C. — II

CIIAI'ITIU: IX.

sol et l'autre était chargé au moyen d'une machine électrique {fig. ino). La matière active se trouvait dans une cuve linéaire parallèle aux plateaux et placée dessous eux, de telle manière que la partie moyenne du faisceau coïncidât avec un plan parallèle

(•"ii;. ion.

ïï

aux plateaux et situé à égale distance de ceux-ci. Une plaque photographique horizontale enveloppée de papier noir était fixée en dehors du champ à i'"",2 au-dessus des plateaux. Le faisceau large et diffus des rayons émis éprouvait dans le champ électrique une déviation difficile à mesurer. On a disposé alors, exactement au-dessus de la source linéaire, un écran plat très mince en mica, très bien isolé. Cet écran qui dépassait les limites du champ et s'approchait très près de la plaque photographique, à laquelle il était normal, donnait sur celle-ci une ombre rectiligne très étroite quand le faisceau n'était pas dévié. Au contraire, quand le champ était établi, une partie du faisceau était arrêtée par l'écran, et celui-ci projetait sur la plaque une ombre dont la direction indiquait le sens de la déviation ; la limite de cette ombre correspondait à la déviation de ceux des rayons les moins déviés par le champ électrique qui donnent encore une impression au travers du papier noir. Soit o cette déviation, l la longueur du champ, h son intensité, e la charge d'une particule, m sa masse, ç» sa vitesse et d la distance delà plaque à la source; on a la relation (§ lo) :

eh nu-'

Cette relation n'est pas ici réalisée très exactement, parce que la direction initiale du rayon est mal définie, et que le champ n'est

NATLIIE DES RADIATIONS. 35

pas très uniforme. Elle permet toutefois d'obtenir une valeur approchée de o et par suite du produit — —, les dimensions de l'appareil et l'intensité du champ électrique étant connues.

109 . Rapport de la charge à la masse pour une particule chargée négativement émise par le radium. — L'étude de l'action d'un champ magnétique uniforme sur les rayons [it peut fournir la valeur du rayon de courbure de la trajectoire d'un rayon émis

normalement au champ, et par suite la valeur du produit — relatif

à ces rayons. L'étude de l'action du champ électrique sur les mêmes rayons peut, ainsi que nous venons de le voir, fournir la

valeur du produit Connaissant — et nous pouvons cal-

culer les valeurs de — et de p, ainsi qu'on l'avait fait auparavant

pour les rayons cathodiques.

Les mesures de H. Becquerel ont permis d'obtenir une première valeur approchée du rapport — et de la vitesse ç» pour les rayons [i du radium. La difficulté principale provenait de l'hétérogénéité du faisceau et de l'incertitude relative à la correspondance de la déviation magnétique et de la déviation électrique. Becquerel estima que pour les rayons dont il avait mesuré la déviation électrique, le produit HR devait avoir la valeur 1 600 environ. On trouve

en ce cas

e . . T. -.. ^ ■ cm

— = lO' unîtes L.M., çj = i ,6. 10'"

m sec

Ce résultat complète la série des expériences qui ont établi l'analogie des rayons [j avec les rayons cathodiques, et nous pouvons d'après cela considérer définitivement les rayons P comme des électrons libres en mouvement. Les rayons |S sont cependant des rayons genre cathodique d'une vitesse particulièrement grande. On sait, en effet, que les rayons cathodiques des tubes de Crookes

ont des vitesses comprises entre lo'-* et 10'" -^- La vitesse des

rayons |j du radium est plus élevée, et nous verrons que pour certains rayons elle se rapproche beaucoup de la vitesse de la lumière. Le pouvoir pénétrant de rayons genre cathodique croît d'ailleurs très rapidement avec la vitesse, et c'est ainsi que s'explique le

36 CIIAI'ITRE IX.

grand pouvoir pénétrant des rayons ^ii, comparé à celui très faible des rayons cathodiques. On peut se demander par quel procédé un électron contenu dans la matière peut acquérir une vitesse aussi grande^ et il semble probable que la vitesse n'est pas acquise au moment de l'expulsion^ mais que les électrons faisant partie des atomes possèdent un mouvement de rotation ou d'oscillation très rapide^ et qu'ils conservent leur vitesse quand ils se trouvent accidentellement expulsés de l'atome.

M. Kaufmann a effectué des expériences précises en vue de mesurer le rapport — pour les rayons ,3 du radium ( ' ). Ce travail avait pour but de contrôler les prévisions des théories modernes du mouvement d'une particule électrisée; d'après ces théories la masse d'une telle particule n'est pas une constante^ mais une fonction croissante de la vitesse [i^oir § 21). On pouvait espérer vérifier cette conclusion en étudiant les rayons [i dont la vitesse est très grande. M. Kaufmann a soumis un faisceau très étroit de rayons du radium à l'action simultanée d'un champ électrique et d'un champ magnétique^ les deux champs étant uniformes et ayant une même direction, normale à la direction primitive du faisceau. L'impression produite sur une plaque normale au faisceau primitif et placée au delà des limites du champ par rapport à la source, prend la forme d'une courbe dont chaque point correspond à l'un des rayons du faisceau primitif hétérogène. Les rayons les plus pénétrants et les moins déviables sont d'ailleurs ceux dont la vitesse est la plus grande.

