Effet photoélectrique sélectif et effet photoélectrique normal

Texte intégral

(1)

HAL Id: jpa-00241921

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00241921

Submitted on 1 Jan 1914

HAL is a multi-disciplinary open access archive for the deposit and dissemination of sci- entific research documents, whether they are pub- lished or not. The documents may come from teaching and research institutions in France or abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est destinée au dépôt et à la diffusion de documents scientifiques de niveau recherche, publiés ou non, émanant des établissements d’enseignement et de recherche français ou étrangers, des laboratoires publics ou privés.

Effet photoélectrique sélectif et effet photoélectrique normal

R. Pohl, P. Pringsheim

To cite this version:

R. Pohl, P. Pringsheim. Effet photoélectrique sélectif et effet photoélectrique normal. J. Phys. Theor.

Appl., 1914, 4 (1), pp.525-545. �10.1051/jphystap:019140040052500�. �jpa-00241921�

(2)

525

EFFET PHOTOÉLECTRIQUE SÉLECTIF ET EFFET PHOTOÉLECTRIQUE NORMAL

Par MM. R. POHL et P. PRINGSHEIM.

Je sais pleinement apprécier l’honneur que vous m’avez fait en

m’invitant à exposer, en Sorbonne, devant la Société française de

Physique, les travaux que j’ai exécutés au courant de ces der-

nières années en collaboration avec mon ami M. Pohl. Le sujet

de nos recherches a été l’effet photoélectrique, qui consiste, vous le

savez, dans l’émission d’électrons sous l’action de la lumière. Vous

appelez cet effet en France, le plus souvent, l’effet Hertz-Hailwacks,

associant ainsi les noms des deux savants qui l’ont découvert, aux- quels il faudrait, pour être juste, joindre ceux de Lenard et de J.-J. Thomson. Heinrich Hertz a observé que la décharge par étincelle était facilitée en illuminant les électrodes avec de la lumière ultra-violette, et Hallwachs a constaté que chaque conducteur portant une charge négative perdait cette charge sous l’influence des r ayons à courte longueur d’onde. Mais ce furent Lenard et Thomson

qui prouvèrent, presque simultanément, que cet effet avait son

ori gine dans l’émission de rayons corpusculaires analogues à des rayons

cathodiques très lents, d’une vitesse initiale de quelques volts. A la

suite de ces découvertes, le problème de l’effet photoélectrique sem-

blait près de recevoir sa solution complète, car il apparaissait comme

le phénomène inverse de l’émission de la lumière : un électron effec- tuant sous l’action d’une force quelconque un mouvement périodique

est l’origine d’une radiation électromagnétique; ce rayon de lumière est absorbé par un autre électron en résonance, qui est lié à l’atome

d’un métal, et lui transmet une énergie qui parfois suffit à le projeter

au dehors de l’atome.

Mais depuis lors de nombreux travaux consignés dans plus de

six cents mémoires ont été publiés sur ce sujet, et comme il

arrive si souvent en physique, le problème est devenu par là de plus

en plus compliqué. Il suffira de rappeler que dernièrement plusieurs

auteurs ont avancé l’opinion que l’émission d’électrons dans l’effet

photoélectrique ne résulte pas d’une action directe de la lumière sur

le métal, mais qu’elle serait plutôt la conséquence secondaire d’une (1) Conférence faite à la Société française de Physique le 17 avril 1914.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019140040052500

(3)

526

réaction quasiment chimique entre le métal et le gaz voisin, de sorte

que, sans la présence de gaz, l’effet photoélectrique disparaîtrait. Nous

n’avons jamais pu vérifier cette vue, et même nos expériences ne

nous permettent pas de l’accepter comme juste. On avait déjà anté-

rieurement rapporté des faits qui, bien que prouvés isolément par des expériences, semblaient en contradiction. Telle fut la découverte d’Elster et Geitel : le nombre des électrons émis par une surface

liquide de sodium-potassium est fort augmenté, dès que le vecteur

électrique de la lumière possède une composante normale à la sur-

face du métal, alors que l’on savait que, pourles autres métaux, l’effet photoélectrique était indépendant de la polarisation de la lumière.

Nous réussîmes d’abord à montrer que, même pour les métaux alca-

lins, l’efficacité supérieure plus grande de lalumière lorsque le vecteur électrique estparallèleau plan d’incidence était limitée sélectivement à

une région du spectre assez étroite; en approfondissant cette ques-

tion, nous fûmes amenés à discerner dans l’émission d’électrons sous

l’action de la lumière deux effets essentiellement différents.

Nous appelons le premier sélectif, parce qu’étant un phéno-

mène de résonance il n’existe que dans un intervalle limité du

spectre et atteint pour une certaine longueur d’onde un maximum

très marqué, dont la position varie avec le métal employé ; en deçà

et au delà du maximum, le courant photoélectrique décroît rapide-

ment. C’est un indice caractéristique de l’effet sélectif que, pour lui,

les électrons suivent la direction du vecteur électrique de la lumière,

c’est-à-dire qu’ils ne peuvent quitter le métal que tant que ce vecteur

possède une composante normale à la surface. L’existence de l’effet sélectif n’a été prouvée avec certitude que pour les métaux alcalins et quelques-uns de leurs alliages.

