L’intensité du rayonnement en arrière du platine dépend de l’épaisseur de la lame et de la vitesse des rayons ~3. On évalue cette
intensité d’après l’action exercée par le rayonnement sur une plaque photographique. On traduit les résultats par un diagramme en mar- quant les points qui ont pour abscisses les épaisseurs de la lame est
°
pour ordonnées les intensités correspondantes. A chacun de ces
points, on attribue la vitesse déterminée par les expériences pré-
cédentes qui se rapporte à la région où les deux spectres ont la
même intensité. Puis on joint, par une courbe continue, les points
affectés de la même vitesse. Cette courbe représente, pour cette
vitesse, la loi suivant laquelle l’intensité du rayonnement en arrière de la lame varie avec l’épaisseur de celle-ci. Toutes ces courbes ont la même allure caractéristique. Elles s’élèvent d’abord’rapidement, présentent ensuite une portion horizontale, puis une branche descen-
dante avec un point d’inflexion ; elles admettent une enveloppe qui
a la même forme.
579 Les courbes tracées d’après la formule proposée par Paschen pour le rayonnement secondaire émis par des lames de platine minces :
(d, épaisseur de la lame ; ce, coefficient d’absorption des rayons pri- maires ; ~3, celui des rayons secondaires), ont la même allure, si on suppose petit par rapport à ot. Cette formule représente donc les phénomènes dans une première approximation, mais est insuffisante pour les mesures présentes.
J.-R. voN GE1TLFIt. --- Ueber die Absorption und das Strahlungsvern10gen der
Metalle fur Hertzsche Wellen (Pouvoir absorbant et pouvoir émissif des métaux pour les ondes hertziennes).
-P. 246-264.
Le décrément total des oscillations d’un résonateur est la somme
de deux décréments, l’un oc provenant de la perte d’énergie sous
forme de chaleur de Joule, l’autre 0 de la perte d’énergie par rayonnement.
Si ce dernier est négligeable, le rapport
des décréments de deux résonateurs, identiques de forme et de dimensions, mais formés de métaux différents, se réduit à :
cr et s’ étant les résistivités des deux métaux ; il est indépendant de
la période.
Si 2 et 0 sont du même ordre de grandeur, pour un résonateur formé de deux fils parallèles, le rapport n doit augmenter quand la période diminue.
Une anomalie d’absorption d’un métal aux environs d’une période
n’aura pas d’influence sur ô, mais seulement sur ot, et se traduira par
une variation anormale du rapport n en fonction de la période.
Le pouvoir émissif d’un excitateur ou résonateur hertzien dépend
non seulement de ~, mais aussi du métal qui le constitue. Si on
définit ce pouvoir émissif S par le rapport de l’énergie rayonnée à
l’énergie initiale, le pouvoir absorbant A par le rapport de l’énergie qui a pénétré dans le métal à cette même énergie initiale :
d’où, pour deux résonateurs identiques, à la nature de la substance près:
e-
Le rapport des élongations de l’électromètre dans les expériences
de Bjerknes et dans celles de l’auteur donnera donc le rapport des pouvoirs émissifs ainsi définis, pour la forme de résonateurs em-
ployée.
Si le décrément ô est négligeable vis-à-vis de « et de (/, on aura :
valeur indépendante de la longueur d’onde.
Si ~ et ’o’ sont différents, mais négligeables encore :
P
. ..d 1 1 S
..Par suite, plus # sera voisin de 1, plus le rapport s sera voisin de v 17 OE indépendant de la période.
Les expériences effectuées sur des résonateurs de cuivre, de zinc,
de maillechort, ont vérifié ces prévisions théoriques. Le rapport des élongations de l’électromètre obtenues avec les résonateurs de maillechort et de cuivre devient à peu près constant entre
- - 600 centimètres et -
=900 centimètres, et égal à 0,26, alors
y
que pour ces deux métaux V = y c 0,29.
581
C. FISCHER. - Experimentelle Untersuchung gekoppelter Kondensatorkreise (Recherches expérimentales sur les circuits de condensateurs couplés). -
P. 265-286.
D’après la théorie actuelle (~), si deux circuits, ayant séparément
la même fréquence N, sont associés par induction mutuelle, il s’y produit deux oscillations de fréquence n, et n1, telles que :
Si 0 et 3’ sont les décréments des deux circuits séparés, ~, et ~2 les
décréments des deux oscillations dans le circuit complexe, on doit
avoir, d’après la même théorie,
Les fréquences calculées sont d’accord avec celles qu’on détermine
par l’expérience ; mais il n’en est pas de même pour les décréments.
Les décréments observés sont toujours plus grands, et il n’est pas exact que celui de l’oscillation la plus rapide soit toujours le plus grand. Mais il semble bien que les décréments du circuit complexe dépendent seulement de la somme, non des décréments individuels des deux circuits associés.
L’amplitude d’intensité dans le circuit secondaire croît avec le
degré d’association jusqu’à un maximum, d’autant rnoins maroué
que l’amortissement est plus grand.
