Transport de charges dans un gaz, au voisinage d'une paroi et en présence d'un champ magnétique

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Submitted on 1 Jan 1968

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Transport de charges dans un gaz, au voisinage d’une paroi et en présence d’un champ magnétique

A. Békiarian

To cite this version:

A. Békiarian. Transport de charges dans un gaz, au voisinage d’une paroi et en présence d’un champ magnétique. Journal de Physique, 1968, 29 (5-6), pp.434-442. �10.1051/jphys:01968002905-6043400�.

�jpa-00206669�

TRANSPORT DE

CHARGES

DANS UN

GAZ, ^AU

^VOISINAGE

^D’UNE

^PAROI

ET EN

PRÉSENCE

^D’UN

CHAMP MAGNÉTIQUE (1)

Par A.

BÉKIARIAN,

Direction des Études et Recherches d’Électricité de France, ^Clamart.

(Reçu

le 28 octobre

1967.)

Résumé. - Un

système

diode à cathode

photoémissive permet

d’étudier l’influence d’un

champ magnétique

^{sur la} rétrodiffusion des électrons émis dans une

atmosphère

^d’hélium.

Les résultats

expérimentaux

obtenus pour des

pressions

d’hélium variant de 10-6 à 300 torr confirment une

interprétation théorique

^des

phénomènes

^tenant

compte

de la réflexion des électrons sur la cathode.

Abstract. ²⁰¹⁴ A diode with ^a

photocathode

^{is used to}

study

^the

magnetic

field influence on

back-scattering

of electrons which are emitted in a helium

atmosphere. expérimental

^results,

obtained for helium pressure

ranging

^{from 10-6 to 300} torr,

support

^a theoretical

approach

which takes into account reflection of electrons

by

^{the cathode.}

1. Introduction. ^- Alors que les

ph6nom6nes pari6-

taux interviennent dans de nombreux

problemes,

^leur

etude ^est en

general

^{delicate a mener. D’une}

part,

si l’on

analyse

l’influence de la

presence

^d’une

paroi,

on

s’aperçoit qu’il

^est difficile de définir de

façon precise

^la

paroi

elle-même. Le

plan parfait

^n’existe

pas, la

puret6 chimique

^est

toujours relative,

^{or la}

structure reelle de la

paroi peut jouer

^{un role non}

negligeable.

^D’autre

part,

^a supposer que l’on sache choisir une

representation math6matique convenable, susceptible

de traduire les

ph6nom6nes physiques,

^les

equations qui

^la caract6risent sont souvent difficiles a r6soudre.

11 ^est

pourtant

^d’un

grand

^int6r6t

d’examiner,

par

exemple,

l’influence d’un

champ magn6tique

^{sur un}

’

gaz

comportant

^des

particules charg6es

^au

voisinage

d’une

paroi.

^{Nous avons}

essay6 d’approcher

^cette

etude,

^{li6e aux}

probl6mes

^{de la}

magnéto-hydro- dynamique,

dans les conditions

experimentales

^les

plus

pures

possible

^{afin de}

permettre

^une

analyse

assez fine. Alors _que dans une

experience

^de

magn6to- hydrodynamique

le milieu gazeux ^est chaud ^et contient des

charges positives

^et

negatives,

^{nous avons}

seulement

envisage

^un

systeme diode, comportant

une anode collectrice et une cathode

emissive, plonge

dans un gaz noble a

temperature

^{ambiante et soumis}

a 1’action d’un

champ magn6tique parall6le

^{a la}

paroi.

^{Ainsi nous n’avons a} consid6rer _que deux

esp6ces

^de

particules :

^electrons et atomes neutres,

et nous pouvons supposer la

temperature,

^le

champ electrique

^{et le}

champ magn6tique

uniformes. De

plus,

^la

paroi

^{ne se trouve} pas recouverte par des condensats provenant ^d’un gaz ensemenc6 chaud.