Tout au contraire, l’effet pho1oe’lectrique normal semble être une propriété qui appartient sinon à toute matière solide, pour le moins

à tous les métaux, et c’est lui qui fait l’objet presque exclusif des travaux antérieurs aux nôtres. Dans l’effet normal, la polarisation de

la lumière est sans influence aucune (pour une longueur d’onde donnée, le nombre des électrons émis est toujours proportionnel à

l’intensité de la lumière absorbée), et le nombre des électrons émis

augmente constamment quand on s’avance dans la partie ultra-vio-

lette du spectre.

Si le métal possède en outre un effet sélectif, les deux effets se

superposent et l’on obtient une courbe représentée figure 1 : les

(4)

527 abscisses sont les longueurs d’onde les ordonnées, les cou-

rants photoélectriques par unité d’énergie lumineuse incidente; la partie N appartient à l’effet normal, S à l’effet sélectif; la courbe correspondant aux nombres vraiment observés, c’est-à-dire à l’ad- dition des deux autres, est tracée en traits pleins : N + S.

Pour obtenir une telle courbe, il faut mesurer pour différentes

longueurs d’onde à l’aide d’une pile thermoélectrique l’intensité de la lumière, et en même temps les courants photoélectriques corres- pondants. Connaissant la sensibilité de la pile thermoélectrique et

celle de l’électromètre employés, on trouve ainsi en nombres absolus la quantité d’électrons mis en liberté par une calorie de lumière incidente.

Naturellement il est plus essentiel de connaître le rapport entre le

courant photoélectrique et l’énergie absorbée, rapport que l’on peut

tirer par calcul de la première relation, si les constantes optiques du

métal sont connues. Mais il y a un procédé assez simple pour le déter- miner directement par l’expérience : il suffit de disposer le métal

étudié en corps noir, c’est-à-dire de couvrir toutes les parois inté-

rieures d’un tube d’une couche du métal, ne laissant que deux petites

ouvertures, l’une pour introduire une électrode isolée portant le

potentiel accélérant, l’autre pour donner entrée à la lumière. Toute

l’énergie incidente est absorbée après maintes réflexions à l’intérieur du tube, sauf la minime partie qui s’échappe par les deux petites

ouvertures. Comme nous le verrons plus tard, les courbes obtenues de la sorte ne diffèrent pas beaucoup de celles que l’on trouve par la première manière, généralement suffisante.

En considération de la grande influence que la polarisation de la

lumière exerce sur l’effet photoélectrique sélectif, il faut, pour étudier

les qualités de cet effet, que le plan d’incidence soit vraiment défini,

(5)

528

c’est-à-dire que le métal soit un miroir bien poli ; un tel miroir de

grande perfection est fourni par la surface liquide d’un alliage de sodium-potassium, et c’est sur cet alliage que l’effet a été découvert.

Lorsqu’on fait tomber de la lumière polarisée monochromatique

sous un angle oblique sur une surface de sodium-potassium et qu’on

fait varier les longueurs d’onde, le courant photoélectrique atteint

un maximum pour X

=

380 si le vecteur électrique de la lumière est parallèle au plan d’incidence (flg. 2, courbe 1) ; en tournant le plan de polarisation, le maximum devient de moins en moins mar-

qué et disparaît complètement dès que le vecteur électrique est nor-

mal au plan d’incidence, c’est-à-dire parallèle au miroir, puisque la

composante normale à la surface du métal est alors nulle. Le maxi-

mum disparaît de même si l’angle d’incidence est égal à zéro.

Dans ce cas, il ne reste qu’un courant relativement faible qui

augmente constamment lorsque À dimintze, et qui est à l’effet,

normal existant à côté de l’effet sélectif (courbe ~) .

En employant, au lieu de lumière polarisée de la lumière naturelle,

on obtient une courbe qui résulte de la superposition de celles que

produit la lumière polarisée. Le même cas se présente lorsqu’une

surface irrégulière est mise à la place du miroir; mais comme, dans

la région critique l’effet sélectif surpasse toujours de beaucoup l’effet, normal, il est alors possible de fixer la position approximative du

vrai maximum de .résonance. De la sorte, on a pu démontrer 1"exis-

i’ IG. 2.

tence d’un effet sélectif pour le rubidium, le potassium, le sodium et

le lithium, dont il est difficile, ou en partie même impossible, de se

procurer des surfaces polies. On voit (fiq. 3 et 4) I~s courbes du

(6)

529

potassium et du rubidium ; cette seconde courbe est intéressante parce que la longueur d’onde qui correspond au maximum est comparativement grande, et que pour cette raison, il est possible

de poursuivre la courbe dans la partie du spectre il n’y a plus

que l’effet normal. J’ajouterai que ces tableaux sont tirés de nos

premières publications et que des tubes à photomètre préparés par Elster et Geitel, dont nous avons récemment mesuré la sensibilité

spectrale, ont donné absolument les mêmes valeurs ; cela veut dire

que ces courbes peuvent être reproduites à volonté.

FIG. 3. Fic. 4.

