Courbes d'ionisation dans le krypton et le xénon purs relatives aux rayons α du polonium

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Courbes d’ionisation dans le krypton et le xénon purs

relatives aux rayons α du polonium

R. Naidu

To cite this version:

COURBES D’IONISATION DANS LE

KRYPTON

ET LE

XÉNON

PURS RELATIVES AUX RAYONS 03B1 DU POLONIUM

Par R. NAIDU.

Sommaire. 2014 Dans ce travail on a construit les courbes de Bragg relatives aux rayons 03B1 du _polonium

dans le _krypton et le xénon purs. Les parcours trouvés sont : RKr = _{3,03 ±} 0,01 _cm; RXe = _2,17 ± _0,01 cm à 15° C et 760 mm de _Hg.

Les _{pouvoirs d’arrêt moyens} qu’on en déduit par rapport à l’air sont : SKr = _1,227; SXe = _1,785.

On obtient pour l’ionisation totale T, relative à l’air, les nombres suivants : TKr = _1,45 et TXe = _1,40

Les ionisations totales T par rapport à l’hélium sont :

TKr = _1.263; TXe = 1,221;

Tair =

0,873.

En _comparant les ionisations totales à celle de l’hélium dans _lequel les _{pertes d’énergie} par excitation,

échauffement etc., sont réduites au minimum, on trouve que ces _pertes sont d’environ 30 pour 100 dans

le krypton et de 40 pour 100 dans le xénon. Dans l’air la perte par dissociation des molécules et _par exci-tation est de 49 pour 100.

Courbes d’ionisation dans le

_krypton

et le xénon purs relatives aux _rayons a du

_p’olonium.

- En utilisant _un

appareil spécialement

construit pour obtenir les courbes de

Bragg rigoureusement

normales nous avons donné dans un travail

précé-dent

(1)

les résultats relatifs aux _{trois gaz} rares : -.

hélium,

néon et argon. En

apportant

maintenant les données concernant les gaz

krypton

et xénon

_(2),

nous

complétons

l’étude des courbes d’ionisation des rayons a du groupe du

polonium

dans tous les gaz rares.

Les conditions

_{expérimentales}

ont été décrites dans le travail cité ci-dessus.

Courbe de

_Bragg

des rayons a du

_polonium

dans le

krypton

pur. - La

purification

du

_krypton

se fait d’une

_façon

analogue

à celle de

_l’argon.

On le fait circuler extrêmement lentement à travers les ab-sorbants

_{chimiques (le}

calcium

_métallique

en

_petits

grains, l’oxyde

de cuivre et le cuivre

_métallique,

tous

chauffés au

_rouge).

Lorsque

la

_purification

est assez avancée - ce

_qu’on

constante

_{spectroscopiquement -}

on _{condense le gaz}

dans 1

_{oxygène liquide.}

Les

_impuretés

_{telle que l’azote}

sont alors

_{plus rapidement}

_{absorbées par les réactifs}

chimiques.

On _{obtient le gaz très pur} en

_répétant

plusieurs

fois cette

_opération.

La courbe de la

_figure

1 a été obtenue en

_opérant

à

quatre

pressions

différentes allant de 49 mm à 146 mm

de _{mercure, la}

_température

étant voisine de 20°C. La valeur du parcours

extrapolé

que nous trouvons est :

(1) R. NAIDU. Ann. de ₍₁₉₃₄₎ t, 1, p. 88 et p. 101.

(-) J’exprime ici mes _plus vifs remerciements à la Direction de la ôié de l’A ir _{Liquide pour avoir bien} voulu me confier le

kryp-ton et le xénon en _quantités suffisantes pour mes expériences.

La

_purification

_{telle que} nous l’avons effectuée ne

permet

pas d’éliminer les traces

d’impuretés

telles

Fig. 1. - Courbe de

Bragg pour les rayons cz du _polonium dans

le _krypton pur à 150 C et 160 mm de pression.

.-~-.2013.20132013 Portion extrapolée.

La distance du maximum à la fin du parcours

extra-polé est : 3,1 mm.

que

l’argon

et le xénon.

Spectroscopiquement,

n9us

avons constaté que ces traces étaient à

_peine

visibles.

344

Les erreurs _{de parcours}

_{qu’entraînent}

les traces de ces

deux gaz se

_compensent

en les

_supposant

du même ordre de

_grandeur.

_{Nous considérons que la}

_précision

de la valseur du parcours que nous donnons ne doit

pas être inférieure à

0,01

cm.