Il résulte de ces expériences que, pour les rayons du radium dont la vitesse est notablement supérieure à celle des rayons cathodiques, le rapport — va en diminuant quand la vitesse augmente.

Voici comment était disposée l'expérience. La source radiante est un très petit grain de sel de radium placé en C au fond d'un vase de laiton {fig. loi). Les rayons émis passent entre deux plateaux parallèles, très rapprochés, formant condensateur (distance des plateaux i""", a) et placés verticalement au-dessus de la source. A la sortie du condensateur les rayons passent par un trou de o ',2 de diamètre pratiqué dans le diaphragme D, et poursuivent

(') Kaukmann, yl/i/i. d. Physi/,', njo'i.

leur chemin jusqu'à la plaque photographique E enveloppée d'une feuille d'aluminium mince.

Un champ électrique constant est établi entre les plateaux du condensateur. Le vase est placé entre les pôles d'un aimant qui

Fig. loi.

produit dans toute la région occupée par le vase un champ uniforme et parallèle au champ électrique. On fait un très bon vide dans le vase pour pouvoir établir un champ électrique intense, et pour éviter la diffusion des rayons par l'air. Le sel doit être sec pour éviter autant que possible le dégagement d'émanation. Les distances entre la source et le diaphragme^ d'une part^ le diaphragme et la plaque d'autre part^ n'étaient que de a"" environ^ et la différence de potentiel entre les plateaux était 2000 à 5ooo volts. En l'absence de champ magnétique et de champ électrique^ la

CIIAPITUE IX.

source ponctuelle 0 et l'ouverture O' déterminent un faisceau rectiligne étroit qui marque sa trace au point P de la plaque {flg. 102). Quand les champs sont établis suivant Oy, chacun des rayons du faisceau hétérogène suit une trajectoire différente. En vertu de l'action du champ magnétique seul, un rayon tend à être dévié suivant la direction Oz dans le plan Oxz; en vertu de l'action du champ électrique seul, un rayon serait dévié sui-

vant la direction Oy dans le plan Oxy. Par l'action simultanée des deux champs^ le rayon décrit une courbe plus complexe et vient frapper la plaque en un point M dont les coordonnées z et y dans le plan de la plaque, par rapport à l'origine P et à des axes parallèles à Oz et Ot/, se nomment déviation magnétique et déviation électrique du rayon. L'ensemble des points obtenus pour les divers rayons forme une courbe continue, et par renversement du champ électrique on obtient la courbe symétrique de la précédente par rapport à la direction Oz.

Il est facile de calculer la valeur de ;; et ]de y quand les déviations sont faibles; on peut, en effet, admettre, en ce cas, qu'elles sont indépendantes l'une de l'autre. Admettons de plus que chacun des champs soit uniforme. En vertu de l'action du champ magné-

NATIRK DES RADIATIONS. 89

tique seul^ la trajectoire du rayon serait un arc de cercle passant par les points 0 et 0' et ayant un rayon R tel que l'on ait HR = —, H étant la valeur du champ {jig. io3, I). On a, de plus^ en dési-

Fig. io3.

gnant les distances OP et 00' par d et l, la relation géométrique

approchée

d'où

mv i.

Si le champ n'est pas absolument uniforme sur toute la longueur du parcours^ on peut faire un calcul plus complet qui conduit à la relation

niv

M étant une quantité qui peut être calculée, quand on connaît les dimensions de l'appareil et la valeur du champ magnétique en chaque point de la trajectoire.

La déviation électrique y, étant très petite^ peut être calculée en supposant que la vitesse reste normale au champ et que, par suite, le déplacement o que subit dans la direction du champ la particule^ est donné pour un temps t par l'expression

qO CHAI'ITRK IX.

OÙ h est l'* valeur du champ supposé uniforme^ et — raccélération du mouvement. Si l'on désigne par l' la longueur du champ, on obtient

Dans la région KL occupée par le champ {fig. io3, II), la trajectoire est un arc de parabole ayant comme axe la perpendiculaire élevée au milieu de KL qui coïncide avec le milieu de 00'. En dehors de cette région la trajectoire est constituée par les deux portions rectilignes des tangentes aux deux extrémités de cet arc de parabole ; la première de ces tangentes passe par le point 0, la deuxième passe par le point 0' et forme le trajet final du rayon jusqu'à la plaque photographique. La relation géométrique

conduit à la formule

eh l , ,

y = r -id— l ).

Si l'on tient compte de ce que le champ électrique ne passe pas brusquement de la valeur o à la valeur h aux limites du condensateur, on obtient une formule de la forme

eh ,,

N étant une quantité cjui peut être calculée quand on connaît la loi de variation du champ le long de la distance 00 .

Les valeurs de z et de î/ obtenues par ce procédé sont encore susceptible ; d'une correction résultant de ce que les actions des deux champs ne sont pas indépendantes, mais simultanées, et de ce que la déviation magnétique n'est pas assez petite pour que le calcul approché, indiqué plus haut, soit applicable avec une exactitude suffisante. En désignant par z et y' les valeurs corrigées de z et de y, on aura les relations

inv rtn>-

NATLUE DKS RADIATIONS. 4l

OÙ u désigne la vitesse de la lumière et p le rapport — de la vitesse d'un rayon ,3 à celle de la lumière.