Les maximums des courants photoélectriques ne proviennent pas de maximums correspondants dans l’absorption de la lumière ; si cela était, ils disparaîtraient aussitôt qu’on rapporte les courants à l’éner- gie lumineuse absorbée au lieu de les rapporter à l’énergieincidente;

mais tout au contraire l’effet sélectif ressort dans un

«

corps noir » d’une façon encore plus marquée, parce que le pouvoir réflecteur des métaux a lui-même, près de la fréquence de la résonance sélective,

sinon un maximum, assurément une très grande valeur qui décroît

pour des longueurs d’onde plus courtes. Il s’ensuit que l’absorption

d’une énergie comparativement petite met en liberté un très grand

nombre d’électrons, tant que la fréquence de la lumière est voisine du centre de l’effet sélectif ; ce nombre atteint pour le sodium et le

potassium jusqu’à 350 . 10-~ coulomb par calorie. En supposant que pour l’effet sélectif la vitesse initiale des électrons soit d’environ 2 volts, l’effet utile est de 3 0/0, c’est-à-dire que 3 0/0 de l’énergie

absorbée est rendue sous forme de rayons photoélectriques. Par

(7)

530

conséquent, la température d’un corps noir, dont les parois sont cou-

vertes de potassium et qui est illuminé par des rayons bleus, serait

inférieure de 3 0~’0 à celle d’un corps noir ordinaire absorbant le même rayonnement.

Il est facile de voir que, même dans un corps noir, on n’obtient pas le vrai effet utile photoélectrique, qui serait le nombre d’électrons

projetés hors de leurs atomes, à la suite de l’absorption d’une calo- rie de lumière; ce que l’on peut mesurer n’est que la fraction de ces électrons en état de quitter le métal, tandis qu’une partie inconnue

est absorbée avant de pouvoir arriver à la surface du métal.

Nous croyons que cette dernière partie peut être réduite de beau- coup, si la surface du métal est subdivisée en un grand nombre de

très petites particules, comme c’est le cas pour les modifications colloïdales des métaux alcalins. En effet on obtient les plus grands

effets utiles possibles sur de telles surfaces colloïdales profondé-

ment colorées; les nombres cités plus haut, qui sont à peu près huit

fois plus grands que ceux fournis par les métaux ordinaires, en

FiG. 5.

offrent un exemple. Eu même temps les courbes de résonance se

resserrent encore et présentent alors des maximums très accentués : ainsi dans le tableau (fig. 5) relatif au potassium, l’effet utile n’est

plus que 1 . .10-4 coulomb par calorie à ~

=

230 pp, contre 4 50. 10-4 cou-

lomb par calorie au centre de la résonance : l’effet normal disparaît

dans ces conditions presque entièrement en comparaison de l’effet

sélectif.

(8)

531 Les longueurs d’onde caractéristiques de l’effet photoélectrique

sélectif sont données à quelques pour cent près pour les métaux alcalins dans le tableau (A).

La position du maximum de résonance n’est pas influencée d’une manière appréciable par la température, comme des expériences

faites à la température de l’air liquide l’ont prouvé; de même il importe peu que les corps soient à l’état solide ou liquide, les

courbes ne variant pas sensiblement quand on fait solidifier

un alliage de K-Na d’abord liquide. Néanmoins on observe parfois pour le même métal des différences dans la position

exacte du maximum, qui dépassent les erreurs possibles des expériences. Cela s’explique par le fait que l’effet sélectif dépend

à un haut degré de la liaison chimique des atomes : même la proximité seule d’un élément fortement électronégatif peut l’altérer.

Si par exemple les atomes du potassium sont mêlés intimement à des molécules de K 20 (1 ~@ le maximum de sensibilité est déplacé d’à peu

près 30 1l.pw et se retrouve près de 405 pp au lieu de 436 pp. L’in- fluence de vraies liaisons chimiques est encore plus grande : nous

avons déjà vu que l’alliage K-Na possède un effet sélectif à X

=

380 pp, et les courbes en question sont d’une telle netteté qu’il

semble impossible d’y voir une superposition des effets dus aux

deux métaux simples. ~~n joignant à ce résultat ceux que nous avons trouvés sur d’autres alliages du potassium, on peut dire que l’effet sélectif d’un métal alcalin est d’autant plus influencé par son alliage

avec un autre métal que la liaison est plus solide et qu’en consé-

quence l’alliage est plus stable, moins oxydable. Pour cette raison,

la résonance du potassium, qui n’est que légèrement déplacée par l’influence du sodium, n’est pas complètement détruite dans ses

alliages avec le mercure et le thallium, tant que la proportion en

(1) On obtient de telles surfaces d’un bleu noirâtre composées d’une solution

.colloïdale de potassium dans l’oxyde de potassium en exposant du K pur

pendant quelques secondes à une atmosphère d’oxygène.

(9)

532

potassium est suffisamment grande. Pour un mélange cristallin de

potassium et de mercure, qui se compose de molécules de KHg2 et

de K, la courbe des sensibilités montre à côté du maximum caracté-

ristique pour le potassium un second maximum à ~

-

380, comme

on le voit fin. 6. En diminuant la concentration en potassium,

on arrive à un point où il n’y a plus dans le mélange que du

mercure et du KHg4 : alors les deux maximums mentionnés plus

haut disparaissent et l’on trouve un effet photoélectrique sélectif

vers ~

_

253 pp. Enfin nous avons pu démontrer l’existence d’un effet sélectif près de X

=

313 pour un alliage en parties égales de potassium et de thallium; ce dernier élément est, comme le mercure,

relativement proche du potassium dans le système périodique. Pour

les alliages du potassium avec tous les autres métaux qui en sont plus éloignés dans le système périodique et dont, en conséquence,

l’affinité chimique est plus grande, on n’a pas pu trouver des effets sélectifs en deçà de ~

-

200

De même tout effet sélectif disparaît lorsqu’on continue à dilninuer

la concentration en potassium dans les alliages K-Hg, et il ne reste plus alors qu’un effet normal ne possédant ni maximum ni la dépen-

dance caractéristique de la polarisation (ainsi la sensibilité du mercure

pur ne commence qu’au-dessous de ),

_

260

A l’intérieur de ces molécules très complexes, les électrons, qui,

dans les atomes de potassium, produisent l’effet sélectif, sont appa- remment liés si fortement aux atomes de l’autre composant qu’ils ne

sont plus en état d’effectuer leurs vibrations propres.

