Sur le rayonnement γ de freinage interne du Ra E

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Sur le rayonnement γ de freinage interne du Ra E

E. Stahel, J. Guillissen

To cite this version:

SUR LE

_{RAYONNEMENT 03B3}

DE FREINAGE INTERNE DU Ra E

Par E. STAHEL et J. _GUILLISSEN,

Université de Bruxelles, École

Polytechnique.

Sommaire. 2014 Le

rayonnement de _freinage interne du RaE a été étudié _{expérimentalement,} et les résultats ont été _comparés à la théorie de _{Knipp-Uhlenbeck.} L’accord est excellent aussi bien en ce

qui concerne la _quantité que la qualité du _{rayonnement, à condition que l’on fonde les calculs} sur la

répartition expérimentale du rayonnement 03B2. Par contre, si l’on adopte la théorie de Fermi sur cette

répartition, le désaccord est net; cette dernière conclusion confirme indirectement celle des observateurs du rayonnement 03B2 du Ra E.

1. Introduction. -- Parmi les éléments naturels

qui

se

_décomposent

avec émission de rayons

_p,

seul le RaE

_présente

la

_{particularité}

de ne

_pas

émettre de

_rayonnement

y nucléaire dû à une

désexci-tation du noyau.

Cette

_{particularité}

_permet

à

_{l’expérimentateur}

d’étudier de cet élément le

_{« rayonnement}

de

_freinage

interne »

_{(1) (innere Bremsstrahlung)}

excité par les

rayons g

au moment de leur

_expulsion

du noyau.

Dans les autres cas, en

_effet,

le

r.f.int.,

s’il

existe,

est absolument

_masqué

_par le

_rayonnement

_y

nucléaire,

toujours beaucoup plus

intense.

Stahel et

_{Kipfer [i] (vomir}

aussi von Droste

_[2])

ont montré d’autre

_part

_que ce _{que l’on} nomme

généralement

le

_rayonnement

y du RaE se _compose

en

_grande

_partie

de «

_rayonnement

de

_freinage

externe »

(âussere Bremsstrahlung)

excité par le

rayonnement ~

dans la matière environnante. Ces auteurs ont en même

_temps

_indiqué

une méthode

permettant

de déterminer la valeur du r.f.int. seul. Si l’on absorbe entièrement le

_{rayonnement g}

dans une faible

_quantité

de matière formant «

radia-teur » et entourant la source, ce radiateur émet un

r.f.ext. dont l’intensité

_dépend

de la nature du _corps dont il est constitué. La théorie montre _que cette intensité tend vers zéro en même

_temps

_que le nombre

atomique

Z du radiateur. La méthode consiste à

porter

en

_graphique

l’intensité du

_rayonnement

_y

observé _pour différents radiateurs en fonction de

leur

Z,

et à

_extrapoler

la courbe

_obtenue

_jusque

l’axe Z = o. L’ordonnée du

_point

de rencontre

représente

l’intensité du r.f.int. seul.

En

_répétant

ces

_opérations

_pour différentes

épais-seurs de filtres de

_{plomb placés}

sur le

_{traj et}

des

rayons y, il est

possible

de tracer la courbe

d’absorp-tion du r.f.int. dans le

_plomb.

(1) Étant donné _{l’emploi fréquent} des termes :

rayon-nement de freinage interne et rayonnement de freinage externe,

nous les _abrégerons par la suite en r.f.int. et r.f.ext. respec-tivement.

2.

_Appareil.

-

Bien que nous _{ayons pu}

_disposer

de

_quantités

assez

_importantes

de Ra

_(D

+

E),

l’extrême

_petitesse

du

_rayonnement

à étudier nous a incités à construire un

_appareil

de mesure

parti-culièrement sensible.

Nous sommes restés fidèles au

_principe

de la

chambre d’ionisation à forte

_pression,

_qui

_{permet ’}

des mesures

_{beaucoup plus rapides}

_que les

comp-teurs,

et

_qui

_possède

en outre

_l’avantage

_{d’être à peu}

près

uniformément .sensible sur toute _{la gamme des}

fréquences.