La courbe obtenue par l'expérience est représentée dans la figure 3, planche IV.

Cette courbe correspond à une certaine relation entre z et y', c'est-à-dire entre — et r. Si la vitesse de tous les rayons était la même^ chaque branche serait une droite; cette condition n'est pas réalisée ainsi qu'on le savait précédemment. Si le rapport —

était le même pour tous les rayons, chaque branche de courbe serait un arc de parabole admettant le point P comme sommet et la ligne P;: comme tangente au sommet. Cette condition non plus

n'est pas réalisée; le rapport'—» au lieu de tendre vers o avec z , tend vers une valeur différente de o. Il est ainsi prouvé que le rapport — va en diminuant avec la déviation du ravon et tend vers o en même temps que celle-ci.

Voici les valeurs de — et de o qui se correspondent d'après les

mesures de M. Kaufmann.

e . , — unîtes

p. cleclro-magnétiques.

Le nombre obtenu avec les rayons cathodiques est

— =1.87.10' pour 0 := 0,2 (Simon)

et plus récemment

— =1,77 pour p = 0,06 environ (Glassen).

On peut d'ailleurs remarquer que, dans des mesures faites sur les rayons cathodiques de grande vitesse (jusqu'à p = o,5), on

a pu observer une diminution du rapport — ( ' ). Sur les clichés de M. Kaufmann on peut encore observer des rayons ^ qui correspondent à p= 0,48. Il ne semble donc pas exister de discontinuité de vitesse entre les rayons cathodiques et les rayons ^i. La vitesse pour laquelle p^ o,5 correspond, pour les rayons cathodiques, à un voltage de production très élevé (voisin de 100000 volts). Les expériences de M. Kaufmann nous apprennent qu'il existe des rayons ^3 dont la vitesse est très voisine de celle de la lumière ( p ]> o, 9 ).

Si nous admettons que chaque électron porte la même charge qui est la charge élémentaire^ nous pouvons conclure que la masse d'un électron est une fonction croissante de sa vitesse. Ce résultat avait été prévu par la théorie du mouvement d'une particule électrisée {i>oir § 21). La forme de la |f onction dépend de certaines hypothèses faites sur rélectron, mais dans tous les cas la masse est considérée comme ayant une origine uniquement électromagnétique; dans tous les cas aussi la masse a une valeur limite rrio pour les vitesses faibles et tend vers l'infini quand la vitesse tend vers la vitesse de la lumière. Rappelons les formules les plus importantes qui donnent la valeur de la masse transversale^ c'est-à-dire relative à une accélération dirigée à angle droit du mouvement.

On a

m = niQ 9(p).

D'après la formule de M. Abraham relative à un électron sphérique rigide portant une charge superficielle uniforme et ayant un rayon a,

9(?)=7—,\ ^ LoSe ■ • et mo= r, —•

D'après la formule de M. Lorentz relative à un électron déformable qui éprouve une contraction dans le sens du mouvement,

?(?) = (i — p-)"^ et mo=-—;

(') Starke, Deutsch. Phys. Ges.^ 1903 ; IIupka, Deutsch. Phys. Ces., 1909.

dans les deux cas e est mesuré en unités électromagnétiques absolues et la valeur de ??io est la même.

M. Kaufmann a constaté en premier lieu un accord général très bon de ses expériences avec la formule de M. Abraham^ ce qui entraînait la conclusion que la masse est d'origine purement électromagnétique ; l'importance de cette manière de voir au point de vue de la mécanique a déjà été signalée. Il a de plus étudié l'interprétation de ses expériences au point de vue d'un choix entre les formules de M. Abraham et de M. Lorentz. Les courbes qui correspondent aux deux formules ne peuvent être distinguées que dans les régions qui correspondent aux vitesses les plus faibles. M. Kaufmann considérait que seule la formule de M. Abraham est compatible avec ses expériences, et que celle de M. Lorentz ne l'est pas.

La solution de cette question présente d'ailleurs une grande importance. On sait^ en efïet^ que la formule de M. Lorentz est aussi celle à laquelle on aboutit quand on adopte la théorie dite de relativité.

Dans un travail plus récent M. Bucherer ( ' ) est arrivé à des résultats expérimentaux^ lesquels, à l'encontre de ceux de M. Kaufmann, sont favorables à la théorie de M. Lorentz. Un grain de sel de radium est placé en 0 au centre d'un condensateur plan formé par deux disques de 8*^^'" de diamètre, distants de o™'%25 seulement (/ïg. io4). Le champ magnétique H est parallèle aux plateaux du condensateur. Seuls peuvent sortir du condensateur les rayons qui conservent une direction parallèle aux plateaux; ces rayons sont ceux qui ont été émis parallèlement aux plateaux, et pour lesquels l'action du champ magnétique compense exactement celle du champ électrique; la condition nécessaire pour la compensation est donnée par l'égalité

Hef sin a = eh,

H étant la valeur du champ magnétique, h celle du champ électrique, e la charge de la particule, v sa vitesse, et a l'angle de la vitesse initiale avec le champ magnétique.