(10)

533 Il ressort de ces phénomènes que les électrons de l’effet sélectif sont probablement identiques à ceux dits de valence et qu’en tout cas

ils se trouvent près de la surface des atomes, ils sont facilement atteints par les forces émanant d’atomes voisins, différents en cela des électrons qui émettent les rayons X caractéristiques et qui, se

trouvant à l’intérieur des atomes, ne sont point troublés par les liaisons chimiques. La position périphérique des électrons est rendue

encore plus vraisemblable par un fait consigné au tableau (A)

pour les quatre métaux alcalins : la longueur d’onde de réso-

nance est proportionnelle au rayon atomique ; le rapport est r sensi-

blement égal à 1,8.

La grande influence des atomes voisins sur le mouvement des électrons en question étant admise, il semble naturel que leurs oscillations soient fortement amorties; en effet la proportion entre la largeur de l’intervalle spectral, dans lequel l’effet sélectif existe, et

la fréquence correspondant au maximum de résonance est de 3 ou

même de 2 : ce ne sont pas des lignes bien définies, mais plutôt des

bandes d’une étendue à peu près analogue à celles dont Rubens a

prouvé l’existence par la méthode des Reststrahlen dans la partie infra-rouge du spectre et qui sont produites par des molécules ionisées. En plus, il paraît exister un rapport entre la fréquence photoélectrique des électrons et la fréquence infra-rouge des atomes chargés. Ce rapport est donné, suivant Haber, par une équation pu- rement empirique de la forme :

où ~, et h sont les longueurs d’onde des périodes infra-rouges et sélectives, m la masse de l’électron, M celle de l’atome et A le poids atomique.

Dans le tableau (B), hr’ et n," sont des longueurs d’onde infra-

rouges, que l’on obtient d’après les formules de Einstein et de Lin-

(11)

534

demann --la méthode des Reststrahlen n’étant applicable qu’aux sels

-

sur la compressibilité et la température de fusion ; la valeur de ),1’

est donnée à l’aide de l’équation de Haber à partir des valeurs expé- rimentales, i,s répondant à l’effet photoélectrique sélectif.

Je reviendrai plus tard encore sur certaines difficultés de la théorie de l’effet sélectif, mais après avoir parlé de l’e ff’et normal, que nous appelons ainsi non parce que son mécanisme semble être

plus simple, plus normal, mais parce qu’il a été découvert le

premier et parce qu’il semble appartenir également à tous les

métaux. J’ai déjà dit que, dans l’effet normal, le nombre d’électrons émis par calorie absorbée était indépendant de la direction du vec- teur électrique ee la lumière : en faisant varier le plan de polari-

sation ou l’angle d’incidence, le courant photoélectrique ne change qu’en raison de la variation de l’absorption de la lumière. Mais le nombre des électrons mis en liberté par la même énergie décroît

constamment, lorsque la longueur d’onde de la lumière augmente,

et devient nul pour une fréquence que nous voulons appeler la

limite spectrale de normal. Cette loi, trouvée d’abord par rap- port à l’énergie incidente, est encore exacte quand on rapporte les

courants à l’énergie absorbée. Seulement, dans ce dernier cas, les

courbes deviennent moins raides dans leur partie ultra-violette, car

le pouvoir réflecteur de presque tous les métaux décroît rapidement

pour les courtes longueurs d’onde.

FIG. 7.

Toutefois le caractère des courbes n’est nullement changé, comme

on le voit en comparant les figures 7 et 8, relatives : la première

(12)

535

7), à la sensibilité photoélectrique sur platine dans un corps noir d’après Simon Werner, et l’autre (fig. 8), répondant aux

nombres trouvés par Pohl et moi pour une surface liquide de KHg.

FIG. 8.

On reconnaît en même temps dans ce dernier cas que pour la lumière polarisée, d’abord parallèle, puis normale au plan d’inci- dence, les courbes ne sont dissemblables qu’en raison des différences dans l’absorption de la lumière. Mais il existe une différence très

marquée entre la courbe du Pt et celle de l’alliage K-Hg ; quant à la position de la limite spectrale, cette position, variable avec le métal,

semble représenter une propriété caractéristique des différents ma-

tériaux, dont je vais parler un peu plus en détail, parce qu’elle joue

pour l’effet normal un rôle analogue à celui du maximum dans l’effet sélectif. Il est vrai que l’on ne peut encore affirmer s’il s’agit d’une

limite bien définie ou seulement d’un état asymptotique de la courbe pour l’axe, la position exacte de la limite dépendrait alors plus ou

moins de la sensibilité de l’électromètre. Mais en tout cas les valeurs tendent très rapidement vers zéro ; cela ressort en particulier des

nombres donnés par Joffé, qui, en observant au microscope de petites particules suspendues, a pu reconnaître l’émission de chaque

électron distinctemen t ; cette méthode possède par conséquent la

plus grande sensibilité possible.