La nouvelle chambre

_{(schéma fig. i)}

a une

capa-cité de

_près

de

_{70 1;}

elle est

_remplie

de

CO2

Fig. i. -- Schéma de

l’appareil.

L’épaisseur de la paroi d’un cylindre soumis à une _pression

donnée doit être _{proportionnelle} à son _diamètre; on voit que la disposition adoptée permet de _jouir d’un grand

volume tout en _{n’ayant qu’une paroi d’entrée des rayons}

relativement mince; comparée à une autre chambre d’ioni-sation du laboratoire, de forme _classique, la nouvelle a un

volume 14 fois plus grand, et _cependant une paroi d’entrée

2 fois plus mince.

sous 20 _atm; sa

_{particularité}

est d’être de forme annulaire : la

_préparation

à mesurer

_peut

donc

être

_placée

au centre. Il en résulte deux

_{avantages :}

io meilleure utilisation du

volume;

2°

_plus

faible

épaisseur

de la

_paroi

d’entrée _{des rayons. Munie}

13

d’un électromètre Piccard à fil

libre,

sa sensibilité est _{telle que l’on peut} mesurer facilement le rayon-nement y d’un

microgramme

de radium à la

précision

de i _pour 100.

Remarquons

dès à

_{présent :}

_{10 que}

l’obstacle de la

_paroi

de 5 mm de fer suffit à arrêter la

quasi-totalité du

_rayonnement

mou

_(en

dessous de 1 50

_kV);

le

_présent

travail n’étudie _par

_conséquent

_que la

partie

relativement dure du

_r.f.int.,

et nous n’aurons

notamment _pas à

discuter,

comme l’a fait

_{Gray [3]}

dans un travail récent sur la même

_question,

l’in-fluence des

_rayonnements

X

_{caractéristiques;}

20 _que

la

_{disposition géométrique}

_adoptée

_{pour les} mesures

est cause de certaines erreurs

_(obliquité

_{des rayons}

traversant les

_filtres,

_{pénétration}

de

_rayonnement

diffusé dans la

_chambre)

dont il sera discuté

_plus

loin

_{(ci. appendice).}

3.

_Étalonnage

des sources. -- Pour déterminer

l’intensité absolue des sources

_utilisées,

nous nous sommes servis d’une

_préparation

de Ra

_(D

_-~-

_{E +}

_F)

déposé

électrolytiquement

sur une feuille de

_platine;

cette

_préparation

est vieille de

_plusieurs

années;

le RaE et le RaF y sont par

conséquent

en

_équilibre.

Nous avons d’une

_part

_compté

les rayons ex de

cette

_préparation

avec un

_compteur

de

_Geiger;

nous avons ainsi déterminé que son intensité absolue

était

_désintjsec.

D’autre

_part,

nous avons

mesuré avec la chambre d’ionisation l’intensité de son

_rayonnement

_y, la feuille de

_support

étant entièrement entourée de

_platine;

nous avons

trouvé

30,3

u.

_(2).

Ce

_rayonnement

_y

_peut

être entiè-rement attribué au

RaE;

le

_rayonnement

_y du RaD

trop

mou, ne

_pénètre

_pas dans notre

_appareil;

celui du RaF n’intervient que pour

o,5

pour 100

environ

_[C~].

En

_rapportant

nos mesures à une source

de i o9

_{désintj’sec}

_(soit

_2,o

_{millicuries),}

nous

pour-rons dire que le

_rayonnement

_y du RaE avec radia-t d -, ... td 3o.3.lo" 53

teur de

_platine

est de

8

a

= i 53o u.; ce

rayon-nement

_comprenant

le r.f.int. et le

_{(r.f.ext.)p,.}

Nous avons rattaché à cet

_étalonnage

celui des sources avec radiateur d’eau en dissolvant le RaE

déposé

sur du

_platine

et en

_comparant

l’activité de la solution obtenue

_{(radiateur d’eau)}

à celle de la feuille de

_platine

initiale,

entourée _pour la mesure

d’une autre feuille de

_{platine (radiateur}

de

_platine).