Le

_pouvoir

_{d’arrêt moyen du}

_krypton

_par

_rapport

à l’air est donc :

La moyenne des déterminations de

Gurney (1)

pour les parcours

compris

entre

3,8

et

3,5

et

_0,35

et 0 cm est La valeur que Bates

(’)

trouve pour les derniers 4 cm. du parcours des rayons a du ThC’ ce

_{qui correspond}

à peu

_près

au _{groupe des}

rayons a du

polonium,

est :

Sr,r -1,330.

Le nombre que nous donnons se

_trouve,

comme on le

voit,

très

voisin de la moyenne de ces deux nombres.

Courbe de

_Bragg

des rayons a du

polonium

dans le xénon _{pur. - La}

_purification

du xénon est

Fig. 2. - Courbé de

Bragg pour les _rayons a du polonium dans

le xénon pur à 15- C et 160 mm. de _pression.

~2013.~~~~- Portion extrapolée.

La _{distance du maximum à la fin du parcours}

extra-polé est : _2,2 mm.

la

_plus

facile _{de tous les gaz} rares. Sa

_température

de fusion étant de - 140’C on le solidifie facilement à la

(1) GuRNEY, Proc. _Roy. Soc. _(i92). A. 107, p. 340.

(2) BATES, Proc. _Roy. Soc. (1924), A, 106, p. 622.

température

de

_l’oxygène

_{liquide (- 183°C).}

On éli-mine toutes les

_impuretés

en faisant le vide sur le xénon solide. Il faut

_répéter

_plusieurs

fois cette

_opération

pour s’assurer

qu’il

ne reste

_plus

de traces

_{d’impuretés}

occluses dans le xénon solide.

La courbe

_{représentée}

sur la

_{figure 2}

a été obtenue

en

_opérant

à

quatre

pressions

différentes allant de 37 à 123 mm de mercure à une

_température

voisine

de 2t°C.

La _{valeur du parcours}

_extrapolé

_que nous trouvons est :

Toutes les traces

_{d’impuretés qui}

ne s’éliminent _pas lors de la

_purification

de ce _gaz ne font

_{qu’augmenter}

la valeur du parcours. Il est très difficile d’évaluer

quantitativement

les traces

_{d’impuretés}

_qu’on

décèle à

peine

spectroscopiquement;

nous _{admettons que la}

précision

est au moins de l’ordre de

0,01

cm.

Le

_pouvoir

_{d’arrêt moyen du xénon par}

_rapport

à l’air

_qui

résulte de nos mesures est :

La valeur moyenne des deux déterminations de

Gurney (loc. cit.)

pour les parcours

compris

entre

3,8

et

_3,5

cm et entre

_0,3;)

et 0 cm est :

Sxe

=1,73.

Bates

(loc.

trouve _{pour les 4 derniers centimètres du}

parcours une valeur de

Sxe

=

_1,804.

_La valeur que

nous trouvons est

_plus

voisine de celle de Bates.

Ionisation totale relative d’un même faisceau de rayons o~ dans

_l’air,

dans le

_krypton

et le xér.on. - Dans la

_publication

₍₁₎

_précédente

nous avons montré l’intérêt

_qu’il

_y a _{à comparer} l’ionisation

totale _{relative d’un même faisceau de rayons} a dans

les divers gaz, d’abord par

rapport

à l’air et ensuite par

rapport

à l’hélium. Cette

_comparaison

est faite

d’après

les courbes

_{i - f (x),}

_après

avoir ramené les courants i et les distances x _{à leurs valeurs}

correspon-dantes à 15"C et 760 mm de

_pression,

ce

_qui

se fait en

divisant les i et en

_multipliant

_{les x par le} facteur

La

_figure

3

_représente

les courbes d’ionisation d’un _{même faisceau de rayons} a dans

l’air,

dans le

_krypton

et dans le xénon. Si l’on divise les ordonnées par les valeurs des courants

maxima,

on

obtient les courbes de

_{Bragg correspondantes}

avec les parcours

extrapolés

déjà signalés.

La

_comparaison

de l’ionisation totale dans différents gaz rares

_permPt

d’évaluer

_l’énergie

relative nécessaire à

’

la

_production

des ions dans chacun de ces _gaz. On

_peut

ensuite chercher le

_rapport

entre

_l’énergie

_moyenne

dépensée

pour la

production

d’une

_paire

d’ions dans un

gaz donné et du

potentiel

d’ionisation de ce _gaz.

Les valeurs de l’ionisation totale relative par

rapport

à l’air sont données dans le tableau I. Ces valeurs sont

corrigées

en tenant

_compte

de la décroissance du

polo-nium

_lorsque

les courbes ne sont _{pas, obtenues le}

même

_jour.

TABLEAU I.