Les rayons sortis du condensateur subissent encore en dehors

(') BucHKRER, Phys. Zeit., 1908.

44 CIIAPITIIE IX.

de celui-ci une déviation par le champ magnétique seul, et viennent impressionner une pellicule photographique P qui forme la surface latérale d'un cylindre circulaire droit^ ayant son centre au centre 0 du condensateur^ son axe normal aux plateaux^ et un diamètre de 1 6"". Les rayons d'une certaine vitesse ne peuvent sortir du con-

densateur que suivant une direction déterminée^ et l'impression radiographique permet de calculer les valeurs de — qui correspondent aux valeurs de i>. On calcule ensuite les valeurs de — qui se déduisent des valeurs de — par l'emploi des formules théoriques. On constate

que le rapport — fourni par la formule de M. Lorentz offre une con-

stance très remarquable quand p varie entre 0,82 et 0,6g environ; ce rapport reste compris entre T,6f)5 et 1,-06. Quand on emploie la formule de M. Abraham, la concordance est moins bonne.

La valeur déduite de ces expériences pour — est i,-3.io'

unités E. M. après correction relative à l'effet des bords du condensateur. Cette valeur n'est pas très éloignée de celle 1,773. 10' obtenue récemment par M. Classen ( ' ).

Une nouvelle confirmation de la formule de M. Lorentz a été apportée par des expériences faites sur les rayons cathodiques

(') Classen, l'hys. Zcit., lyoS.

.NATIUE DES KADIATIONS.

de grande vitesse, produits dans le vide parfait au moyen d'une cathode éclairée par la lumière ultraviolette, et accélérés par l'action d'un champ électrique intense (').

Considérons un électron, en repos ou en mouvement lent, constitué par une sphère de rayon a portant une charge superficielle e à distribution uniforme. On aura pour cet électron

6 nio

On trouve pour a une valeur de l'ordre de i"",4-i*J^' ' centimètre et l'on a ainsi une confirmation de l'hypothèse que le diamètre d'un électron est extrêmement petit par rapport à celui d'un atome.

110. Distribution des rayons ,i du radium entre différentes vitesses. — La composition du rayonnement j a été étudiée par M. Paschen (-) au moyen du dispositif suivant {fîg. io5). Un

Fig. io5.

tube de verre mince petit et étroit contenant i5"'^ de bromure de radium était placé suivant l'axe d'un système d'ailettes de plomb rectangulaires, disposées comme les sections par l'axe d'un cylindre circulaire droit de a""™ de diamètre et de 2*""'^ 2 de longueur. Les rayons qui sortent du tube passent entre les ailettes et sont absorbés

(') HuPKA, Deiitsch Phys. Ces., 1909.

(-) Paschen, Ann. cl. Phys., 1904.

par un cylindre de plomb^ extérieur au système d'ailettes et ayant même axe; le diamètre du cylindre A est égal à o"",! et l'épaisseur de sa paroi est de 5""",;'); ce cylindre est très bien isolé et muni d'un électroscope^ tandis que les ailettes et le tube à radium sont reliés au sol. L'appareil entier est placé dans un récipient en verre, dans lequel on fait un très bon vide. Un champ magnétique uniforme, parallèle à l'axe du tube, peut être établi dans toute la région occupée par le cylindre extérieur.

En l'absence du champ magnétique le cylindre A reçoit par unité de temps une charge que l'on peut mesurer en observant le mouvement de l'électroscope quand celui-ci est chargé alternativement à un potentiel positif ou négatif; ce procédé de mesures permet d'éliminer l'effet de l'ionisation résiduelle du gaz. Quand le champ magnétique est établi, les rayons [5 s'incurvent et certains d'entre eux sont absorbés par les ailettes. On peut construire la courbe {fig. io(), I) qui représente la charge q des rayons ,3 reçus

Fig. io6.

20D0 4000 BBOO dlffitl 10000 IZûSO

Intensité du champ en unités CGS

par le cylindre en fonction du champ H; on peut aussi construire la courbe {fig. loC), II) qui représente la valeur de -^, c'est-à-dire la proportion de rayons supprimés pour une augmentation de champ donnée; la vitesse de ces rayons peut être calculée quand on connaît les dimensions de l'appareil et l'intensité du champ. On a ainsi la proportion de rayons d'une vitesse donnée. Il faut cependant remarquer que les rayons les plus absorbables étaient arrêtés par le verre du tube à radium dont l'épaisseur était égale

NATUIIE DES BADIATIONS. 47

à o"""^5. D'après M. Paschen les rayons ,5 observés par M. Kaufmann et dont les vitesses sont comprises entre 2, 12. 10'" et 2,90. 10'" — se trouvent complètement déviés pour les champs compris entre 18^5 et .i[)ii unités.