Dans le cas des autres

radiateurs,

à savoir le

soufre,

le carbone et le

_béryllium,

nous avons

_chaque

fois formé une

_pâte

avec une solution d’activité

connue et une

_poudre

de l’élément

_envisagé.

Cette (2) Les unités u. _employées sont des millivolts . sec 1, qui définissent la vitesse du fil de l’électromètre

indépen-damment de sa sensibilité _{électrostatique. Comme la} capa-cité _électrique de l’appareil est 30,6 cm, on voit que l’unité u.

représente un courant d’ionisation de

pâte

était séchée au bain-marie

_pendant

_qu’on

ne

cessait de la

malaxer;

l’activité de la

_poudre

séchée était

_comparée

à celle de la solution de

_départ.

D’autre

_part,

les mesures

_faites,

la

_poudre

était lavée et l’activité des eaux de

_lavage

_{(radiateur d’eau)}

comparée

à la diminution de celle de la

_poudre,

ce

qui permettait

un

_recoupement

et aurait décelé

une erreur

_{systématique,}

s’il y en avait eu une.

4.

_Étalonnage

de la chambre. - En

_première

approximation,

le courant d’ionisation i mesurant l’intensité d’un

rayonnement

y

monochromatique

d’énergie quantique

E satisfait à la relation

i = K. N. E.

dans laquelle

N est le nombre de

_{désintégrations}

_par

seconde;

n le nombre de

_quanta

émis _par

désintégration;

a =

e- ~, u ~t

est le facteur de

« transparence »

des

parois

et de la source elle-même pour le

_rayonnement

d’énergie

E;

la section efficace d’un électron pour l’effet

Compton,

relative à l’électron

_{secondaire ;}

K une constante de la chambre.

Pour un

_rayonnement

_{polychromatique,}

cette relation s’écrira

et, pour un

_rayonnement

continu,

selon les notations de

_{Knipp-Uhlenbeck (ci. § 6).}

a.

ÉTALONNAGE

PAR L’UX. - Ce corps a été

étudié par Stahel et Coumou

_[5]

et _par Stahel et

Kipfer [il.

Ce dernier travail établit

_qu’en

solution aqueuse, les

rayonnements

de

_freinage

sont

négli-geables

vis-à-vis du

_rayonnement

nucléaire. Celui-ci

a été étudié dans le

_premier

travail

_cité;

il

_comprend

une seule

_composante

_pour

_laquelle

E =

_o,95

MeV et n =

_0,0137

m 10 _pour ioo.

Nos mesures,

rapportées à 27

mc d’UX en solution

aqueuse, nous donnent :

D’autre

_part,

le calcul donne

d’après

la formule de

Klein-Nishina ;

et

en tenant

_compte

des corrections dont il sera

_question

plus

loin

_{(cf .}

_appendice).

b.

ÉTALONNAGE

PAR LE Ra + DÉRIVÉS. - Des

calculs

analogues,

répétés

pour les onze

compo-santes du

_rayonnement,

donnent le résultat suivant :

5. Résultats

_{expérimentaux. -}

On a

déter-miné pour

chaque

radiateur la courbe

_{d’absorption}

du

_{rayonnement y}

dans le

_plomb.

La

_figure

2 résume

les résultats

_{expérimentaux.}

Fig. ~. - Courbes

d’absorption.

L’abscisse de _{chaque point} de la courbe relative au _platiné a été _augmentée de o, ~ mm de plomb, afin de tenir _compte de la _{réabsorption} du r.f.int. dans le radiateur. D’autre

part, afin de compenser la réabsorption dans les radiateurs

légers, la _préparation de platine était entourée d’une couche de _paraffine de 3 mm _{d’épaisseur.}

Les

_cinq

courbes

_supérieures

sont les courbes

d’absorption expérimentales

pour les radiateurs

(respectivement,

de haut en

_bas)

de

_platine,

de

soufre,

d’eau,

de carbone et de

_{béryllium. Chaque}

courbe est

_rapportée

_{à 27} mc de RaE.

La courbe de l’eau a _{pu être tracée} avec un soin

particulier,

parce

qu’il

était

possible,

pour ces mesures _seulement, d’utiliser la totalité du RaE

dont nous

_disposions.

