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Je l'énergie) de l'éther 

 l'intégrale 



pourra être représenté par 



/7'T,X)dX, 



fÇT,X)dX indiquant la part de cette énergie qui appartient 

 iux rayons dont les longueurs d'onde sont comprises 

 entre X et X-|-tfX. Eu supposant que chaque rayon 

 qui se propage à l'intérieur de l'enceinte finit, après 

 un nomlire plus ou moins grand de rétlexions, par 

 rencontrer le corps M et que ce dernier possède un 

 certain pouvoir absorbant, quelque faible qu'il soit, 

 pour toutes les longueurs d'onde qui existent dans la 

 radiation d'un corps « absolument noir » de la tempé- 

 rature T, on est arrivé depuis longtemps au théorème 

 important que la fonction /(T,X) doit être entièrement 

 indépendante de la nature particulière du corps M. 

 C'est là une conclusion rendue inévitable par le prin- 

 cipe de Carnot. En se servant de ce même principe, 

 M. Boltzmann a démontré que la densité tolale [j. de 

 l'énergie est proportionnelle à la quatrième puissance 

 de la température absolue , et M. W. Wien a fait 

 voir que la fonction universelle /\T,X) doit être de 

 la forme /'(T,X) =T = cp[TX), tp étant une fonction du 

 produit TX. Or, cet état de l'éther est caractérisé non- 

 seulement par la densité jx de l'énergie, mais aussi par 

 certaines longueurs déterminées. On peut considérer, 

 par exemple, la longueur d'onde X,„ pour laquelle la 

 fonction /'(T, X) est maximum; en vertu de la loi de 

 Wien, elle est inversement proportionnelle à T. Si l'on 

 admet que, en ce qui regarde l'éther, une explication 

 des phénomènes n'exige autre chose que les équations 

 bien connues du champ électromagnétique, il n'y a que 

 la vitesse de la lumière qui soit déterminée par les 

 propriétés de ce milieu. Les valeurs de (a et de Xu, doi- 

 vent alors dépendre de la nature du corps pondé- 

 rable M, et, tous les corps pondérables donnant lieu 

 aux mêmes valeurs de ces quantités, il doit y avoir une 

 certaine ressemblance entre ces corps différents; il faut 

 même que, à températures égales, cette ressemblance 

 puisse s'exprimer par l'égalité numérique entre des 

 grandeurs qui se rapportent à la constitution intime 

 des corps. Sans cela on ne pourrait même pas com- 

 prendre que l'équilibre de température entre deux 

 corps, après s'être établi parle contact, subsiste encore, 

 si on les expose à leurs radiations mutuelles. Il est 

 permis de croire qu'on pourra rendre compte des 

 phénomènes de l'émission et de la radiation en consi- 

 dérant les corps pondérables comme des systèmes de 

 petites particules mobiles, dont quelques-unes, les 

 électrons, portent des charges électriques. On peut 

 écrire les équations qui détermineront l'état de l'éther 

 dès qu'on connaît le mouvement des électrons, et on 

 peut s'imaginer qu'on a également établi les équations 

 du mouvement de ces particules elles-mêmes. Malheu- 

 reusement le problème est très compliqué et il est 

 difficile de pénétrer dans le mécanisme des phénomè- 

 nes. On peut cependant examiner quelles modifications 

 des dimensions, des masses, des charges électriques 

 sont compatibles avec les lois de Boltzmann et de Wien. 

 A côté du premier système S, composé du corps M et 

 de l'enceinte dont il vient d'être question, l'auteur 

 considère un second système S'. On obtient les dimen- 

 sions, les densités de la matière pondérable et celles 

 des charges électriques dans ce second système en 

 multipliant respectivement par a, h, c les quantités 

 correspondantes du premier système, chacun de ces 

 trois facteurs ayant une valeur constante. On admet 

 l'égalité des vitesses dans S et S' et on suppose qu'on 

 puisse donner aux forces moléculaires dans ce dernier 

 système les intensités requises par les valeurs a, b, c. 

