LES

Océobre Novembre Décembre 1923 Janvier 1924 février Mars

Fig. 18.

chambre d’ionisation. Afin d'évaluer la correction due aux variations de pression et de température, nous avons mesuré régulièrement un étalon de Ra(D + E) dans les mêmes conditions que la source de Ra E.

Les mesures ont porté sur un assez grand nombre de périodes : 5 à 6 pour les sources I et III, près de g pour la source I]. Après quoi nous avons laissé passer deux mois

avantd'évaluer par plusieursmesures espacées d’une semaine, la valeur résiduelle de chacune des sources (due aux traces de Ra D). Cette intensité résiduelle ayant été retranchée de chaque valeur trouvée pour l'intensité, nous avons finalement obtenu, en passant aux logarithmes, les droites de décroissance qui permettent de déterminer la période. La figure 18 représente ces droites. Les deux droites correspondant aux sources [| et Ill fournissent une période de 4,86 jours ; la droite relative à la source IL, 4,84 Jours. Ces résultats nous conduisent à admettre, avec Thaller (2), la valeur 4,85 jours pour la période de décroissance du Ra E.

Ce travail, effectué en 1923, n'a été publié par nous qu'en 1925 (?). Antérieurement, Antonoff (?)} avait trouvé T — 5,0 jours. En 1924 Bastings (‘) publia la valeur FT — 4,985 ] jours. En 1926 Eurtiss (5) a trouvé T —5 »07Jjours ; il pense que la valeur de Thaller ne peut être maintenue. Mais peu après Me Hutchison (°) a confirmé au contraire, avec T — 4,9 jours puis T — 4,87 jours, la valeur de Thaller et la nôtre. Il faut remarquer que ni Curtiss, ni Bastings n'ont opéré sur une durée aussi longue que 9 périodes. Nous conserverons donc jusqu'à nouvel ordre la période de 4,85 jours pour le radium E. Il faut remarquer que, si l’on omet de faire Ja correction de l'intensité résiduelle due au RaD,on trouve une période comprise entre 5,0 et 5,2 jours.

$ 2. Expériences relatives à la dispersion. — Nous avons essayé de nous rendre compte par la méthode photographi-

(t) THazzer, Wien. Ber., vol. 121, p. 1611, 1912. () G. Fournier, :C. R.,t. 184, p. 502, 1925.

(3) ARC Phil. Mag. , vol. 19, p. 825, 1910.

B) Chiers ne Reu.… ie né Fab 27, p. 672, 1926. (6), Mc Huremson, Proc. Roy. Soc., sér. A, vol. 111, p. 134, 1926 et Journ. Phys. Chem., vol. 30, p. 925, 1926.

que de l'effet de la dispersion. A cet effet nous avons employé un écran de plomb canaliseur représenté en coupe figure 19.

: , TZ LEZZZLLZLZL TTLE VTT LL LE LL MIT (LL S Fig. 19

En T est percé un trou de 6 mm. de diamètre. L’épaisseur de chacune des deux lames de plomb L, L' est de 5 mm. La plaque photographique P est maintenue à 13 mm. au-dessus du canaliseur par une couronne C non entièrement fermée (fig. 20).

Si nous opérons sans écran, nous obtenons la plaque photographique une tache centrale relativement nette correspondant géométriquement aux

dimensions de la source et du canaliseur (fig. 21). Si nous introdui-

Fig. 20.

sons maintenant un écran de cuivre de o,1 mm. d'épaisseur juste à la sortie du canaliseur, en dessous de la couronne C, nous obtenons une impression de la plaque dans tout l’intérieur de la couronne (fig. 22). On peut même constater que le rayonnement dispersé « déborde » par l'ouverture de la couronne C. Cette expérience semble montrer qu'il suffit d’une très petite épaisseur d’absorbant pour obtenir la dispersion complète, comme nous l’avons laissé entrevoir plus haut (introduction, $ 3 et chap. III, $ 3) dans notre explication de la courbure initiale des courbes d'absorption.