En

_{conséquence,}

nous nous sommes laissé

guider

_{par cette courbe} dans le tracé

des courbes voisines

_(carbone

et

_béryllium)

déter-minées avec une moindre

_précision.

A

_chaque

abscisse de la

_figure

2

correspond

une

courbe

_{d’extrapolation}

dont l’ordonnée à

_l’origine

représente,

ainsi

_qu’il

a été

_dit,

l’intensité du r.f.int. pour l’abscisse

envisagée.

Par

_exemple,

_pour l’abscisse zéro

_{(intensité initiale),}

nous _pouvons former le

Tableau suivant :

TABLEAU

La courbe tracée sur les données de ce tableau

est

_extrapolée

à Z = o et l’ordonnée

correspondante

(r 20 u.)

est l’intensité initiale du

r.f.int.

L’ensemble des

_points

ainsi obtenus sert à tracer la dernière courbe de la

_figure

2,

qui

est donc la

courbe

_{d’absorption}

dans le

_plomb

du r.f.int. d’une

quantité

de 27 me de RaE.

L’allure de la courbe nous donne des indications

sur la

_dureté,

en d’autres termes sur la

_qualité

du

r.f.int.;

d’autre

_part,

comme nous savons

_déjà

à

quelle quantité

de RaE cette courbe

_correspond,

nous avons

_également

les

_{renseignements quantitatifs}

nécessaires.

6. Théorie du

_freinage

interne. - Le but

essentiel de notre travail était de soumettre au

contrôle de

_{l’expérience}

la théorie du

_freinage

interne par

_Knipp

et Uhlenbeck

_{[6] (vomir}

aussi Bloch

_[7]

et Bloch et Nordsieck

_[8]).

Une

_{particularité}

intéressante de cette théorie

est

_qu’elle

ne _{contient pas}

_{d’hypothèse a}

_priori

sur la

_répartition

_spectrale

du

_{rayonnement ~3;}

c’est au contraire a

_posteriori

_que les théoriciens

peuvent

introduire soit

_{l’hypothèse}

de

_Fermi,

soit celle de

_{Konopinski-Uhlenbeck,}

soit même les données

_{expérimentales}

sur cette

_{répartition,}

afin d’obtenir des résultats concrets sur la

_grandeur

et la

_qualité

du r.f.int.

Considérant

_qu’à

l’heure actuelle aucune théorie du

_rayonnement

ne donne encore d’accord

satis-faisant avec

_{l’expérience,}

nous avons

_appliqué

les formules

théoriques

de

_{Knipp-Uhlenbeck}

à la

répar-tition

_{expérimentale}

des

_~.

Pour ces dernières

_données,

nous nous sommes fiés aux résultats de

Flam-mersfeld

_{[g], qui}

nous _{ont paru} obtenus avec la

plus grande

minutie. ,

Dans les notations de

_{Knipp-Uhlenbeck,}

on

_désigne

respectivement

par

W,~ . mc2, W . mc2;

pc. mc, p. mc,

(3) Nous nous servons ici de points pris sur les courbes,

et non de points expérimentaux; ceux-ci ne _{correspondent} en

effet pas toujours à la même abscisse _(cl. note de la _{figure ~);}

en

outre,

cette façon de faire atténue l’effet de _{l’imprécision}

expérimentale.

(4) Comme l’intensité du r,f.ext, est en _première

approxi-mation proportionnelle à Z, il est possible de calculer pour l’eau un Z _équivalent en tenant compte de la _proportion des éléments constitutifs; on trouve ainsi Z = _6,6; en observant que les rayons (3 peuvent être _{partiellement} freinés dans les

parois de verre du _récipient, on est amené à _prendre 7, - 6,8

15

les

_énergies

et les

_quantités

de mouvement d’un

électron,

initialement

_{puis après}

émission d’un

quantum

de r.f.int.

_d’énergie

k.mc2;

désignant

par m la masse au _repos de l’électron et _par c la vitesse de la lumière.