Toutes ^ces

dispositions simplifient grandement

^l’inter-

pr6tation theorique

que ^nous désirons donner des resultats

expérimentaux qui

^sont essentiellement ob-

tenus a

partir

^des

caractéristiques

courant-tension du

système

^diode.

Les

premiers

resultats de cette

etude,

^{en l’absence}

de

champ magnétique,

^ont

deja

^fait

l’objet

^d’une

publication [1].

^{Nous les}

rappellerons

^{ici avant de}

les

compl6ter

par

l’interpr6tation

^des

ph6nom6nes

^en

presence

^d’un

champ magn6tique.

2.

Dispositif expdrimental.

^{- 2.1. CARACTERES}

GENERAUX. ^- La

presence

^d’un

champ magn6tique

nous a fait choisir un

systeme

^{diode de}

configuration cylindrique,

^car 1’effet Hall cr6erait aux frontieres d’un

plan

^des

hétérogénéités

rendant delicate l’inter-

pr6tation

des resultats.

Apres

^{une s6rie}

d’experiences

^{faites a 1’aide de}

thermocathodes

[2],

nous avons

prefere

^{utiliser une}

photocathode

comme source emissive. Celle-ci nous

permet ^de

garder

^une

temperature

uniforme dans

1’espace

interélectrodes et d’avoir une cathode

6qui- potentielle.

^De

plus, 1’emploi

^d’une

photocathode

conduit a de tres faibles densites de courant, ^ce

qui

r6duit sensiblement la

charge d’espace.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01968002905-6043400

435

FIG. 1. ^- Schema du

systeme

^diode

Le

dispositif adopte

finalement est

repr6sent6 figure

^{1. La}

photocathode

^est

semi-transparente,

^elle

reçoit

^le

rayonnement

de l’int6rieur et 6met des electrons vers 1’exterieur ou ils sont collect6s par l’anode.

La source de

rayonnement,

la cathode et l’anode constituent trois

cylindres coaxiaux.

2.2. PHOTOCATHODE. - La

photocathode

^est

constituée d’une couche mince d’or

d6pos6e

par

evaporation

^sous vide. L’or

pr6sentant

^un travail de sortie de l’ordre de 4 eV

[3],

^le

rayonnement

^a

employer

^{est donc un}

rayonnement

ultraviolet et le tube

support

^{de la}

photocathode

^{doit 6tre realise en}

quartz.

L’uniformité de la

couche,

n6cessaire _pour

produire

^{une emission}

6lectronique uniforme,

^{a 6t6}

obtenue en maintenant le tube en rotation autour de

son axe

pendant

la duree de

l’op6ration

^de

depot.

L’uniformite de 1’emission a pu 6tre v6rifi6e a mieux de 10

%.

^Le

depot

^a ete effectu6 dans les laboratoires de M. le Professeur Vernier a

Dijon.

Le rendement de la

photocathode

^baisse

apres

^une

premiere exposition

^a

1’air,

^{mais reste} ensuite tr6s stable. Par contre,

l’6paisseur

de la couche emissive modifie 1’allure des resultats

expérimentaux.

^{Si cette}

couche laisse passer ^une fraction non

n6gligeable

^du

rayonnement

ultraviolet,

l’anode 6met A son tour des

photoelectrons.

^La

caractéristique

courant-tension du

systeme

^{diode est} alors double. Pour avoir des carac-

t6ristiques

^de type

simple (une

seule electrode 6mis-

sive),

nous avons ete conduits a utiliser des couches d’une

6paisseur

de l’ordre de 200

A, pratiquement

opaques ^a l’ultraviolet.

2.3. SOURCE DE RAYONNEMENT ULTRAVIOLET. ^-

Nous avons utilise une

lampe

a vapeur de mercure a basse

pression,

de fabrication

Quartzlampen,

^{dont le}

rayonnement

^est

pratiquement monochromatique

^pour

la raie de

longueur

^{d’onde 2 536}

^A.

2.4. ENSEMBLE EXPERIMENTAL. ^- La

partie

^essen-

tielle du

dispositif

^est constituée d’une enceinte 6tanche contenant le

systeme

^diode

(fig. 2).