(13)

536

Il est certain que la position de la limite spectrale est liée intime- ment aux qualités périodiques chimiques des éléments. Elster et Geitel ont déjà montré en 1891, qualitativement, que la sensibilité

photoélectrique d’un métal s’étend d’autant plus dans la partie visible

du spectre que le métal est plus électropositif. Il est en effet possible

de ranger les métaux, quant à la limite spectrale de leur sensibilité

photoélectrique, dans une série qui correspond tout à fait à la série

de Volta, ainsi qu’on le voit dans le tableau (C).

L’ordre dans lequel se rangent les métaux à l’égard de leur oxyda-

bilité est encore le même, et l’on voit que des métaux comme le

béryllium et le cérium, dont le potentiel voltaïque n’est pas connu, mais qui sont excessivement oxydables, émettent des électrons sous

l’action d’une lumière à grande longueur d’onde, tandis que les métaux plus parfaits ne sont sensibles qu’aux rayons ultra-violets.

Il est à peu près impossible de fixer une valeur, rnéme approxi-

nxative, pour la limite spectrale des métaux alcalino-terreux ; même

lorsque les surfaces de ces métaux sont préparées dans le vide et y sont constamment maintenues, les courants photoélectriques pro- duits par la même énergie incidente changent parfois très rapide-

ment, en ce qui concerne le nombre intégral des électrons émis et la distribution spectrale. Le courant photoélectrique provenant d’une telle surface fraîchement préparée par distillation dans le vide

augmente peu à peu pour toute longueur d’onde, mais en même temps la limite spectrale se déplace souvent de plus d’une octave.

Par exemple une surface de magnésium n’est pas sensible au-dessus de ~

=

365 immédiatement après l’a distillation ; après quelques heures, la limite spectrale est déplacée au delà de 1 u, et alors la sensibilité reste constante pendant plusieurs jours. Pour ces métaux

- le Ca, le Ba, le St, l’Al et le Mg

-

on observe parfois pour cer- taines longueurs d’onde, surtout dans l’état de plus grande sensi- bilité, des maximums relatifs du courant photoélectrique, qui géné-

ralement ne sont pas très marqués et qui ne sont pas à coup sûr

identiques aux effets sélectifs des métaux alcalins: leur existence ne

dépend point de la direction du vecteur électrique de la lumière, et

(14)

537 même ils sont plus accentués lorsque l’incidence de la lumière est

normale, alors que, dans ce dernier cas, l’effet sélectif des métaux alcali ns disparaîtrait tout à fait. Nous ne savons pas encore bien

expliquer ce phénomène, mais nous pensons qu’il est peut-être lié à

des singularités des constantes optiques.

FIG.

Nous avons pu retrouver non pas le maximum de sensibilité, mais

les déplacements successifs de la limite spectrale pour l’amalgame liquide Ba-H g . On a l’avantage, en étudiant les propriétés photo- électriques d’un tel alliage liquide, de pouvoir renouveler à volonté la surface : après chaque renouvellement, la limite spectrale se

retrouve à la même place près de ~

-

350 et toujours la sensibi- lité photoélectrique s’étend, après quelque temps, jusque dans la partie rouge du spectre (fig. 9). Un phénomène analogue, mais d’un

tout autre ordre de grandeur, a été observé par S. Werner pour des surfaces de Pt, de Cu et de quelques autres métaux, qui étaient pré- parés par dispersion cathodique, ce déplacement ne dépassant pas 30 pp. Du reste des surfaces métalliques produites de la sorte

diffèrent assez considérablement de celles préparées par distillations : la position de la limite spectrale dépend du gaz dans lequel la dis- persion cathodique a été produite, et cette influence du gaz est diffé- rente pour les différents métaux, de façon que leur position dans la

série des limites spectrales mentionnée tout à l’heure peut être inter-

vertie. Il est certain que l’occlusion superficielle de gaz dans les

métaux a une très grande influence sur la position de la limite spec-

trale et aussi sur le nombre des électrons émis sous l’action de fré-

quences qui sont proches de cette limite. Mais ceci est encore loin

de l’hypothèse d’après laquelle tout effet photoélectrique serait

(15)

538

impossible sans la présence de molécules de gaz dans la surface du métal.

Il semble, d’autre part, quele principal des phénomènes dits de fatigue et de restitution photoélectrique provient surtout du dépla-

cement de la limite spectrale. Puisque chaque source lumineuse possède une énergie dont la distribution n’est pas uniformément

répartie dans le spectre, et qui varie tout au contraire souvent très vite, un changement notable du courant photoélectrique peut résulter

d’un déplacement relativement petit de la limite spectrale, tant que l’on n’emploie pas de la lumière monochromatique : il est à remar-

quer en effet que presque toutes les recherches ayant pour objet la fatigue photoélectrique ont été exécutées sans appareil spectromé- trique.

FIG. 10.