~ ( W,.,

k )

dk est la

_probabilité

_qu’un

électron

d’énergie

initiale

We.mc2

émette un

_quantum

d’é-nergie

comprise

entre k.mc2 et

_(k

+

dk)

mc2. Les auteurs ont trouvé

_{pour W}

_(Wa,

_{k) :}

Si l’on

_désigne

_par

_P(W,)

dW,

la

_{probabilité qu’un}

rayon p

ait une

_énergie

initiale

_comprise

entre et

_(W.

₊

_dWt»

_mc2,

_{l’expression}

représente

la

_{répartition spectrale}

du

_r.f.int.;

c’est-à-dire

_{que S}

_(k)

dk est la

_probabilité

totale d’émis-sion d’un

_quantum

de r.f.int. dont

_l’éneigie

soit

comprise

entre k . mc2 et

_(k

-i-

dk)

mc2.

Les auteurs _{font aussi remarquer}

_qu’il

est

_plus

commode de se servir de la fonction

k. S (k),

_parce

que S

(k)

tend vers l’infini

_{lorsque k}

tend vers

_zéro,

tandis _{que le}

_{produit garde}

une valeur finie.

Cette dernière

_{expression représente}

la

répar-tition de

_l’énergie

du

_rayonnement;

c’est-à-dire

que

k. S (k) dk .mc2

est

l’énergie

émise sous

forme de

_quanta

_d’énergie

individuelle

_comprise

entre k . mc2 et

_{(k + dk).}

mc2.

Voici comment nous obtenons un

_point

donné

de la courbe k. S

_{(k) :}

nous

_portons

en

_graphique,

en fonction de

_W,,

les valeurs de

l’expres-sion k. 4)

_(W~.,

_k).P

_(We),

_{formée pour le k choisi. La} surface de la courbe ainsi dessinée est mesurée au

planimètre,

et donne la valeur de k. S

_(k).

Remarquons

une fois de

_plus

_{que, tandis}

que

(Wc, k)

est _{calculé par la formule}

_citée,

P

_(W,)

est

_pris

sur la courbe

_{expérimentale}

de Flammersfeld.

7.

_Comparaison

des résultats

_{expérimentaux}

avec la théorie. - On _ne

peut

espérer

retrouver la courbe

_spectrale

d’un

_rayonnement

continu à

partir

de sa courbe

_{d’absorption;}

en

revanche,

il

est

facile,

connaissant la

_{composition spectrale}

d’un

_rayonnement

y, de

prédéterminer

quantita-tivement et

_{qualitativement}

sa courbe

_{d’absorption :}

il sufiit de calculer les facteurs de

_transparence

des filtres et

_{d’appliquer}

les formules du

paragraphe

4. Nous nous trouvions

_cependant

ici en face d’une

difficulté

_{expérimentale supplémentaire : l’absorption}

apparente

dans les filtres et les

_parois

de notre

appareil

ne

_correspond

_{pas exactement à celle que}

l’on

_peut

_{calculer par les coefficients}

_{d’absorption}

connus; l’erreur est due aux conditions

_{géométriques}

défavorables des mesures

_(proximité

de la source,

des filtres et de la chambre

_elle-même).

Nous avons

pu déterminer ces erreurs _{par l’observation} de

rayonnements

étalons

_{quasi monochromatiques,}

grâce

surtout au concours de M.

Dancot,

lequel,

au cours d’un travail à

_paraître

sur les

_rayonnements

des dérivés de

l’actinium,

nous a fourni de

_précieux

renseignements.

Ces mesures,

_qui

seront détaillées

_davantage

en

appendice,

permettent

d’établir pour

chaque

coef-ficient

_{d’absorption}

un facteur de correction. Fort

heureusement,

l’expérience

montre _que ces facteurs

restent voisins de

l’unité;

dans le domaine

_qui

nous

intéresse,

ils varient de _{1,09 à o,g 1.} Dans la

_partie

la

_{plus importante}

du

_spectre,

ils sont même

prati-quement égaux

à

l’unité;

c’est-à-dire que les coef-ficients

_{d’absorption}

sont mesurés par

l’appareil

sans

_grande

erreur.

