Du role des corpuscules dans la formation de la colonne

Du role des corpuscules dans la formation de la colonne
anodique. Loi g´en´erale de la magn´etofriction
H. Pellat
To cite this version:
H. Pellat. Du role des corpuscules dans la formation de la colonne anodique. Loi
g´en´erale de la magn´etofriction. J. Phys. Theor. Appl., 1904, 3 (1), pp.434-443.
<10.1051/jphystap:019040030043401>.<jpa-00240907>
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434
di fférents
procédés
ce
qu’on
appelle l’hystérésis
maghetique
ont la
mcme allure
et
sonl peu
di fférentes,
mais
aontcertainement
d£ffé;’entes;
elles s’échelonnent dans
le
même
ordre
pour
les échantillons
de
ter
et
d’acier
étudiés ;
pour
le
fer
doux,
l’action des chocs
paraît
la
même
que
celle
d’un
champ 1nagnét£que
alternatif
décroissant,
c’est-à-dire
de celui
des
procédés
électromagnétiques
de
réduction
qui
donne
les
courbes
les
plus
basses.
Ces résultats
semblent
nécessiter
une
grande complexité
des
phé-
nomènes
qu’on
rassemble
habituellement
sous
le nom de
phéno-
mènes
d’hystérésis
magnétique.
Si,
comme
le
pense
M.
Ewing,
l’hystérésis
magnétique provenait
seulement
des actions
magnétiques
réciproques
des aimants
particulaires,
il est vraisemblable
que
les
différents
procédés
de
réduction de
l’liystérésis
donneraient
le
même
résultat.
Une
partie importante
des
phénomènes
d’hystérésis
magné-
tique provient
sans
doute de
ces
actions
magnétiques
réciproques ;
mais
il
est
probable qu’une partie
dépend
des actions d’ordre
non
magnétique,
qui
causent
une
hystérésis plus
ou moins
sensible dans
les
effets
de
presque
toutes
les
actions
physiques
sur les
corps
solides.
On
doit
en
conclure
aussi
que
la
possibilité
d’une
définition
expé-
rimentale d’une
courbe
normale d’aimantation
devient fort
douteuse,
au
moins
pour
les substances
ferromagnétiques
ordinaires.
DU ROLE
DES
CORPUSCULES
DANS
LA
FORMATION
DE LA
COLONNE
ANODIQUE.
LOI
GÉNÉRALE
DE
LA
MAGNÉTOFRICTION ;
Par
M.
H.
PELLAT (1).
1
II
existe
une
différence
d’aspect
très
grande
entre la
gaine
catho-
dique
et
la
colonne
anodique
des
tubes
de
Geissler ;
parfois
même,
comme dans
le
cas de
l’azote,
la couleur n’est
pas
la
même.
On
s’accorde
pour
considérer
la
gaine
cathodique
comme
due
à
la lumi-
nescence
provoquée
par
le
choc sur le
gaz
des
corpuscules s’échap-
pant
de
la
cathode ;
aussi,
peut-être
par
raison
de
symétrie,
a-t-on
(1)
Communication
faite
à la
Société
française
de
Physique.
Séance du 4
mars
1904.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019040030043401

435
pensé
que
la
colonne
anodique
était
due à la
luminescence
provoquée
par
le
ctloc sur
le
gaz
des
ions
positifs,
d’autant
plus
que
cette colonne
a
l’air
de
s’échapper
de
l’anode.
Pourtant J .-J.
Thomson,
dans son
explication
des
stries(’),
a
considéré
la
colonne
anodique,
elle
aussi,
comme due
au
choc
des
corpuscules,
la
luminescence
accompagnant
l’ionisation
qui
en résulterait.
On
peut trancher
cette
question
par l’expérience.
Si l’on
place
un
tube
de
Geissler,
de
forme
cylindrique, perpendiculairement
aux
lignes
de
force
d’un
champ magnétique
assez
peu
intense
pour
que
les
phéno-
mènes
de
magnétofriction
(2)
soient
insensibles,
il se
produit
le
phé-
nomène bien connu de la
déviation du faisceau
anodique.