~

Quant aux métaux alcalins, il est assez difficile de juger quelle partie de la courbe des sensibilités, qui parfois dépasse 1 p, appar- tient à l’effet normal et non à l’effet sélectif; mais, pour différentes raisons, il semble vraisemblable que l’émission d’électrons par les métaux alcalins sous l’action de la lumière infra-rouge est due à

l’effet normal, tandis que l’ordonnée de la courbe de résonance de l’effet sélectif devient très petite, même du côté des grandes lon-

gueurs d’onde, pour une valeur de X qui n’est pas très éloig née de

celle qui produit l’effet maximum.

Quoique ainsi l’incertitude sur la position exacte de la limite spec-

trale soit encore grande pour beaucoup de métaux, l’existence d’un

(16)

539 relation entre la limite spectrale et le potentiel voltaïque des métaux

n’est pas douteuse et, en raison de la signification théorique de cette limite, sur laquelle je reviendrai plus loin, il ne semble pas invrai- semblable que, lorsque toutes les difficultés seront levées, la position

de la limite spectrale sera le meilleur indice du degré d’électro posi-

tivité d’un métal.

Nous avons trouvé une régularité analogue (dans la position des

limites spectrales) pour le cas d’alliages entre différents métaux : si les propriétés photoélectriques des deux métaux ne sont pas trop différentes, la sensibilité de lenr alliage est égale à celle qu’on trouve

par addition; mais, si l’un des composants est fortement électropo- sitif, l’autre électronégatif, et que l’émission d’électrons sous l’action de la lumière visible soit due exclusivement’ à la première, comme

c’est le cas, par exemple, pour un alliage de potassium avec quelque

métal pesant, la plus grande longueur d’onde qui peut encore pro- duire un courant photoélectrique est déplacée d’autant plus vers la partie ultra-violette du spectre que l’affinité des deux éléments, et par conséquent la stabilité de l’alliage, est plus grande. Ainsi l’alliage liquide de potassium-mercure, qui est très oxydable, est

encore sensible à la lumière au-dessus de ~ - 600 mais, si les

atomes de potassium sont liés plus fortement à ceux de l’autre com-

posant, comme dans son alliage avec le bismuth, la limite spectrale

est déplacée au delà de À

-

440 quoique le bismuth lui-même soit sensible à de la lumière de bien plus grande longueur d’onde que le

mercure. Enfin les composés du potassium avec des éléments forte- ment électronégatifs, comme le phosphore ou l’oxygène, n’émettent

des électrons que sous l’action de rayons appartenant à l’extrême

ultra-violet.

Naturellement, pour pouvoir comparer ces différents alliages, il

faut qu’ils contiennent à peu près la même concentration atomique

de potassium. Toutefois l’influence de la concentration est relative- ment petite, surtout tant qu’il s’agit de résultats plutôt qualitatifs.

Des recherches sur l’alliag e potassium-mercure ont montré que,

lorsqu’on diminue la teneur en potassium, la limite spectrale est un

peu déplacée du côté des ondes courtes, mais ce déplacement ne dépasse pas 6 0/0, c’est-à-dire 30 ;u;u. (de 450 à 420 ~), lorsque la

teneur en potassium est abaissée de 2 0/0 à 2. 10-4 0/0. Mais ce

qui est surtout surprenant, c’est qu’à une certaine distance de la

limite spectrale le nombre des électrons émis par l’alliage est presque

(17)

540

indépendant de la concentration 11) : le courant photoélectrique

ne varie, pour ~

_

2Õ4 /.1./.1., que d’environ 30 0/0, lorsque la proportion

du potassium varie de 1 à 10-4, quoiqu’il soit certain que ce sont presque exclusivement les atomes du potassium, et non pas ceux du

mercure, qui émettent les électrons; le courant provenant du mer-

cure pur n’atteint qu’à 2 0/0 de celui de l’alliage. Le nombre des électrons émis ne dépend donc pas, ou seulement très peu, du nombre des atomes excités directement par la lumière, tant que ce nombre ne descend pas au-dessous d’une certaine quantité par cen- timètre carré ? si cette condition est remplie, certains atomes prédis- posés sont en état de tirer à eux, par un mécanisme à préciser, toute l’énergie disponible.

FIG. ~1~.

Nous sommes ainsi conduits à serrer d’un peu plus près le pro- blème de la transformation d’énergie dans l’effet photoélectrique, problème qui offre des difficultés aujourd’hui encore insurmontables.

Mais au préalable il me faut parler de la question des vitesses initiales

des électrons, qui tiennent une très grande place dans les recherches

photoélectriques et que je n’ai pas encore mentionnées pour deux

raisons : d’abord, j’ai cru devoir traiter ici de préférence les ques-

(18)

541

tions ayant fait le sujet de nos propres travaux; ensuite, j’estime en

vérité très difficile de juger de l’état actuel de cette question.

Il est sans doute superflu de rappeler que dans un champ élec- trique l’énergie d’un électron de charge e, de masse m et de vitesse v,

est donnée par l’équation :

où P représente le potentiel. En conséquence tout revient à déter-

miner le potentiel P qui suffit à retenir un électron projeté au dehors

d’une surface métallique avec la vitesse v, pour avoir une mesure de cette vitesse, et nous sommes même accoutumés à mesurer la vitesse des électrons directement en volts.

La vitesse initiale des électrons photoélectriques est toujours in- dépendante de l’intensité de la lumière et ne dépasse jamais quelques

volts. Les énergies très grandes, correspondant à plusieurs cen-

taines de volts, que Millikan avait trouvées pour le cas d’une énorme ntensité momentanée de la Iumiéreproduite par de fortes étincelles, étaient, comme nous l’avons pu démontrer, la conséquence d’une

e.rreur expérimentale.