L’énergie du courant secondaire 12d . t croît d’abord très vite avec
le degré d’association et, pour un degré assez faible, atteint déjà
une valeur qu’il ne dépasse plus guère. Plus l’amortissement est
grand, moins l’angle de la courbe est prononcé.
Lorsque le circuit primaire et le circuit secondaire (transmetteur)
ont un décrément constant et si le circuit récepteur a le même décré-
ment que le secondaire, le transmetteur et le récepteur étant accor- dés, l’énergie du courant dans le récepteur atteint son maximum
pour une valeur très faible du degré d’association. En accroissant ce
dernier, on fait diminuer l’énergie dans le récepteur, on atteint le
(1) Cf. DRUDE, p. ~12 ; - J. de Phys., 4e série, t. 111, p. 7i 4 : 190~.
maximum d’énergie dans le secondaire, puis le maximum d’ampli-
tude du courant secondaire.
J.-S. SACHS. - Elektrische Schwingungen in Spulen mit metallischen Kernen
(Oscillations électriques dans les bobines à noyau métallique).
-P. 310-320.
L’introduction d’un noyau métallique à l’intérieur d’une bobine en
fait varier la période propre. Mais cette variation peut être une aug- mentation ou une diminution, suivant la construction de la bobine;
dans tous les cas, l’intensité des oscillations induites est affaiblie.
Quand on diminue progressivement le nombre des spires d’une bobine, l’introduction du noyau, qui élevait d’abord la période,
l’abaisse quand le nombre de spires descend au-dessous d’une cer-
taine valeur. Ce nombre dépend de la nature du diélectrique inter- posé entre le noyau et l’enroulement.
L’effet du noyau dépend aussi de l’épaisseur de la carcasse et de
son pouvoir inducteur.
G.-H. Durchgang Hertzscher ".el1en durch Gitter
(Transmission des ondes hertziennes à travers les réseaux).
-P. 36~-391.
Désignons par a la distance de deux fils ou de deux bandes du
-réseau, par b le rayon d’un fil ou la largeur d’une bande, par a la longueur d’onde.
Posons :
pour le réseau de fils :
pour le réseau de bandes:
En supposant petit le rapport - le coefficient de transmission est,
a
d’après la formule de Lamb,
583
et la différence de phase :
Cette formule ne se vérifie pas par l’expérience, ce qui provient de
ce qu’on suppose, pour l’établir, que les ondes ne sont pas amorties.
Le coefficient de transmission observé est plus petit que le coefficient calculé. Les ondes élémentaires dans lesquelles on peut décomposer une
onde amortie, quand elles traversent un réseau incliné de 450 sur le
plan de polarisation, subissent des rotations inégales. La grandeur de
cette dispersion se calcule assez exactement par la formule de Lamb.
La différence de phase entre la composante de la vibration paral-
lèle aux éléments du réseau et la composante perpendiculaire peut
être calculée, d’une part d’après les observations, d’autre part d’après
la formule ; l’accord n’est que qualitatif entre les valeurs obtenues par ces deux procédés.
’
M. LAMOTTE.
’
N° 3 ; 1907.
1r° 3 ; 19(n.
E. KOHL. - Ueber die dielektrische Verschiebungsgleichungen für schnelle Schwingungen in ruhenden Medien (Equations du déplacement diélectrique pour les oscillations rapides dans les milieux en repos).
-P. 40i-429.
Application aux mouvements ondulatoires analogues aux ondes
lumineuses d’une théorie développée précédemment (1).
A. BESTELMEYER. - Spezifische Ladung und Geschwindigkeit der durch Rôntgenstrahlen erzeugten Kathodenstrahlen (Charge spécifique et vitesse des rayons cathodiques produits par les rayons de Rüntgen). - P. 429-448.
.
Ces rayons cathodiques forment un faisceau se diffusant dans
toutes les directions et où les vitesses varient dans d’assez larges
limites. En faisant agir en sens contraire sur ces rayons un champ électrique et un champ magnétique, on peut en séparer un faisceau
à peu près plan et où les vitesses ne varient plus que dans un inter=
valle limité. On détermine alors cette vitesse et le rapport 1 ..
.u
(1) .rlnn. deT t906; - J. de Phys., 41 série, t. V, p. 69; i908.
Les valeurs trouvées pour - sont plus petites que celles déter-
,
minées par les autres expérimentateurs, de 8 à 9 0/0 ; cet écart paraît plus grand que ne le comportent les erreurs d’expériences.
La vitesse est indépendante de l’intensité des rayons de Rôntgen,
mais croît avec la dureté du tube.
Le rapport - varie avec la vitesse, mais les mesures ne sont pas p-
assez certaines pour permettre de décider entre les différentes théories.
L. SCHAMES. 2013 Ueber die Abhângigkeit der Hysteresiswârme und der Permea- bilitât des Eisens von der Frequenz des ""7 echselfeldes (Variation de la perte d’hystérésis et de la perméabilité du fer avec la fréquence du champ alternatif).
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P. 448-469.
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