L'effet du champ étant encore parfaitement appréciable pour H = -000 unités^ le radium doit émettre des rayons |j encore plus rapides que ceux signalés par M. Kaufmann. Le groupe de rayons déviés pour H <^iooo correspond à des rayons dont la vitesse est comparable à celle des rayons cathodiques. Ces rayons, s'ils étaient émis par le radium, pourraient produire une ionisation relativement intense dans le voisinage immédiat de la substance active^ car on sait que le pouvoir ionisant des rayons cathodiques est considérable^ et que le pouvoir ionisant des électrons plus rapides que les rayons cathodiques décroît quand la vitesse augmente. Toutefois les rayons lents observés par M. Paschen ne peuvent provenir directement du radium, parce qu'ils n'auraient pas pu traverser o""'\5 de verre; ce ne peuvent être que des rayons secondaires émis sur la face de sortie du verre ou sur les ailettes par l'action des rayons ^3 et y du radium, ou encore des rayons [i du radium qui auraient éprouvé une grande diminution de vitesse en traversant le verre.

La charge qui est encore reçue par le cylindre pour les valeurs les plus fortes du champ, a été attribuée par M. Paschen aux rayons -'. Cette charge est très faible, et son origine ne peut être établie facilement. Cependant il semble plus probable qu'elle est due à des rayons secondaires produits par les rayons y et non aux rayons y eux-mêmes [i^oir § 140).

Le rayonnement [îi du radium se présente comme ayant une composition compliquée, et il n'est pas exclu que ce rayonnement ne puisse être composé de certains groupes de rayons émis de préférence avec des vitesses déterminées.

1 11 . Action du champ magnétique sur les rayons des autres substances radioactives. — L'action du champ magnétique sur les rayons [j n'a encore été étudiée pour aucune substance aussi complètement que pour le radium. Les dispositifs expérimentaux employés sont les mêmes que ceux qui ont été décrits pour les rayons dn p radium.

48 CIIAI'ITIIK I\.

La présence de rayons facilement déviés par le champ dans le rayonnement de l'actinium a été observée par M. Debierne qui a trouvé en même temps que le rayonnement est très sensiblement homogène ( ' ). Sur les épreuves qui mettent en évidence la déviation d'un faisceau de rayons étroits dans un champ magnétique, on n'aperçoit pas de dispersion notable du faisceau.

H. Becquerel a fait des expériences avec l'uranium par la méthode radiographique^ et après un temps dépose très long ( /[o jours) il a pu obtenir la trace du faisceau dévié (-). Une épreuve de ce genre est représentée dans la figure 4? planche IV. Le faisceau dévié est seul visible sur le cliché^ le faisceau de rayons peu sensibles à l'action du champ n'ayant jamais donné d'impression sur la plaque dans le cas de l'uranium. Le faisceau dévié semble homogène et ne présente pas de dispersion appréciable. La région du maximum d'impression est assez nette et permet une mesure de la déviabilité des rayons. Becquerel trouva pour le produit RH la valeur 1800, d'où il résulte que les rayons [i de l'uranium ont une vitesse comparable à celle des rayons pénétrants du radium pour

lesquels ^ = i , () . i o "^ — •

^ sec

Becquerel a obtenu de môme svir un cliché les faisceaux de rayons a et [it du thorium séparés par l'action du champ magnétique. L'impression est très faible et n'a pu être étudiée en détail. L'action du champ magnétique sur le rayonnement du thorium avait été antérieurement observée par MM. Rutherford et Grier par la méthode électrique.

Une détermination de la déviation magnétique des rayons ,3 de l'uranium a été faite par M. Schmidt par une méthode électrique ( ' ). La source radiante était constituée par de l'uranium X; les rayons étaient assujettis à passer par un diaphragme constitué par trois plaques de laiton percées de fentes {fig. 10-) égales entre elles. Les plaques étaient assemblées de telle manière que les fentes se trouvaient parallèles^ et que leurs centres étaient sur une circonférence de rayon ;->'"', 2 située dans un plan normal à leur direction et oriente verticalement. Sur la plaque supérieure hori-

(') Di;nn:nNE, Comptes rendus, igoo.

(^) liiîCQUEREL, Comptes rendus, 1902.

(') H.-W. Schmidt, Phys. Zeit., lyog.

zontale la substance active était placée en S en face de la fente; le champ magnétique était parallèle à la direction des fentes. Pour une intensité convenable du champ, les rayons issus de la source verticalement vers le bas décrivaient une trajectoire circulaire de rayon 2"", 2, passaient par les deux fentes inférieures et sortaient

Fig. 107.

par la plaque verticale. L'intensité du rayonnement émergent était mesurée au moyen d'un électroscope qui recueillait les rayons à leur sortie. On cherchait la valeur que devait avoir le champ magnétique pour que l'effet sur l'électroscope fût maximum. L'expérience était délicate parce que l'intensité du rayonnement était faible. La valeur de H qui correspond au maximum a été trouvée égale à 1870. En se servant de la relation de M. Lorentz

m /no

et de la valeur ^ = 1,70. 10" unités électromagnétiques^ pour

les rayons [j de l'uranium

..cm

V = 2.7b. lo'" j

sec

— = 0,67. 10" unilés électromagnétiques.

La valeur de v ainsi obtenue est notablement supérieure à celle indiquée par Becquerel.