Pour une fréquence de lumière donnée, la vitesse initiale est d’au- tant plus grande que le métal est plus électropositif ; et pour un métal donné, elle augmente lorsque la longueur d’onde décroît. On a

essayé de représenter la relation entre la vitesse initiale et la fré- quence v de la lumière par différentes équations, parmi lesquelles

celle acceptée par la plupart des auteurs a la forme :

c et p étant des constantes. Mais il faut avouer que presque tous les résultats expérimentaux ne sont pas en moins bon accord avec les

équations :

Toutefois la première formule a le grand avantage que les deux constantes y possèdent un certain sens physique et qu’elle a été

déduite par Einstein de considérations théoriques avant que E. La-

denburg eût fait les premières expériences dans cette voie. Suivant

Einstein, le coefficient c est la constante h de la loi de Planck, et

J. de Phys., série, t. IV. (Juillet 1914.) 36

(19)

542

comme, selon cette loi, un résonateur ne peut émettre de l’énergie

rayonnante de fréquence v que par quantités multiples de h . v, un

atome ne serait en état de projeter un électron sous l’action d’une

lumière de fréquence v que lorsque l’énergie cinétique accumulée

est égale à hv : en effét la constante c déduite des expériences à

l’aide de l’équation de Einstein est du même ordre de grandeur que h : à peu près 5 . 10-26 . En quittant la surface du métal, l’élec-

tron perd une partie p de son énergie primaire, de façon qu’il ne possède plus au dehors que l’énergie hv

-

p. On voit que la seconde constante p = hvo fixe la limite spectrale de l’effet normal, c’est-à-

dire la plus petite fréquence v0, qui suffit encore à faire sortir les électrons de la surface métallique. Cette théorie de Einstein est de pure forme et ne donne aucune idée du mécanisme de l’effet pho to- électrique. C’est là, il est vrai, un caractère commun à toutes les

explications de phénomènes dans lesquelles intervient la théorie des

quanta, car cette théorie n’étant pas en accord avec la mécanique classique ne peut jamais fournir un modèle mécanique.

En partant des principes de l’ancienne mécanique, il est absolu-

ment impossible d’expliquer pourquoi les électrons possèdent, après

avoir quitté leurs atomes, une énergie cinétique plus grande que zéro et qui dépend de la fréquence de la lumière. Même en admettant

qu’il existe dans les atomes une grande quantité d’électrons liés à leur position d’équilibre par des forces différent8s, de façon que leurs périodes propres répondent à toutes les fréquences du spectre,

on arrive bien à concevoir que l’énergie nécessaire pour arracher les électrons de différentes périodes à leurs atomes est différente et

augmente avec la fréquence, mais cette énergie absorbée est trans-

formée par l’émission de l’électron en énergie potentielle et, à une

certaine distance de l’atome, la vitesse des électrons serait toujours

zéro. Dans la théorie des quanta, il faut supposer qu’un résonateu r

-

qui n’est pas identique à l’électron photoélectrique émis plus

tard

-

absorbe la lumière d’une fréquence donnée et transmet l’énergie accumulée, au moment elle atteint la valeur hv, à l’élec-

tron photoélectrique. Celui-ci étant lié par une même force déterminée

et n’étant pas sous la dépendance directe de la fréquence, est pro- jeté en conséquence au dehors de l’atome avec une vitesse d’autant

plus grande que la fréquence de la lumière est plus grande.

L’existence d’un tel mécanisme, intermédiaire entre l’absorption

de la lumière et l’émission de l’électron, est rendue très probable

(20)

543

pour l’effet normal, dans lequel des courants photoélectriques sont indépendants de la direction du vecteur électrique de la lumière.

Mais il est encore nécessaire que, par ce même mécanisme, toute l’énergie absorbée par la surface entière soit concentrée dans

quelques atomes prédisposés. Cela résulte de nos expériences men-

tionnées plus haut sur les alliages potassium-mercure de différentes concentrations. Mais un simple calcul impose la même eonclusion :

l’énergie d’un électron ayant la vitesse d’un volt, comme on la trouve

par les expériences, est égale à ~.,6 . .10-12 erg. Il estfacile d’évaluer le temps qu’il faut pour que cette énergie soit transmise à un élec- tron par le champ électrique de la lumière. Quelle que soit l’hypo-

thèse que l’on adopte relativement aux forces qui retiennent l’élec- tron, ce temps atteint toujours environ 5. 10-6 seconde, si la source

de lumière est une bougie Hefner à la distance d’un mètre, en négligeant toutefois la perte d’énergie par rayonnement. En con sé-

quence, il faudrait que le résonateur effectue 10~ vibrations cohé- rentes avant que l’émission puisse avoir lieu, ce qui est très pe u

probable, d’après ce que nous connaissons de la lumière. Et puisqu’il

est possible d’obtenir des courants photoélectriques en ernployant

des intensités de lumière encore beaucoup plus petites, on arriverai t à trouver un retard très marqué entre le commencement de l’illumi- nation et celui de l’émission d’électrons. Un tel retard n’a été observé que pour de petites particules microscopiques, mais jamais pour des surfaces métalliques d’une certaine étendue, Il est vrai que les expé-

riences expressément faites en vue de la recherche d’un temps

d’accumulation d’énergie ont été exécutées sur des surfaces de potas- sium et ne sont strictement démonstratives que pour l’effet sélectif.