^Dans

cette

enceinte,

^{il est}

possible

de r6aliser a volonte le

FIG. 2. ^- Schema de la

maquette expérimentale.

vide ou un

remplissage

^de gaz a

pression quelconque grace

^a des raccordements ^vers une pompe ^a diffusion

et vers une reserve de gaz. ^Le tube central de

quartz

qui

porte ^la

photocathode

^est chrome afin d’assurer

l’opacit6

^au

rayonnement

^{de toute la}

partie

^{du tube}

non emissive et de r6aliser une sortie conductrice pour la

photocathode.

Le

champ magn6tique

n6cessaire a la suite des

experiences

^est

produit

par ^un sol6noide

compens6,

coaxial a la

maquette.

^La bobine ainsi _que les divers

FIG. 3. ^- Vue d’ensemble du

dispositif expérimental.

dispositifs

^{de mesure de}

pression

^{sont visibles}

figure

^3.

Enfin,

le trace des

caractéristiques

courant-tension

est assure par ^un

enregistreur X, Y,

la difference de

potentiel

anode-cathode 6tant d6livr6e par ^une

pile.

Les

caractéristiques,

^relev6es pour diverses valeurs de la

pression

^{et du}

champ magn6tique,

constituent le moyen

d’investigation

^du

phénomène

^6tudi6.

3.

Ptude

du

syst6me

diode dans le vide. ^- Pour 6tudier le

comportement

^{des electrons}

apres

^leur

emission dans le _gaz, il est n6cessaire de

poss6der

^des

informations sur les conditions dans

lesquelles

^s’effectue

1’6mission elle-m8me. L’6tude de 1’emission

photo- electrique

^reste

plus

delicate que celle de 1’emission

thermoélectrique.

^{On sait} que,

lorsque

^des

photons d’énergie

hv viennent

frapper

la surface d’un métal de

potentiel

^{de sortie}

V,,,

des electrons sont 6mis avec

des

energies

variant de 0 a hv ^-

e Vs.

Selon la theorie de

Hughes

^et

Dubridge [4],

^la

r6partition

des electrons doit suivre une loi

triangulaire

^en fonction de

1’energie.

En

fait,

^{on observe souvent} des 6carts par

rapport

^a

cette

loi, notamment

^avec des couches minces. Vu les moyens dont ^nous

disposons,

^{il nous est difficile}

d’atteindre avec

precision

la loi de

repartition

^des

electrons.

Aussi,

nous nous sommes attaches a d6ter- miner au mieux :

-

1’energie maximale u1

des electrons

6mis,

- la diff6rence de

potentiel

^{de contact}

anode-cathode,

et a verifier

qu’une

^loi

simple

de distribution des electrons d6crit le

phénomène

observe de mani6re satisfaisante.

FIG. 4. ^-

Caractéristique

^standard

(trait plein) comparee

a

plusieurs caracteristiques expérimentales (traits

ponctués)

pour le ^{cas B =} 0.

437

L’étude des

caractéristiques

courant-tension obte-

nues dans un vide de l’ordre de 10-6 ^torr

[5]

^{nous a}

incites a choisir une

repartition

^{carr6e en} fonction de

1’energie

^{entre 0 et}

hv - eVs,

^{tout en conservant}

I’hypoth6se

habituelle d’une

r6partition spatiale

^sui-

vant la loi de Lambert.

L’accord entre resultats

expérimentaux

^{et resultats}

calcul6s est alors satisfaisant

(fig. 4).

^La difference de

potentiel

^{de contact} anode-cathode

apparait

^{de l’ordre}

de

0,3 V,

^tandis que

1’energie maximale u1

^des

electrons est voisine de

0,6

^eV.