La même méthode a été appliquée par M. Schmidt à l'étude de la déviation magnétique des rayons ^ du radioplomb ( ' ). Les

(') H.-^Y. Schmidt, P/iys. Zeit., 1907.

5o CHAPITRE IX.

résultats obtenus ont été les suivants :

V = 2,3l . lO'" 5

sec

MM. Halin et Bayer (') ont examiné l'action du champ magnétique sur les rayons [j émis par les substances dérivées du thorium. Le dispositif expérimental utilisé était analogue à celui qui avait servi antérieurement pour l'étude des rayons a et qui est représenté dans la figure 117. On donnait à la source active une forme linéaire; au-dessus de la source et à 2"'" de celle-ci se trouvait un écran percé d'une fente étroite parallèle à la source; à 2'''", 5 de la fente on plaçait une plaque photographique normale au plan passant par la source et la fente. L'expérience était faite dans le vide. Un chamjî magnétique de direction parallèle à la source se trouvait établi dans toute la région traversée par les rayons. En l'absence du champ l'impression obtenue est une bande étroite. En présence d'un champ magnétique faible (environ 100 gauss)^ on peut obtenir une bande non déviée due à l'action des rayons a et des bandes moins nettes mais parfaitement séparées formant un spectre magnétique discontinu^ attribuable aux rayons [j. On constate ainsi l'émission de trois groupes de rayons [ii appartenant respectivement au thorium X et aux deux constituants du dépôt actif^ thorium A et thorium D [i'oir Chapitre XIV). Le rayonnement du mésothorium donne lieu à vm spectre complexe^ formé de plusieurs groupes. Ces résultats sont en accord avec les conclusions qui avaient été déduites antérieurement de l'étude de l'absorption du rayonnement (§ Mi).

On doit à Becquerel quelques expériences faites par la méthode radiographique dans le but de s'assurer si la trajectoire d'un faisceau de rayons [j dans un champ magnétique peut dépendre de la pression du gaz dans lequel a lieu la propagation du faisceau. Les expériences n'ont pas montré de différence entre les clichés obtenus dans l'air à la pression atmosphérique et ceux obtenus dans un vide aussi bon que possible. Les rayons utilisés étaient des

(') ll.viix et n.vKYKn, Phys. Zeil., 1910.

NATURE DES RADIATIONS. 5l

rayons de grande vitesse. Il est néanmoins utile d'opérer dans le vide i^our éviter la dispersion des rayons.

ll!^. Passage des rayons |5 au travers de la matière. — Les rayons j sont capables de traverser toute espèce de matière, mais en la traversant ils éprouvent une absorption qui dépend de l'épaisseur et de la nature de l'écran absorbant.

La particule ^j étant considérée comme un électron en mouvement;, on peut se demander comment cette particule se comporte en traversant la matière composée d'atomes, lesquels sont considérés eux-mêmes comine des assemblages de particules chargées dont certaines sont des électrons. On peut imaginer qu'une particule ^j pourra pénétrer dans un atome et s'y trouver arrêtée^ ce serait là une véritable absorption; ou bien elle sera déviée de son trajet primitif par l'action des forces de nature électromagnétique exercées sur elle par un atome qu'elle traverse ou à côté duquel elle passe; elle pourra aussi traverser l'atome sans absorption et sans déviation appréciable; en traversant un atome ou en passant dans son voisinage immédiat, elle pourra déterminer dans l'atome une perturbation qui aura pour effet de détacher un électron de l'atome; il y aura en ce cas formation d'ions, et si un électron est émis avec une grande vitesse, il constituera un rayon p secondaire. On voit que le passage des rayons [j au travers de la matière se présente comme un phénomène dont la nature est a priori très compliquée. L'expérience a montré que ce phénomène n'est effectivement pas simple, et que tous les effets prévus précédemment sont probablement de nature à pouvoir se produire.

Considérons un faisceau étroit de rayons |3 constitué primitivement par des rayons parallèles; quand ce faisceau traverse un écran, certains des rayons qui le composent peuvent être déviés plus ou moins de leur trajet; on dit en ce cas qu'il y a dispersion ou diffusion du faisceau. Plus cette dispersion est importante, plus le trajet effectué par les rayons déviés à l'intérieur de la matière peut se trouver allongé, et en même temps augmente la probabilité pour qu'une particule déviée reste absorbée dans l'écran. La dispersion a donc pour effet de favoriser l'absorption.

Une question qui se présente encore est celle d'un changement possible de la vitesse des rayons lors du passage dans la matière.

Les rayons peuvent éprouver pendant ce passage une perte d'énergie. Si, par exemple, les rayons traversent un gaz, leur énergie est en partie utilisée pour produire l'ionisation des molécules rencontrées ; de même une perte d'énergie peut être entraînée par des phénomènes analogues, résultant de la rencontre des rayons ,j avec les molécules d'un corps solide ou liquide. La perte d'énergie pourra se traduire soit par l'arrêt complet, soit seulement par une diminution de vitesse des rayons.