D’autre part, on n’a pas encore mesuré la vitesse initiale de l’effet

sélectif, et il n’est pas tout à fait impossible que les électrons prove - nant de cet effet quittent le métal avec une énergie égale à zéro . D’après nos connaissances actuelles, il semble en tout cas vrai- semblable que la quantité de lumière absorbée par un seul élec- tron ne peut pas être suffisante pour lui donner l’énergie cinétique qu’il possède au dehors. Il s’ensuit que si cette énergie provient du champ électrique de la lumière et non pas d’une sorte d’explosion rappelant les phénomènes radioactifs, toute l’énergie absorbée par la surface entière doit être concentrée d*une manière quelconque sur

un nombre d’atomes relativement petit. Quant au mécanisme de

l’effet sélectif, il semble être plus simple, en tout cas plus direct qu e

(21)

544

celui de l’effet normal, puisque la direction du vecteur électrique de

la lumière possède une si grande influence surle nombre d’électrons émis. Il est remarquable qu’en admettant des hypothèses très pri-

mitives sur les forces liant des élegtrons à leurs positions d’équilibre

on est amené à des périodes propres dont les valeurs en nombres absolus sont en bon accord avec celles tirées des expériences pour l’effet sélectif. F.-A. Lindemann a montré que la simple loi de Cou- lomb suffit, si l’on suppose que l’électron de charge e et de masse m

se trouve à l’intérieur d’un atome de rayon r portant une simple charge positive. Dans ces conditions, la période propre de l’électron est :

.

On arrive à la même équation en supposant que l’électron tourne autour de l’atome comme une planète autour du Soleil d’après les

lois de Képler.

Le tableau (D) montre un bon accord entre des nombres calculés d’après Lindemann et ceux obtenus par Pohl et moi ; toutefois les différences pour le sodium et le. lithium surpassent certainement les

erreurs possibles d’expériences.

Du reste on rencontre ici les mêmes difficultés mentionnées plus

haut pour l’effet normal. Même en admettant que l’énergie des élec-

trons au dehors de l’atome soit nulle, ce qui est peu probable, il faut toujours pour l’accumulation de l’énergie à vaincre les forces qui

attachent l’électron à l’atome un temps assez long pour être mesu-

rable dans des conditions adéquates, et la non-existence d’un retard est absolument prouvée par l’expérience pour l’effet sélectif. De plus

il est difficile de concevoir pour le cas du mouvement képlérien

comment l’énergie de l’électron peut être augmentée sans que sa

période soit changée et sans qu’en conséquence la résonance soit

détruite.

(22)

545 On voit par cet exemple comment les difficultés s’accumulent dès que l’on essaye d’avancer dans le domaine de la théorie.

On arrive bien à expliquer ou plutôt à circonscrire un fait isolé par une hypothèse spéciale, mais on est encore bien loin d’une théo-

rie complète et cohérente embrassant également toutes les parties

du problème; avant d’y parvenir, il faudra encore multiplier les expériences. Mais pourtant j’espère avoir montré que les recherches

sur l’effet photoélectrique ont ouvert une voie conduisant à la con-

naissance de la structure des atomes et de l’action mutuelle entre la matière et le rayonnement.

VÉRIFICATIONS NOUVELLES DES LOIS DE TRANSPARENCE DE LA MATIÈRE AUX RAYONS X, DANS LE CAS DES COMPLEXES MINÉRAUX ; APPLICATION DE CES LOIS A LA FIXATION DES POIDS ATOMIQUES DU THORIUM, DU CÉRIUM ET DU GLUCINIUM ;

Par MM. L. BENOIST et H. COPAUX.

Les lois de transparence de la matière aux rayons X, établies il y

a quelques années par l’un de nous (’ ), ont montré que cette trans- parence est une propriété essentiellement atomique et additive : à

masse égale, par unité de surface exposée, et pour une même qualité

de rayons X, les éléments sont d’autant moins transparents que leurs poids atomiques sont plus élevés. Les masses d’égale transpa-

rence, ou équivalents de transparence, dont les inverses représentent,

à un facteur constant près, les coefficients d’absorption massique,

vont généralement en décroissant quand les poids atomiques aug- mentent, et sont représentées, pour l’ensemble des éléments, par une courbe bien déterminée pour chaque qualité de rayons X, cette qua- lité étant définie par le degré correspondant du radiochromomètre (~1).

L’absorption élémentaire, ainsi définie, est, de plus, une propriété

essentiellement additive, se conservant sous quelque état physique,

sous quelque état de combinaison ou de mélange que se trouvent

(1) Louis BENOiST, Lois de iranspal>ence de la matiëne aux rayons X (Co7nptes

rendus de CAcadémie des Sciences, 1901) : J. de Pltys., 1901, etc.

(2) L’établissement d’un réseau de courbes d’isotransparence a constitué, jus- qu’aux récentes découvertes sur la réflexion des rayons X par les cristaux, le seul

moyen de former l’échelle spectrale de ces rayons, avec le radiochromomètre

comme instrument d’observation rapide et pratique.

Figure

Updating...

Sujets connexes :