E. BOITY — LFS GAZ ENVISAGÉS COMME DIÉLECTRIQUES 



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d'abord sous la main. Avec un tube donné, si l'on 

 charge le condensateur à des différences de poten- 

 tiel variables, on constate que pour toutes les diffé- 

 rences de potentiel inférieures à une certaine 

 limite, le tube à gaz demeure absolument sans 

 effet. l'ourles différences de potentiel supérieures, 

 il se comporte au contraire comme un ballon plein 

 de mercure. Au voisinage immédiat de la limite, 

 tantôt il est sans effet, tantôt il se comporte comme 

 le ballon plein de mercure. 



En d'autres termes, placé dans un champ élec- 

 trostatique inférieur à une certaine limite critique, 

 le gaz isole; dans un champ supérieur, il livre 

 passage à l'électricité, il conduit. On reconnait là 

 les mêmes conditions essentielles que l'on obser- 

 vait déjà avec les tubes munis d'électrodes. Pour 

 des différences de potentiel trop faibles, ils isolent : 

 pour des différences de potentiel plus fortes, ils 

 livrent passage à la décharge. La différence entre 

 les deux cas réside dans l'effet propre des élec- 

 Lrodes, lesquelles jouent certainement dans la dé- 

 charge un rôle actif, mais dont l'importance rela- 

 live est inconnue. 



A la différence de potentiel minimum caractéri- 

 sant une distance explosive déterminée, correspond 

 un champ critique également déterminé. A Velec- 

 trical strenght de Faraday el de Maxwell, corres- 

 pondra ce que je propose d'appeler la cohésion 

 diélectrique du gaz. Quand le champ est insuffisant 

 pour vaincre celte cohésion, le gaz isole. Quand le 

 champ acquiert une valeur assez grande, l'élasticité 

 électrique du gaz est dépassée. Le gaz cède, 

 comme un fil trop tendu se rompt. 



On voit que la cohésion diélectrique el Velec- 

 trical strenght ont la même signification essentielle. 

 L'electrical strenght a toujours été évaluée à l'aide 

 des distances explosives. Sa mesure est viciée, par 

 l'effet propre des électrodes, dans un rapport in- 

 connu a priori. Les mesures de la cohésion diélec- 

 trique sont à l'abri de cette cause d'erreur dont 

 l'expérience setile peut faire connaître l'importance. 



L'étude de la cohésion diélectrique est encore 

 trop récente pour avoir fourni les résultats qu'on 

 doit en attendre. Pour un gaz ou une vapeur 

 donnés, et à partir d'une pression de quelques 

 millimètres de mercure, la cohésion diélectrique 

 croit proportionnellement à la pression. Le coeffi- 

 cient de variation est une constante spécifique qui, 

 pour les corps étudiés par Faraday, varie dans le 

 même sens que le pouvoir d'isolement mesuré par 

 ce savant. Cette constante est plus faible pour 

 l'hydrogène que pour l'air, plus grande pour l'anhy- 

 dride carbonique, plus grande encore pour les 

 vapeurs de divers liquides organiques volatils. 



Pour des pressions suffisamment basses, la 

 cohésion diélectrique croit au lieu de décroître 



quand la pression décroit. Elle passe donc par un 

 minimum pour une certaine valeur de la pression. 

 Au-dessous de ce minimum, l'ordre dans lequel se 

 placent les gaz pour leur cohésion diélectrique est 

 souvent renversé : c'est ce qui se passe notamment 

 pour l'hydrogène, l'air et l'anhydride carbonique. 

 L'hydrogène, le moins isolant aux. pressions éle- 

 vées, devient le plus isolant des trois gaz à très 

 basse pression, tandis que l'anhydride carbonique 

 devient le moins isolant. 



On peut se demander si le mécanisme en vertu 

 duquel l'électricité traverse les gaz, quand on dé- 

 passe le champ critique, est plus ou moins ana- 

 logue au mécanisme de la conduclivité électroly- 

 tique, à laquelle M. J.-J. Thomson veut l'assimiler. 

 Les données, pou* résoudre cette question, nous 

 font défaut. 



Si l'on résout celte question par l'affirmative, on 

 sera conduit à admettre qu'un même gaz. à une 

 même température, peut, subsister sous deux étals 

 différents, suivant la valeur du champ électrique 

 auquel il se trouve soumis : l'étal isolant et l'état 

 électroUtique. l.e faible ('■cari que présentent sou- 

 vent les valeurs du champ critique mesurées dans 

 deux expériences consécutives el dans des condi- 

 tions en apparence identiques, sérail comparable à 

 l'écarl que présentent les températures de solidifi- 

 cation observées sur un même corps, dans plu- 

 sieurs expériences de surfusion successives. 



Ce ne sont là, bien entendu, que des inductions 

 dénuées de preuves et qui tombent d'elles-mêmes 

 si la conduclivité des gaz n'est qu'apparente, ce 

 que personne, à l'heure actuelle, n'est en mesure 

 d'affirmer ou d'infirmer sans restriction. 



Nous avons dit que, dans l'hypothèse élastique 

 de Maxwell, le passage de l'électricité à travers un 

 gaz raréfié, pour des champs supérieurs au champ 

 critique, est analogue au phénomène de la rupture 

 d'un fil élastique soumis à des tractions progressi- 

 vement croissantes. 



L'élasticité électrique de l'éther est sans doute 

 infiniment grande; l'éther est le diélectrique par 

 excellence ou, si l'on veut, le seul isolant absolu. 

 Les molécules gazeuses rompent la continuité de 

 l'éther; elles y créent, en quelque sorte, des points 

 faibles, par où peut s'opérer la rupture. On com- 

 prend donc à merveille que la cohésion diélectrique 

 de l'éther perturbé par les molécules gazeuses 

 diminue d'abord rapidement quand la pression 

 croît, ainsi que l'expérience nous l'a enseigné. 



Si l'on veut ensuite expliquer l'augmentation de 

 la cohésion diélectrique au delà de son minimum, 

 il faut admettre que le changement d'allure du 

 phénomène tient à l'action réciproque des molé- 

 cules gazeuses, quand celles-ci sont suffisamment 

 rapprochées les unes des autres. Leurs actions 