Nous avons été ainsi à même de

_{prédéterminer}

la courbe

_{d’absorption}

du r.f.int.

_prévu

_{par la} théorie. Cette courbe est

_reproduite

_(fig.

_3).

Sur la même

_figure

sont

_reportés

les

_{points expérimentaux}

Fig. 3. --

Comparaison de la théorie de Knipp-Uhlenbeck

et de _{l’expérience.}

Courbe 1, courbe _{d’absorption théorique} du r.f.int. en se

basant sur la _{répartition expérimentale} des rayons ;i d’après Flammersfeld; courbe 2, courbe d’absorption des rayons y du Po; courbe 3, courbe d’absorption théorique en tenant

compte des rayons y du Po. On remarque que les points expérimentaux, se _placent très _près de la courbe _théorique; courbe _4, courbe _{d’absorption théorique} en se basant sur la

répartition des _{rayons "Il d’après} la théorie de Fermi. La courbe est nettement en discordance avec les _points expéri-mentaux.

de la

_figure

2 relatifs au

_r.f.int.;

une courbe

corres-pondant

à

_{l’hypothèse}

de Fermi a

_également

été

prédéterminée

et dessinée sur cette

_figure.

prédéterminée

en valeur

absolue ;

la

_comparaison

des courbes

_théoriques

et

_{expérimentale}

est donc à la fois

_quantitative

et

_qualitative.

8. Discussion et conclusion. - L’examen de

la

_figure

3 montre immédiatement :

i°

Que

la théorie et

_{l’expérience}

sont en très bon accord en ce

_qui

concerne l’intensité du

r.f.int.;

20

_Que

la courbe

_{expérimentale}

est moins inclinée que la courbe

prédéterminée;

l’écart

(18

pour

100)

entre les

_pentes

finales ne

_peut

être attribué aux erreurs de

_{l’appareil;}

nous ne

_pensbns

_pas non

_plus

qu’il

faille

_l’imputer

à

_{l’imprécision}

de la théorie

qui, rappelons-le,

est faite à

_{l’approximation}

de

Born;

notre

_impression

est

_qu’il

_peut

être

_justifié

entièrement par la

présence

du RaF

_(Po)

dans nos

préparations;

en

_effet,

en

_{ajoutant quantitativement}

à la courbe

_{prédéterminée}

la courbe

_{d’absorption}

du

_rayonnement

y du RaF telle

qu’elle

est donnée

par Bothe et Becker dans le travail

déjà

cité

[4]

(en

tenant

_compte

toutefois de

_{l’absorption préalable}

dans la

_paroi

de

_{l’appareil),}

nous obtenons la courbe

pointillée

de la

_figure

3,

courbe

_{qui s’approche}

remarquablement

bien des

_{points expérimentaux}

_(1);

30

_Que

la courbe « Fermi » est en contradiction avec les faits

observés,

tant du

_point

de vue

quan-titatif

_{(intensité initiale)}

que du

point

de vue

quali-tatif

_(pente

de la courbe

_{d’absorption).}

Il _y a lieu d’incriminer

_{plutôt l’hypothèse}

_{de Fermi que la} théorie de

_{Knipp-Uhlenbeck, puisque}

celle-ci,

appli-quée

à la

_{répartition expérimentale}

_du rayonne-ment

_~3,

donne de bons résultats.

En

_conclusion,

notre travail tend à confirmer d’une

_part,

la validité de la théorie du r.f.int. due à

_Knipp

et

Uhlenbeck;

d’autre

_part,

la conclusion

déjà

obtenue

_plus

_{directement par d’autres}

expéri-mentateurs,

que la théorie de Fermi ne rend _pas

bien

_compte

de la

_répartition

réelle du

_rayonnement

_[3.

Appendice (en

collaboration avec H.

_Dancot).

Correction des coefficients

_{d’absorption}

appa-rents. - Vu les conditions

géométriques

défavo-rables du

_{dispositif expérimental,}

il faut s’attendre à ce _{que les} mesures des coefficients

_{d’absorption}

soient entachées d’erreurs.