Les rayons [i sont analogues aux rayons cathodiques, mais en raison de leur vitesse plus grande ils sont beaucoup plus pénétrants que ces derniers. Les rayons cathodiques des tubes de Crookes ne peuvent traverser que des écrans très minces (écrans d'aluminium jusqu'à o""",oi d'épaisseur). Un faisceau de rayons qui arrive normalement sur l'écran est diffusé dans tous les sens, mais la diffusion est d'autant moins importante que l'écran est plus mince, et pour des écrans très minces il existe un faisceau sortant qui est sensiblement le prolongement du faisceau incident ( ' ). Les rayons cathodiques éprouvent un changement de vitesse par suite du passage des écrans; quand un faisceau étroit de rayons homogènes est soumis à l'action d'un champ magnétique après avoir traversé un écran d'aluminium, on constate dans le faisceau la présence d'un ensemble de rayons inégalement déviés, dont les vitesses ont pour limite supérieure la vitesse du faisceau primitif homogène (-).

Les rayons [i ayant une vitesse plus grande que celle des rayons cathodiques, traversent la matière plus facilement que ces derniers. Dans les expériences de P. Curie ils étaient observés dans l'air à la pression atmosphérique à une distance de i'", 5" de la source, tandis que les rayons cathodiques sont absorbés par quelques millimètres d'air. Le rayonnement du radium transmis par une lame mince de plomb contient encore une forte proportion de rayons [i (■'').

Le mode de propagation d'un faisceau de rayons [j du radium au travers de la matière a été mis en évidence par H. Becquerel dans des expériences très intéressantes faites par la méthode

(') Des Coudhes, Phys. Zeit., 1902.

(^) Leithauseiî, Acacl. Berlin, 1902.

(') M. Curie, Tlièse de Doclorat, Paris, 1903.

radiographique ( ' ). Le dispositif expérimental permettait d'isoler des rayons [ii simples [ç>0Lr § 106). Des écrans de nature et d'épaisseur variable pouvaient être posés sur la série d'ouvertures qui laissaient passer les rayons simples de vitesse différente. On constate que le faisceau transmis est d'autant plus pur et conserve d'autant mieux sa trajectoire^ que la vitesse du rayon est plus grande et que l'épaisseur de l'écran est plus faible. Un faisceau primitivement étroit qui a été fortement diffusé par un écran^ présente à la sortie l'aspect d'une houppe diffuse qui ne se prolonge guère au delà de l'écran. Pour un faisceau qui n'a pas éprouvé de diffusion appréciable, on constate, au contraire^ très clairement la conservation de la courbure de la trajectoire.

D'après les expériences de H. Becquerel les rayons j^ très fortement déviables du radium (ceux dont la vitesse est relativement faible) sont fortement diffusés par un écran d'aluminium de o™'", i d'épaisseur; mais les rayons pénétrants et peu déviables (rayons de grande vitesse; RH^ •jaôo) traversent ce même écran sans diffusion sensible^ et sans que le faisceau qu'ils constituent soit déformé, et cela quelle que soit l'inclinaison de l'écran par rapport au faisceau. Plus l'écran est épais et plus sa matière est absorbante, plus le faisceau déviable primitif est altéré, parce que, à mesure que l'épaisseur de l'écran croît, la diffusion commence à se faire sentir sur de nouveaux groupes de rayons de plus en plus pénétrants. Dans certaines expériences de H. Becquerel, les rayons qui sortaient des ouvertures du cylindre extérieur, pénétraient dans une couche de paraffine recouvrant ce cylindre et s'étendant au contact de la plaque photographique; le trajet des rayons se trouvait alors photographié dans la paraffine. Quand la couche de paraffine avait 2""" d'épaisseur, les rayons les plus rapides traversaient cette couche avec un affaiblissement considérable, mais en conservant la courbure de leur trajectoire, tandis que les rayons moins rapides étaient absorbés. Quand la couche de paraffine avait 8""" d'épaisseur, les rayons rapides ne la traversaient plus et s'arrêtaient à une profondeur de 2""" environ; les rayons moins rapides pénétraient d'autant plus loin que leur vitesse était plus grande et s'arrêtaient brusquement; le point d'arrêt est marqué par un

(') Becquerel. Comptes rendus, 1901.

maximum d'impression. Les clichés qui représentent ces expériences sont reproduits dans les planches IV et V. La figure i, planche V est relative à l'absorption par l'aluminium (épaisseur o'"'", I ) et la figure 5, planche IV^ à l'absorption par la paraffine sous une épaisseur de 2""".

L'air produit sur les rayons [i du radium une diffusion qui est très sensible pour les rayons fortement déviables, mais qui est cependant bien moins importante que celle qui est due à des épaisseurs égales de matières solides traversées. C'est pourquoi les rayons [j du radium se propagent dans l'air à de grandes distances.

Des expériences quantitatives sur la diffusion des rayons p seront décrites dans la suite de ce Chapitre.