 Alors, le mouvement de S', qui est impliqué dans ce 

 qui \ient d'être posé, pourra exister réellement sous 

 la condition b=a*c*; de plus pour que S et S' satisfas- 

 sent à la loi de Boltzmann, il faut qu'on ait a 8 c.='l, ce 

 qui exprime que les charges électriques ont les mêmes 

 râleurs dans les deux systèmes. Evidemment il se 



pourrait qu'on n'eut pas la faculté de disposer libre- 

 ment des dimensions et masses des électrons, et des 

 forces qui les sollicitent. Si, par exemple, les électrons 

 avaient des dimensions constantes, les mêmes dans 

 tous les corps, et si cette égalité contribuait à rendre 

 identique les élats de l'éther provoqués par différents 

 corps pondérables, il ne serait pas permis de supposer 

 le facteur a différent de l'unité. On aurait alors b= i, 

 c = 1 et on ne pourrait, dans ce cas, arriver à aucune 

 conclusion, le système S' ne se distinguant pas de S. 

 Si, d'un autre côté, les masses et les charges des 

 électrons conservaient toujours le même rapport les 

 unes par rapport aux autres, il faudrait h = e, ce 

 qui conduirait de nouveau àa= b = c ■ = 1. Mais il 

 faut remarquer que, si les dimensions des éleclrons ou 

 les rapports entre leurs charges et leurs masses devaient 

 être les mêmes dans tous les corps, il ne serait que 

 rationnel d'admettre que les valeurs absolues des 

 charges et des masses le fussent également. Ainsi l'on 

 est toujours amené à admettre que les électrons de 

 différents corps pondérables sont égaux entre eux, et 

 que si l'un de ces corps contient plusieurs espèces 

 d'électrons, chacune de ces espèces se retrouve dans 

 tous les autres. On peut comprendre alors comment 

 tous les corps peuvent donner lieu aux mêmes valeurs 

 de (j. et de X.'A une température déterminée l'énergie 

 cinétique moyenne w d'une molécule est la même dans 

 tous les cas. Or, cette énergie, combinée avec la charge 

 e d'un électron, peut servir à déterminer une certaine 

 longueur. On peut ainsi se demander quel doit être le 

 rayou 11 d'une sphère pour que la charge c, répandue 

 uniformément sur sa surface, dounelieu à une énergie 

 électrostatique égale à w. La longueur d'onde ) m pour- 

 rait être un certain multiple de ce rayon H ; elle 

 deviendrait ainsi inversement proportionnelle à to, 

 c'est-à-dire à la température T, conformément à la loi 

 de Wieu. Quant à \l, cette quantité pourrait être déter- 

 minée par la condition que l'énergie contenue dans un 

 cube, dont X,„ est l'arête, fut égale à un certain nombre 

 de fois l'énergie jj., ce qui serait en accord avec la loi 

 de Boltzmann. — M. H. Kamerlingh Onnes présente au 

 nom de M. E. van Everdingen jr: Le phénomène de 

 Hall et ht résistance de cristaux de bismuth dans le 

 champ magnétique et en dehors. (Suite; voir Rev. gén. 

 d. Se. t. XI, p. 1251). Ici l'auteur donne les résultats 

 complets sur le coefficient de Hall, la résistance du 

 bismuth cristallisé dans le champ magnétique et en 

 dehors, les résistances suivant les axes et suivant d'au- 

 tres directions particulières. Il résume ces résultats 

 dans la forme suivante : Pour le bismuth cristallisé, le 

 coefficient de Hall est considérable pour une force 

 magnétique normale à l'axe principal et insignifiant 

 pour une force magnétique parallèle à cet axe : le 

 coefficient pour une force magnétique de dired ion quel- 

 conque se déduit de ces deux cas à l'aide d'un ellip- 

 soïde. En dehors du champ magnétique, les résistances 

 dans le bismuth cristallisé se déduisent pour toules les 

 directions à l'aide d'un ellipsoïde de révolution, l'ellip- 

 soïde de la conductibilité ; proportion des axes de 5 à 3. 

 Dans un champ magnétique parallèle à l'axe principal, 

 on a affaire à un ellipsoïde de révolution à axes peu 

 différents; dans un champ magnétique normal à l'axe 

 principal, il y a im ellipsoïde à trois axes plus différents 

 l'un de l'autre. Dans un champ magnétique de direction 

 quelconque, on trouve un ellipsoïde à trois axes iné- 

 gaux dont on obtient les axes par superposition des 

 cas principaux. En général les résistances d'une plaque 

 de bismuth, ru deux directions perpenticulaires l'une 

 à l'autre dans le champ magnétique, s'accroitront d'une 

 manière inégale, ce qui explique l'asymétrie du phé- 

 nomène de Hall. 



(à suivre.) P. H. Schoute. 



Le Directeur-Gérant : Louis Olivier. 



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