Nous avons également effectué l'expérience suivante : plaçons la source S, non plus horizontalement dans l’axe de la chambre d’ionisation, mais verticalement dans un plan situé

à 5 cm.de cet axe (fig. 23). Un petit rebord de plomb A

empêchera le rayonnement de la source de pénétrer directement dans la chambre d’ionisation I. On vérifie que l’intensité mesurée en présence de la source est peu différente du mouvement propre. Plaçons maintenant un écran E d’aluminium, incliné à 45° comme si nous voulions réfléchir vers

la chambre 1 le rayonnement de la source S. Nous mesurerons alors dans la chambre 1! un courant d’ionisation dont l’intensité peut atteindre 5 0/0 de l'intensité de Ia source mesurée dans’ les conditions habituelles, ce qui montre l'importance considérable de la dispersion. L'écran E étant en aluminium, les rayons secondaires doivent intervenir très faiblement dans cette intensité dispersée.

$ 3. Expérience des écrans discontinus. — Considérons un écran miree de masse » et de surface S percé de trous. Soit #S la surface des trous, Æ étant compris par exemple entre o,r et 0,2. Absorbons dans cet écran un rayonnement 6 d'intensité initiale I, canalisé en un faisceau de section S. Pour calculer l'intensité du rayonnement à la sortie de l'écran, nous raisonnerons de la façon suivante à

Considérons l'intensité initiale J, comme proportionnelle au nombre des électrons 8 incidents. Soit 1/p le facteur de proportionnalité. Sur les p.[, électrons incidents, d’après les: lois de probabilité, £.p.1, rencontrent des trous et (1 — k)p.I, rencontrent des pleins. Ceux qui rencontrent des trous passent comme s'il n’y avait pas d’écran.-Nous avons donc, dans l'intensité finale L,, un premier terme égal à 4.1, Quant aux électrons qui rencontrent des pleins, ils ont à traverser une, masse superficielle d'écran qui n’est pas m/S, mais bien m/(1 — k)S, quotient de la masse totale de l'écran par la surface réellement pleine. L'intensité qu’ils produisent à la. sortie après absorption exponentielle est :

m Ter

(1 — k)le

L’intensité finale totale I, est donc :

RD ERT Dore UE

Pour vérifier la validité de cette formule, nous avons opéré de la façon suivante : nous avons employé des écrans de plomb de 0,1 mm. d'épaisseur environ. Nous avons choisi le plomb pour que l’absorption produite soit suffisante malgré la minceur des écrans, minceur nécessaire d'autre part pour éviter les corrections d’obliquité. La surface utile S de l'écran était définie par la section droite du canaliseur émployé (6 cm?). Dans l’intérieur de cette aire, nous avons percé 18 trous avec une mêche de 4 mm. de diamètre, à la machine à percer, la feuille de plomb étant maintenue et serrée entre deux plaques de laiton, de façon à ce que la machine perce dans l’ensemble des trous sans bavures, à

surface bien définie. La surface totale des trous était donc = 2,26 em? = k.S avec k£—0,38 puisque S — (cm.

L'écran ainsi obtenu était posé directement sur le canaliseur.

Nous donnons ci-dessous. les intensités effectivement mesurées I; les intensités I, calculées par la formule A et, à titre de compäraison, les intensités I, que l’on calculerait par la

formule :

\ 2 ’ L ° RE R/ATRE en supposant que l'écran percé de trous agit comme un écran

continu de la même masse superficielle globale m/S :

RES m ji L LL s ——— ; 9 ; mer. [on (1 — k)S | observée [calculée | calculée Premier écran . 45,1 72,4 80,0 80,7 b1,9 Deuxième écran, 75,4 127,2 70,0 69,3 23,2

Ces résultats confirment nettement, on le voit, la formule À et le raisonnement qui y conduit. Ils montrent en outre qu'il devient illégitime de faire entrer dans les calculs la masse superficielle globale d’un écran mince ayant des trous dont la surface totale devient appréciable,

8 4. Expérience relative aux mélanges. — Connaissant “directement le coefficient massique d'absorption des rayons

du Ra E dans l'aluminium (== 16,9) et dans le cuivre

(+ 19,2), nous avons fait un mélange de ces deux métaux

en poudres fines, en mélangeant un atome-gramnie de cuivre avec un atome-gramme d'aluminium. Dans ce cas la loi d’additivité relative aux corps composés :

LH p m.P, ( n pi + n.P (+),

de ER RE RL Le a P M

SUR L'ABSORPTION DES RAYONS Ë PAR LA MATIÈRE (voir chap. V, $ 4) devient :

» (4) Pen mélange PC en Pl

puisque m—n—1.

L'expérience a, comme nous l’attendions, justifié cette formule, montrant que, malgré l'imperfection inévitable du mélange, cette addition d'aluminium et de cuivre a joué le

même rôle qu’un composé de formule CuAl.