Les relev6s

expérimentaux

^{effectues en}

presence

d’un

champ magn6tique

concordent avec la courbe standard calcul6e

( fig. 5) lorsque

^{toutes ces courbes}

sont

reportees

^{dans un}

systeme

de coordonn6es r6-

FIG. 5. ^-

Caractéristique

^standard

(trait plein) compar6e

aux resultats

expérimentaux ; - - - - B

^{= 45,8 gauss ;}

+ + + B ⁼ 39,4 gauss ; o o o o B ⁼ 29,2 gauss.

duites. La

géométrie cylindrique

^doit

cependant

^6tre

prise

^en

compte lorsque

^{existe un}

champ magn6- tique [5].

L’ensemble de ces resultats nous incite donc a conserver, dans la suite du

travail, l’hypothèse

^for-

mul6e,

^{relative a la structure de}

1’emission,

^sans que pour ^{autant nous}

pretendions

avoir determine avec

precision

^le

spectre

d’emission des electrons.

4.

gtude

du

syst6me

^{diode en}

presence

d’un gaz et

en l’absence d’un

champ magndtique.

^- 4.1. GENE- RALITÉS. ^- La

presence

^du gaz ^se manifeste de deux

facons :

^{: d’une} part, ^au sein du milieu _gazeux, les

atomes freinent les electrons dans leur mouvement

acquis

^sous 1’action du

champ electrique applique ;

d’autre

part,

^au

voisinage

^{de la}

paroi,

les electrons

peuvent ^6tre

renvoy6s,

par

collision,

^{vers celle-ci ou}

ils sont absorb6s ou r6fl6chis.

L’6tude des _processus de collision électron-atome ^a fait

l’objet

de nombreux travaux

[6-13].

^{Les collisions}

peuvent

^{6tre d6crites assez}

simplement

^{dans le cas}

de 1’helium ^{et notre} choix s’est donc

port6

^{sur ce} gaz.

Les resultats concernant l’hélium ^se trouvent illustr6s

figure

6. La vitesse moyenne Vd

prise,

^{dans un milieu}

FIG. 6. ^- Vitesse moyenne vd atteinte par les electrons

sous l’action d’un

champ electrique

^en

atmosphere

d’helium

(milieu infini).

uniforme,

par les electrons dans la direction du

champ electrique E,

^est

port6e

^en fonction du

rapport Elp,

ou

p est

^la

pression

^du gaz.

Le retour d’61ectrons vers la

paroi

^{est encore}

appele

« rétrodiffusion », ^car les electrons

apparaissent,

^vus

de la

paroi,

^comme diffuses par le gaz. Les conclusions relatives a 1’6tude de ce

phénomène

^ont 6t6 donnees

en

[1]

^{ou l’on trouvera} par ailleurs les

principales

references

bibliographiques

traitant de la

question.

Ajoutons qu’une

^{etude de ce meme}

probleme

^{a 6t6}

faite

depuis

^a l’aide d’une simulation

lagrangienne [18].

Rappelons

que

l’interpr6tation

^donnee par

J. J.

Thomson de ce

phénomène

permet de calculer le

rapport

^{du courant collect6} par l’anode au courant

6mis _par la cathode suivant

1’expression :

ou c est

la;

^vitesse

d’agitation

^{moyenne au}

voisinage

de la

paroi.

^{D’autres auteurs}

[14] parviennent

^{a une}

formule un peu diff6rente :

La m6thode que ^nous

employons

pour

interpreter

la rétrodiffusion ^est voisine de celle de

Thomson,

mais elle tient

compte

de la variation de la densite

6lectronique

ⁿ suivant la normale Oz a la

paroi

^et

de la

possibilite

^de reflexion des electrons sur la

paroi.

Le

systeme

^des

equations

^de

transport

^{de la}

quantite

de mouvement et de

1’energie permet

de calculer la densite

electronique np

^au

^voisinage

^{de la}

^paroi

^{et de}

determiner ensuite le rapport

J/Je.

4.2. CALCUL DE

np.