La
forme
de ce
faisceau dévié
permet
de
décider
si la
luminescence
du
gaz
suit
la
trajectoire que
la théorie
assigne
à
la
marche des
corpuscules
ou
à
celle des ions
positifs,
ou
encore
participe
de l’une
ou de
l’autre.
Supposons,
en
effet,
que
le
champ
magnétique
soit uniforme
entre
deux
plans
AA
et
BB
(fig.
1, 2
et
3)
normaux
à l’axe
du
tube,
et
soit
nul en
dehors de
ceux-ci,
les
lignes
de
force
de ce
champ
étant hori-
zontales
et
perpendiculaires
aux
lignes
de force
du
champ
élec-
trique. qui
sont
parallèles
à l’axe du tube. Dans
ces
conditions,
les
lois de
l’électromagnétisme
permettent
de voir
qu’une
particule
électrisée,
supposée
seule, décrira,
dans la
partie
commune aux
deux
champs,
une
cycloïde
dont le
cercle
générateur
roule,
dans un
plan
passant
par
la direction
des
lignes
de force
du
champ électrique per-
pendiculairement
au
champ
magnétique
(plan
de la
figure),
sur
une
per-
pendiculaire
aux
lignes
de force de
l’un
et l’autre
champ (verticale
dans le
cas
de la
figure),
jusqu’à
ce
qu’elle
rencontre
la
paroi
du
tube
le
long
de
laquelle
elle
glissera
sous
l’influence
du
champ
électrique,
ou
jusqu’à
ce
qu’elle
sorte
de
l’intervalle
AA,
BB (3) .
(1)
J.-J.
THOMSON,
Phil.
Mag.,
56
série, L,
p.
282 ;
1900.
(00FF)
H.
PELLAT,
,I. de
Phys.,
4e
série,
t.
II,
p.
241 ;
1903.
«i)
Voici ce
calcul tel
que je
l’avais fait
avant
de
savoir
qu’il
avait
déjà
été
indiqué auparavant
par
J.-J.
Thomson
pour
un
tout autre
objet.
En
assimilant un
courant
à une file
de
particules
de même
charge
e se
suivant
avec une
vitesse
commune
v,
les lois de
l’électromagnétisme
conduisent aisé-
ment
à voir
qu’une
de
ces
particules,
en
se
déplaçant
perpendiculairement
aux
lignes
de
force d’un
champ
magnétique
d’intensité
H,
est soumise
à
une
force
normale
au
plan
déterminé
par
la
direction
de son
déplacement
et
par
celle du
champ, dirigée
à
la
gauche
d’un
observateur
regardant
dans le sens
de ce
champ
et
tel
que
le
déplacement
aille
de
ses
pieds
à sa
tête,
si
la
charge
est
positive,
vers la
droite de
cet
observateur,
si
la
charge
est
négative,
l’intensité de
cette
force
étant donnée
par f =
evH.
Soient OX
et
OY
deux axes de
coordonnées
rectangulaires,
le
premier
dans
la

436
Le
rayon
du cercle
générateur
de la
cycloïde
est donné
par
M~ H2, eH2
où M est la masse
de
la
particule
électrisée,
e sa
charge électrique,
direction et
le
sens du
champ
électrique,
le second
perpendiculaire
à la
fois
aux
lignes
de
force des deux
champs. Désignons
par
x
et
y
les coordonnées
au
temps
t
d’un
point
électrisé
de
masse M et
de
charge
électrique
e
animé
d’une vitesse
’ dans le
plan
XOY.
D’après
ce
qui
vient d’être
exposé,
ce
point
est
soumis
de
la
part
du
champ magnétique,
supposé
dans
le sens
d’avant
en
arrière,
à
une force
dont les
composantes
suivant
OX
et
OY sont
respectivement
et
en
y joignant
la force
ej
due au
champ
électrique
d’intensité
~,
dirigée parallè-
lement
à
OX,
on
obtient
pour
les
équations
du
mouvement
les
deux
relations
ou,
en
posant, pour abréger
l’écriture :
e et a étant
positifs
si le
point
est
électrisé
positivement,
négatifs
dans le cas
contraire.