113. Mesure du pouvoir pénétrant des rayons 3. Loi exponentielle. — L'absorption des rayons [i par la matière peut être évaluée de deux manières différentes. La première méthode consiste à mesurer l'ionisation produite dans un condensateur quand la matière active est recouverte par des écrans de nature et d'épaisseur variable. L'ionisation obtenue dépend non seulement du nombre des particules [i qui entrent dans la chambre d'ionisation, mais aussi du nombre d'ions qu'une particule peut produire par unité de longueur de son trajet, et de la longueur du trajet. Le pouvoir ionisant d'une particule \i est d'ailleurs une fonction très peu connue de sa vitesse et décroît quand celle-ci augmente. L'interprétation des expériences de ce genre ne peut donc se présenter d'une manière simple. En revanche la méthode est très sensible et peut s'appliquer à l'étude de rayonnements très faibles.

La deuxième méthode consiste à mesurer la charge des rayons [3 et permet, par conséquent^ de déterminer le nombre de ces particules; elle nous fournit des conclusions très simples^ mais elle ne peut s'appliquer qu'aux sources radioactives relativement intenses.

Quand on étudie l'absorption par la matière d'une radiation homogène telle que la lumière simple^ on suppose généralement qu'un faisceau de rayons parallèles rencontre normalement une lame à faces parallèles. La diminution de l'intensité ^ du faisceau sur une épaisseur dx de matière traversée est considérée comme proportionnelle à dx, à l'intensité, et à un coefficient ijl caractérisant la

NATIRE DES RADIATIONS. 55

matière et nommé coefficient cV absorption. On a, par suite,

d^ = — [JL '3 dx,

(3o étant l'intensité initiale.

D'après cette loi l'intensité diminue en progression géométrique, quand l'épaisseur traversée croît en progression arithmétique. En particulier l'intensité diminue de moitié sur une épaisseur L telle que

Iog2

ij. loge

où e est la base des logarithmes naturels et log le logarithme vulgaire.

Si un rayonnement est composé d'un certain nombre de radiations homogènes de même nature qui sont toutes absorbées suivant une loi analogue, on aura pour l'intensité -3 de ce rayonnement

,3 = -3ie-;J-.^ + -3,e-!^^^-4-...,

5(, '3o, . . . étant les intensités initiales des divers groupes de rayons, U|^ 'x.,, ... les coefficients d'absorption des rayons des divers groupes.

Ainsi pour une radiation homogène on obtient une loi exponentielle simple; pour un ensemble de radiations on obtient une loi plus complexe qui tend vers une exponentielle simple^ celle qui correspond à la valeur minimum de 'J., quand croît l'épaisseur de matière traversée.

On peut imaginer qu'un faisceau de rayons parallèles de nature corpusculaire se trouve absorbé par un écran normal à sa direction suivant une loi exponentielle simple^ caractérisée par le coefficient [X, chaque corpuscule conservant une direction du mouvement invariable et subissant un arrêt complet après un parcours qui peut varier d'un corpuscule à l'autre. On pourra définir^ en ce cas^ un parcours moyen des corpuscules étudiés ; un raisonnement semblable à celui qui a été utilisé pour établir la relation entre la constante radioactive et la vie moyenne (§91) montre que ce parcours moyen

est égal à — •

En ce qui concerne l'étude du pouvoir pénétrant des rayons [i,

56 ciiAPirni: ix.

il ne faut pas perdre de vue que l'on n'aura pas en général un faisceau de rayons normaux à l'écran. Môme si un tel faisceau a été réalisé, au moyen de diaphragmes convenables^ il ne conserve pas sa forme primitive, et subit une diffusion en traversant les écrans absorbants. Les rayons qui pénètrent dans l'appareil de mesure sont ceux qui n'ont été ni arrêtés dans la matière ni complètement détournés de leur trajet. Dans ces conditions l'application du calcul précédent ne résulte d'aucune interprétation simple des phénomènes.

Quand on veut mesurer l'intensité des rayons Ti^ il faut prendre soin d'exclure l'effet des rayons a qui peuvent être également émis par la source. Dans ce but on recouvre la source d'un écran d'aluminium d'épaisseur convenable (environ o"""^o.5)^ mais on supprime ainsi en même temps certains rayons [i très absorbables. Une petite proportion de rayons y accompagne généralement les rayons [i; leur effet est relativement faible, et l'on peut en tenir compte.

Voici des exemples de divers dispositifs de mesures employés pour l'étude de l'absorption par le moyen de l'ionisation produite dans le gaz traversé par le rayonnement. La chambre d'ionisation peut être un condensateur à plateaux horizontaux; le plateau inférieur porte la matière active sur laquelle on pose les écrans. On peut aussi employer un condensateur à plateaux verticaux sous lequel on place la substance. Le plateau qui porte la matière peut aussi être fixé sur un électroscope et entouré d'un vase formant chambre d'ionisation. Enfin la matière peut agir de l'extérieur sur la cage d'un électroscope ou sur une chambre d'ionisation, dont le fond est constitué par une feuille d'aluminium mince.

Quand on mesure la charge des rayons ^i, on les laisse pénétrer au travers de l'écran absorbant dans un vase vide d'air, où ils sont absorbés par une électrode métallique réunie à un électromètre.

Dans tous les cas on doit prendre en considération la cause d'erreur qui consiste en une production possible de rayons secondaires.

lli. Loi d'absorption des rayons % — Bien que l'application d'une loi exponentielle à l'absorption d'un rayonnement Ti par la matière ne semble pas susceptible d'une interprétation simple,