^- Assimilons la

paroi

^emissive

a un

plan

^et supposons le

champ electrique

^uniforme

et

perpendiculaire

^{a la}

paroi

^{et le} gaz isotherme a la

temperature Tg. ^Supposons

^{en outre}

^qu’au

^{loin de}

la cathode

(z

⁼

oo )

^{le milieu}

(gaz

^{neutre et}

electrons)

est uniforme. La densite

6lectronique

y ^est not6e _n,,,

et la vitesse moyenne v des electrons dans la direc- tion Oz est alors vd. ^En

pratique,

^{si la}

pression

^du gaz est

suffisante,

^ces conditions sont atteintes dans

1’espace

interélectrodes.

En tenant

compte

^{de ces}

hypotheses

^{et en}

supposant

la

frequence

de collision v constante,

1’equation

^de

transport

^{de la}

quantite

^{de mouvement relative aux}

electrons,

^{6crite comme en}

[15], prend

^{la forme}

simplifiee :

ou u ^est la mobilite des electrons

u

⁼

e/mv)

^{et T la}

temperature cinetique

des electrons.

Dans ces memes

conditions,

la conservation de

1’6nergie

d’un electron de masse m se traduit par

1’6quation :

dans

laquelle w est

la vitesse de 1’61ectron ^et 8U la

quantite d’6nergie 6chang6e

^{au cours} des collisions électron-atome sur le

trajet

dz. Cette

energie

^{a 6t6}

6valu6e dans un certain nombre de cas

particuliers :

- atome neutre au repos ^avant la collision

[15],

^,

- evaluation

approximative

^tenant

compte

^{de la} vitesse initiale des atomes

[16],

- electrons et atomes maxwelliens

[17].

Nous avons finalement

adopt6,

pour

1’energie

moyenne

echangee

par

collision, 1’expression :

correspondant

^au calcul effectu6 en

[16].

^{M est la}

masse de 1’atome neutre,

Tg

^la

temperature

^{du gaz}

et k la constante de Boltzmann.

L’6quation

^{de trans-}

port

^de

1’energie

s’écrit donc finalement :

De

plus,

par definition :

En éliminant ventre les

6quations (6)

^et

(7),

^nous

pouvons écrire :

et en tenant

compte

^de

(3),

^{nous obtenons une}

6qua-

tion relative a la

temperature :

qui s’6crit,

^en posant :

Cette derni6re

equation

^{ne se} resout pas exactement, mais on

peut

^tracer le reseau de ses solutions _pour

6gfA

donne

(fig. 7).

^{La courbe}

correspondant

^a la solution du

probl6me physique

doit passer par

l’origine, point

FIG. 7. ^- Reseau des courbes solutions de

1’equation (10).

repr6sentatif

des conditions au loin de la

paroi.

^Or

les courbes

apparaissent r6parties

^en deux nappes dont la

separatrice

passe par 0. Cette

s6paratrice

^est

donc la solution cherchee. En 6crivant

1’equation

^de

cette courbe sous la forme :

la densite

6lectronique

^{a la}

paroi

^{s’6crit :}

439

FIG. 8. ^- Resultats

expérimentaux

pour différentes

pressions

^d’helium

(B

⁼

0).

4.3. CALCUL DU COURANT COLLECTE. ^- Nous _SUp- posons, ^comme

J. J. ^Thomson,

^{que le courant retro-}

diffus6

peut

^{s’ecrire :}

mais

qu’il

^{est de}

plus

^{r6fl6chi en}

partie

^par la cathode.

Si ^r est un coefficient de reflexion moyen pour 1’en- semble des electrons

rétrodiffusés,

^la

paroi

^{ne r6absorbe}

qu’un

^{courant :}

et finalement le courant

net Jest

donne par :

Cette

expression

^recouvre aussi bien la formule

(1) qui correspond

^{a r = 0 et h =} 0 que la formule

(2) (r

⁼

0, h

⁼

1/3). L’approximation

de Thomson re-

vient a assimiler sur la

figure

^{7 la}

s6paratrice

^{a la}

seconde bissectrice.