D’une

_part,

les rayons y traversent en

_partie

obliquement

les écrans de mesures, ce

_qui

tend à

exagérer l’absorption;

d’autre

_part,

une

_partie

du

rayonnement

diffusé

_pénètre

dans

_{l’appareil,}

ce

qui

tend à diminuer

_{l’absorption.}

’

Pour déterminer

_{l’importance}

des corrections à

apporter,

nous avons déterminé la valeur des coef-ficients

_{d’absorption}

_apparents

du

_rayonnement

,-du Ra + dérivés

_{(composante dure),}

de

l’UX,

de l’AcC et de l’An. Le Tableau suivant résume les résultats obtenus.

(1) Voir Q Note à la correction » à la fin de l’article.

Fig. l~, -- Facteurs de correction des coefficients mesurés.

Ces résultats sont portés en _{graphique (fig. 4).} Cette même

figure contient le résultat d’un calcul approximatif qui

essaye de tenir compte théoriquement de différents éléments de la correction.

Posons,

comme on le fait

_{généralement (vomir}

_par

exemple

Gentner

_{[10]) :}

On

_peut

évaluer l’influence des

_conditions

géomé-triques

de la mesure sur les différents coefficients

d’absorption partiels :

u.

₍₂

sera

_{plus grand}

_que

_(,r

₊

dans un

_rapport

_indépendant

de

_{l’énergie quantique}

du

_rayonnement

et ne

_dépendant

_{que des conditions}

géométriques.

Un calcul

_simple

montre que ce

rapport

vaut

1,125

_(pour

notre

_appareil)

dans le

cas d’écrans

minces,

puis

tend vers l’unité

_lorsque

l’épaisseur

des écrans

_augmente.

Nous admettrons

qu’en

moyenne le

rapport

vaut 1,1 I et nous _poserons

donc :

b. sera

_{plus petit}

_{que 7,, parce}

_qu’une

partie

du

_rayonnement

diffusé

pénètre

dans

_{l’appareil.}

Nous

admettrons

_{que les}

_photons

diffusés en avant dans un cône de 3 0° de demi-ouverture sont tous

mesurés,

et que les autres sont tous

réabsorbés;

ce

qui

s’écrit :

c. _xexp sera

_plus

_petit

_que car _pour

_chaque

photon

absorbé sont

_produits

deux

_photons

_d’énergie

totale presque

égale

à

_l’énergie

initiale,

et

_qu’une

17

du

_RaE,

dont le

_spectre

s’étend entièrement en

dessous de la limite 2 _{mc2. Nous poserons}

Calculant

_point

par

point

la courbe on

constate

_(fig.

₄₎

_qu’elle

a bien l’allure demandée par les observations

_{expérimentales.}

La correction est faible et même _presque nulle dans le domaine le

_plus

intéressant.

La formule a été étendue au cas du

_fer,

afin de

pouvoir prédéterminer également l’absorption

dans la

_paroi

de

_{l’appareil.}

BIBLIOGRAPHIE.

[I] STAHEL et KIPFER, Helv. _{Phys. Acta, 1936, 9,} p. 492. [2] VON _DROSTE, Zeit. _{für Phys., 1937, 72, p. 335.}

[3] J. A. GRAY, Phys. Rev.,

1939,

55, p. 596. [4] BOTHE et _BECKER, Zeit. _{für Phys., 1930, 66, p. 67.}

[5] STAHEL et COUMOU, Physica, 1935, 2, p. 707.

[6] KNIPP et UHLENBECK, Physica, 1936, 3, p. 425. [7] BLOCH, Phys. Rev., 1936, 50, p. 272.

[8] BLOCH et NORDSIECK, Phys. Rev., 1937, 52, p. 54. [9] FLAMMERSFELD, Phys. Zeit., 1937, 38, p. 973. [10] GENTNER, J. de _{Physique, 1935, 6,} p. 274.

.Note à la correction. - Des

mesures _{complémentaires} sur le rayonnement gamma du polonium ont _pleinement confirmé notre _{opinion exprimée} dans la « _{discussion »} alinéa 2 : si l’on tient compte de ce _rayonnement il _n’y a _plus d’écart entre