Les écarts entre nos nombres et ceux de

Gurney

tiennent en

_{grande partie}

au _{fait que} ce dernier

déter-mine l’ionisation totale

_{correspondant}

seulement aux

7 derniers _{millimètres du parcours} tandis que nous

évaluons l’ionisation pour tout le parcours

(1).

Dans notre travail

_précédent

_(loc.

_{cit. p.} nous avons

_signalé

_que l’air étant un

_mélange

_{de gaz}

diato-miques

ne convenait pas comme _{gaz de} référence _pour évaluer

_l’énergie

_moyenne relative _{nécessaire pour la}

production

d’une

_paire

d’ions dans un _gaz

_monoatomique

en fonction de son

_potentiel

d’ionisation. Nous avons

par

conséquent pris

l’hélium comme _{gaz de référence.}

Il y a en _{effet des raisons de supposer}

₍₂₎

_{que les}

_pertes

d’énergie

par

excitation,

échauffement etc. sont ré-duites au minimum dans l’hélium

_(3).

( r Si l’oa relève sur nos courbes l’ionisation totale correspon dant aux _sept derniers millimèlres du parcours dans l’air nous

trouvons les valeurs suivantes : = 1,64’i et Tx, =1,835, rela-tives à l’air.

Pour _{calculer les parcours} équivalents dans le Kr et le Xe au

parcours de sept millimètres dans l’air, nous avons utilisé les valeurs du _pouvoir d’arrêt que Gurney

[Proc. Roy.

Soc. _(1925),

107,

340]

donne pour ces gaz vers la fin _{des parcour;. On sait} que le pouvoir d’arrêt d’un gaz plus lourd que l’air décroit avec

la vitesse. Pour le _Xe, il varie de _1,95 à ’,51 pour le groupe des rayons a du Po; et pour le Kr, il varie de 1,43 à 1 01. Nous avons

pris, pour nos calculs, les dernières valeurs _{qui correspondent}

aux 3,5 mm des parcours restants.

Dans le cas de l’hélium le _pouvoir d’arrêt croit _légèrement

lorsque la vitesse diminue L’ionisation croit _également vers la fin du parcours mais d’une façon plus accentuée.

(2) Voir Radiations _/rom Radioaclive bU bstallces, RLTTeERFORD,

CHADWICK et ELLIS, cf. _~~ 18 et 28.

(3) Ces _pertes ne _{peuvent pourtant} pas être nulles. En effet,

les rayons a ionisent un _{gaz donné de deux façons} distinctes. Dans le premier cas - l’ionisation

primaire - les électrons sont libérés directement par les rayons a, qui leur impriment des vitess s _plus ou moins _grandes selon es conditions géométriques

du choc. Les électrons libérés ainsi forment les rayons a qui

peu-vent ioniser à leur tour lorsqu’ils sont assez rapides (ionisation

secondaire). Mais l’énergie initiale des _{rayons E n’est pas}

tou-jours un _multiple entier de l’energie nécessaire pour produire

une _{paire d’ions. Il y a donc} une fraction inconnue de leur _énergie

cinétique qui est _{perdue pour l’ionisation et} se retrouve

finale-ment sous _{iorme d’échauffement du gaz Cette perte qui} se

pro-duit dans tous les milieux ionisés, s’effectue _également dans l’hélium.

Fig. 3. - Courbes d’ionisation i ~ f (x) d’un même faisceau de

rayons x du _polonium dans l’al r. dans le _krypton et dans le

346

Le tableau II donne les valeurs de l’ionisation totale relative à l’hélium ainsi que les

rapports

de son

poten-tiel d’ionisation

V He

aux

_potentiels

_{d’ionisation Vi}

des autres gaz.

TABLEAU II.

Si dans un _gaz

_monoatomique

_{autre que}

_l’hélium,

il

n’y

avait pas de

perte

d’énergie

par

excitation,

le

rapport

des aires délimitées _{par les}

_courbes,

propor-tionnelles aux ionisations

totales,

devrait être

_’égal

à l’inverse du

_rapport

des

Vi

correspondants.

Dans le cas du

_krypton

on a _{pour le}

_rapport

des aires : -.

et

_{pour le rapport des potentiels}

d’ionisation en

_prenant

la

_{plus petite}

des valeurs de

Vii, :

L’énergie cinétique

des rayons oc retrouvée sous

forme

_d’énergie

d’ionisation dans le cas du

_krypton

est

donc :

pour

100,

relativement à l’hélium. La

_perte

_d’énergie

sous forme d’excitation des atomes

est donc _{31 pour 100.}

Pour le xénon

_l’énergie

retrouvée sous forme d’ionir sation est de :

Il y a donc une

_perte

_{de 43 pour 100 environ} sous

forme d’excitation des atomes du xénon.