4.4. RESULTATS EXPERIMENTAUX. ^-

L’analyse

^des

. resultats

expérimentaux

^montre

qu’il

^{est n6cessaire}

de tenir

compte

d’un coefficient de reflexion r. En

comparant ^{ces resultats aux} courbes calcul6es _pour des electrons 6mis avec une

energie

moyenne de

0,3 eV,

le coefficient r se trouve 8tre de l’ordre de

0,7 (fig. 8).

Ainsi

qu’il

^{a ete}

rappel6

^en

[1],

^ce resultat n’est pas

incompatible

^avec les resultats ant6rieurs

compte

^tenu de la faible

energie

des electrons et de la

possibilite

d’une

adsorption d’oxygène

par la cathode.

D’autre

part,

^aucune influence de la reflexion n’a ete

remarqu6e

^{au cours des}

experiences

^effectu6es

dans le vide. Une reflexion non

sp6culaire

^devrait

perturber

les resultats en

presence

^de

champ magn6- tique.

^{Ceci nous invite a} consid6rer pour la suite de 1’6tude _que la reflexion est

sp6culaire.

5.

gtude

du

systeme

^{diode en}

presence

^d’un gaz et d’un

champ magnétique.

^- Examinons maintenant l’influence simultan6e d’un

champ magnetique

^B

parallele

^{a la}

paroi

^{et d’une}

atmosphere

^d’h6lium

presente

dans 1’enceinte

experimentale. Jusqu’a

^une

distance de la

paroi

de l’ordre du libre parcours

électron-atome,

^le comportement ^{des electrons}

peut

6tre d6crit _par une etude

cin6tique

^des

trajectoires électroniques.

^{Au sein du} gaz, les

equations

^de

transport macroscopiques permettent

de d6crire les

ph6nom6nes qui

^se

developpent

^{dans ce milieu}

continu,

milieu

qui

devient uniforme a une distance suffisante de la

paroi.

Au

voisinage

^{de la}

cathode,

^les

trajectoires

^des

electrons sont modifi6es _par la

presence

^du

champ magn6tique.

^Certains

peuvent

^{revenir sur la}

paroi

sans avoir subi de collisions. Le courant

émis Je

^se

partage

^{donc en}

J, (electrons

^{subissant une}

collision)

et

J2 (electrons

^{revenant sur la}

paroi

^sans subir de colli-

sion).

^Les

rapports I1/fe et J2/ Je

^seront determines par

une etude de

trajectoire.

Le gaz ^ne voit

plus

^{arriver un}

courant

Je

^{mais un courant}

Jo = J1 + J1 + Jl’

^...

(fig. 9).

FIG. 9. ^- Schema pour 1’evaluation du ^courant

Jo :

5.1. CALCUL ^{DU RAPPORT}

JO/ J e.

^{- Si nous sup-}

posons que le coefficient ^{r est}

indépendant

^{de la}

direction d’incidence et que la reflexion est

speculaire,

nous pouvons écrire :

et :

Donc le courant

Jo

^{s’ecrit :}

et finalement :

5.2. CALCUL

DE np.

^{- Les}

equations

^de

transport

utilis6es

pr6c6demment

^{sont modifi6es en}

presence

^de

champ magnetique.

Elles s’6crivent :

avec

Ces

equations apparaissent

formellement

identiques

aux

equations (6)

^et

(3)

^{si l’on}

remplace

dans celles-ci

u par u

2,

J

par

Jz

^{et v} par vz. En

effet,

^en

u

1 _{+ p} (32’ ] ^{par Jz}

^{et v par vz. En}

^{effet, en}

presence

^d’un

champ B,

la vitesse _moyenne des electrons ^et la densite de courant

acqui6rent

^une

composante parall6le

^{a la}

paroi.

Les

equations (20)

^et

(21)

peuvent 6tre trait6es

comme le

systeme (6) -(3) .