De
ces deux relations
on
déduit :
Cette
équation
a
pour intégrale
générale :
où
A,
B
et
a sont trois
constantes
d’intégration.
On tire de
(5)
et de la
première
des
relations
(3):
qui
donne
par l’intégration :
où
C
est
une
nouvelle constante
d’intégration.
Les
relations
(5)
et
(7)
sont en
termes
finis
les
équations
du
mouvement du
point
électrisé.
Si nous
posons :
et
si
nous
déplaçons parallèlement
à
eux-mêmes
les axes de
coordonnées OX
et
OY
de
f’acon à
donner
des valeurs
convenables aux
termes
constants
dans
les
deux
relations,
celles-ci deviennent :
On reconnaît là les
équations
d’une
cycloïde
déformée
engendrée
par
un
point

437
p et
H
les
intensités
du
champ
électrique
et
du
champ
magnétique.
Or,
suivant
que
nous
considérons
un
corpuscule
négatif
ou un
ion
positif,
le
uotient M
est extrêmement
différent,
étant au moins
2 000
fois
plus
grand
dans le
second cas
que
dans le
hrcmier ;
cc
qui
fait
que
la
trajectoire
est
toute
différente.
Prenons,
par
exemple,
les
données d’une de mes
expériences
snr un
tube
à
hydrogène :
champ
électrique ?
=2,7
X
10u
unités électro-
magnétiques
C.
G.
S.,
champ magnétique
lI
=
394
C. G.
S. Le
uotient M
pour
un
corpuscule
étant,
d’après
les
expériences
de
J.-J.
Thomson,
égal
à
1,04
X
10-7,
le
rayon
du
cercle
générateur
de
la
cycloïde
a
pour
valeur
0cm,0018,
c’est-à-dire ? centièmes
de
mil-
limètre
environ.
La
trajectoire
se confond donc
sensiblement
avec
la
droite
sur
laquelle
roule le
cercle,
qui
est
une
perpendiculaire
à
l’axe du tube.
Au
contraire,
supposons
un ion
positif
d’hydrogène.
Même
s’il
n’entraine avec
lui
que
sa
propre
masse,
celle-ci étant 2000
fois
celle
du
corpuscule,
le
rayon
du
cercle
générateur
de
la
cycloïde
est
du
plan
d’un
cercle
de
rayon
~ aH2
roulant
sur
une
parallèle
à
OY.
En nous don-
nant
la
vitesse
V
du
point
électrisé,
quand
celle-ci
est
parallèle
au
champ
élec-
trique,
nous
pouvons
exprimer
A.
En
effet,
on
tire alors
de
(9)
en
tenant
compte
de
(8) :
d’oü :
ou
Pour
l’étude
que j’ai
en
vue,
le
point
éleclrisé
étant
un
ion
positif
ou
négatif
se
déplaçant
dans
un tube
où
la
pression
reste
supérieure
à
un
dixième de milli-
mètre
de mercure,
la
vitesse V
est,
d’après
les
travaux
de NI
Langevin
(Ann.
de
Chirn. el de
Phys., 7e
série,
t.
XXVIII,
p.
433 :
1903),
de l’ordre de
10
5 ~.
Même
avec
des
champs magnétiques
de 400
unités
C.
G.
S.,
qui
sont
les
plus
intenses
que j’ai employés,
le
produit
VH
est ainsi de
l’ordre
de
0,004~,
et
son carré
N’2H2
tout
à fait
négligeable
devant
’P2.
Il
en résulte
que
et
que,
dans le cas
qui
nous
occupe,
les
équations
de la
trajectoirè
se
réduisent
à
c’est-à-dire
que
celle-ci
est
une
cycloïde
ordinaire.