^En posant ^{cette fois :}

et :

La densite

6lectronique pari6tale

^{s’6crit encore :}

5.3. CALCUL DU COURANT COLLECTE. ^- En tenant

compte

^{de ce} que :

le

rapport

^du

courant Jz

collect6 par l’anode ^au

courant

io

requ par le _gaz

peut

^{s’6crire a}

present :

Les

equations (19)

^et

(23) permettent

^{donc de} calculer le rapport

Jz/Je.

5.4. CALCUL DU RAPPORT

J2lJe.

^- Le calcul de

ce

rapport

^{est effectue en}

supposant

^{le libre} parcours électron-atome X constant et en

exprimant

^la

proba-

bilit6 _pour

qu’un

^{electron ne subisse} pas de collision

sur une

trajectoire

^de

longueur s par ^e-I

Dans un

angle

solide élémentaire

donne,

^{le nombre}

d’électrons 6mis avec une vitesse donnee r6sulte de la loi de

r6partition

^{choisie au}

paragraphe

3. Le calcul de la

longueur s

^de

trajectoire, puis

^{de e-s/À}

permet

de connaitre la

proportion

d’61ectrons

qui

^{revient sur}

la cathode sans subir de collision. Une

integration

6tendue a tout le

demi-espace z

> 0 et a 1’ensemble des vitesses

permet

^{de connaitre le}

rapport J 2/ J e.

^Le

detail du calcul

numerique

^{est donne en}

[5].

5.5. RESULTATS EXPERIMENTAUX. ^- Nous avons

represente figure

10 les resultats

expérimentaux

^obte-

nus pour differentes valeurs du

champ magnetiquc

^et

de la

pression

^d’hélium. Ces resultats sont

compares

a ceux

qu’a

pu fournir le calcul mene comme il vient d’6tre dit. Pour effectuer ce

calcul,

^{toutes les}

hypo-

th6ses ant6rieures ont ete

conserv6es,

^en

particulier

la valeur

prise

pour r ^a ete de

0,7

^de

façon

^{a rester}

en coherence avec les resultats obtenus en l’absence de

champ magn6tique

^{ou en} k’absence d’h6lium. La confrontation des resultats

experimentaux

^{et des resul-}

tats du calcul semble satisfaisante.

441

FiG. 10. ^-

Caractéristiques

^calcul6es

(trait plein) comparees

^aux

caracteristiques

^relevees

expérimentalement (trait interrompu).

6. Conclusion. ^- Le bon accord constate entre les resultats

expérimentaux

^et les courbes calcul6es permet de penser que la methode de calcul utilis6e convient bien a

1’interpretation

^de

ph6nom6nes

^du

type

^consid6r6.

Rappelons

que ^cette m6thode consiste essentiellement a

distinguer

^deux domaines dans

1’espace

^{au droit de}

la

paroi.

^Dans l’un 1’6tude des

trajectoires,

^{dans 1’autre}

la resolution

d’6quations macroscopiques permettent, apres raccordement,

de traiter le

probl6me.

La meme m6thode devrait 6tre

appliquee

^avec

succ6s au cas d’un _gaz ionis6 en tenant

compte

^du

courant

ionique

^dans

1’expression

^{du bilan de courant.}

Par

ailleurs,

^la

presente

^etude

souligne

la necessite de ne pas

negliger

la reflexion des electrons lents sur

la

paroi

^{emissive et l’int6r6t}

qu’il

y aurait a connaitre de maniere

plus precise

^les

propri6t6s

réfléchissantes des

parois m6talliques

^{en fonction de}

1’energie

^des

electrons dans le domaine

envisage,

^de

1’epaisseur

^de

la couche mince et de la

presence plus

^{ou moins}

grande

^de gaz adsorb6 dans cette couche

m6tallique.

Remerciements. ^-

Je

tiens à remercier ici M. le Professeur Delcroix

qui

^m’a

guide

^{dans ce}

travail,

M. P. Ricateau du C.E.A. _pour d’enrichissantes dis- cussions et de tres fructueux conseils et M. le Professeur Vernier _pour 1’aide

qu’il

^m’a

apport6e

^{dans la}

pr6- paration

^des

experiences.

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