HAL Id: jpa-00242657
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F. Cana
To cite this version:
F. Cana. Rayons X et cristaux (suite). Radium (Paris), 1919, 11 (10), pp.305-312. �10.1051/ra- dium:019190011010030501�. �jpa-00242657�
Si Ion désigne respectivement par a1,
énergies libres moléculaires de H2. O2 et H2O. J ci di-
minution d’énergie libre entr31née par la transforma- tion
soit, en désignant par 03931, 03A31, 03932, 03A32, 1’ , 03A3’, les constantes correspondant aux trois gaz,
Si l’on désigne toujours par v1, v2, v’, les volumes
moléculaires respectifs de H2, O2, H2O, dans le sys-
tème en équilibre à TO, on établit aisément la condi- tion 1 :
(12) 2(039312013T03A31) +(039322013T03A32)20132(0393~2013T03A3~) +2c1T(l2013logeT)+c2T(l2013logeT)20132cT(l2013logT)
-t- (2 +120132)RT20132RTloge v1 2013RT loge v2 + 2RT loge v’2013o.
De la comparaison de (11) et (12) un tire :
expression identique à l’expression (1 bis) du ? 16.
Si l’on pose:
l’équation 12) devient :
La diminutiou d’énergie totale produite paria
réaction est :
qui devient, avec les notations précédente,
1. Il BOUASSE, Cours de Thermodynamique, 2e edition,
1. L 1. - 249.
U20132013MB : 2013PB 2013B2013 M
Lrt comparaison d met
de retrouver immédi
(16 U2013 i
..’
établie au para_rap
19. Généralisation. - Considérons la transform-
mation représenté symboliquement par l’équation :
Il B1 + n2 B2 2013 ... 2013n 1 B’1 - Il’ B et désignons par c1, c2, ... les concen- trations d’équilibre à la température T dans le système gazeux et homogène. On établirait par des raisonne- ments identiques à ceux que nous avons utilisés dans
les paragraphes précédents pour la formation d’eau. les
conctusions suivantes:
.10 Si, dans le système initial. les corps B1, B2, ...
sont pris à l’état gazeux sous des concentrations quel- conques C1, C2, ...et que dans le système final 1(.,
corps B’1, B’2, ... soient également pris l’état gazeux
sous de concentrations C’1, C’2, .... la diminution
d’énergie libre .B et la diminution d’energie totale ont respectivement pour expresssions :
2° Si la transformation il liou à partir des corps
B1, B2, ... pris à l’état liquide pour aboutir aux corps B’,, pi-is également à l’état lIquide, on a alors :
les concentrations C1, i;, ... étant relatives aux va-
peurs saturés des corps réagissants.
1. C’est seulement pour les transformations
tuant slrt· -il que disparait le terme en R1 dans l’expresssion de A et qu’on t Li la formule indiquée par Nernst Autrement dit Nernst prend comme diminution denergie libre non le travail maximum effectue par la réa du 11
isotherme mais la tone tion que
nous avons a au chapitre
RAPPORTS
RAYONS X ET CRISTAUX (suite) Par F. CANA
IV
Spectre des Rayoiis X.
Nous savons qu’une substance soumise tl un bom-
bardement cathodique de vitesse suffisante LU11’l di»
rayons B caractéristiques.
Il rayon convenablement diffractes pa le reseau
d’un cristal donnent un spectre dont l’intensité en ses différents point peut ê
trompète de Breu
ristique
vérité isément en constatant que le distribution des
rale du spectre n ic-
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/radium:019190011010030501
donnée si l’on fait varier les cristaux; seule l’échelle
du spectre est modifiée. Inversement en conservant le même cristal, mais en utilisant des anticathodes différentes, on obtient des spectres différents.
On vérifie d’autre part que les rayons ainsi séparés.
sont bien les rayons X doiit Barkla a défini et mesuré l’absorption.
Il convient bien ici de remarquer que dans le spectre les différentes pointes obtenues ne sont pas séparément relatives à des longueurs d’onde dis-
tinctes. Elles peuvent être obtenues simplement par les réflexions des différents ordres suivant la loi
connue :
n 03BB = 2 cl sinù
Mais on les reconnait facilement en remarquant que dans ce cas, les sinus des angles de déviation sont
entre eux comme 1 : 2 : 5.
En faisant d’ailleurs réfléchir sur d’autres faces où la distance entre les plans réticulaires est diffé-
rente les taches du spectre sont déplacées suivant
une loi déterminée : ainsi l’espace (111) d’un cristal cubique est un nombre de fois V3 plus grand que
l’espace (100) par exemple v3, 2 ~3,3 ~3. Donc
en utilisant ces deux espaces, les sinus des angles de
réflexion du premier ordre devront être entre eux comme V5 est à 1.
Les radiations caractéristiques des rayons X con- sistent donc en rayons homogènes et au,sitôt qu’une
détermination satisfaisante de la nature du cristal
sera faite - cela a été fait pour Na Cl - des mesures
absolues de ), seront possibles.
Ceci donnera le moyen de confronter les résultats de l’expérience avec les théories modernes des radia- tions.
Rappel de la théo?-ie de Planrk. - On sait que
son idée fondamentale est que la source vibrante qui peut émettre une onde seulement peut le faire de sorte que l’énergie envoyée soit un multiple exact
d’une unité cc quantum ». La fréquence étant dé- signée par v, l’unité relative à chaque fréquence
serait h v avec 20136,55, 10201327.
La grandeur de l’unité change ainsi de fréquence,
mais h est une constante de la nature.
Calcul du quantum pour les î-ayoiis X. - Cal- culons le quantum )) pour les rayons X émis par le
platine et le nickel.
Pt. - La pointe B du platine est obtenue avec le
sel marin sous un angle de 11°3. l’espace entre les plans réticulaires étant 2,8l 10-8. Ila longueur
d’onde (,-,t donc :
2 d sin 03B820132 2,81 1020138 0,196 2013 1.10 1020138
La fréquence est donc :
et le « quantum » est égal à : :
.Yi. - De niême pour le nickel on trouve
1,18.1020138 ergs.
Relation entre l’energie cathodique incidente el l’énergie des rayons X. - Widdington a montré qu’un électron d’un faisceau cathodique doit pos- séder une certaine vitesse pour exciter le rayou X caractéristique de l’anticathode sur laquelle il tombe.
Dans le cas du nickel cette vitesse critique serait 6,17 109 cm/sec, et dans le cas du platine
7 109 cm/sec soit 1/5 de la vitesse de la lu- mière.
Faisons la masse de l’électron égale à 0, 9 ’10-2’, 1 cnergle des rayons cathodiques est alors -r
1,710-8 ergs, dans le cas de l’anticathode de nickel et 2,2 10-8 ergs dans le cas de l’anticathode de
platine.
L’expérience montre d’autre part qu’il y a échange d’énergie entre les rayons cathodiques et les rayons X.
Nous pouvons faire les comparaisons suivantes
Quoiqu’il n’y ait pas coïncidence exacte les nombres sont cependant assez rapprochés.
De la relation:
Énergie cathodique = Énergie rayons X
et des expériences de Widdington qui montrent que
la vitesse des rayons cathodiques doit être propor- tionnelle au poids atomique de l’anticathode
on déduit:
La fréquence des rayons est proportionnelle au
carre du poids atomique de l’anticatliode.
Vérification due la loi v2013 Am’2.
Rhodium 03BB1 2013 0,607, 10-8 et 03BB2 2013 0,333, 10-8.
Palladium. 03BB1 2013 0,576,10-8 et 03BB2 2013 0,576,10-8.
Platine 2013 On a trouvé que les 2 pointes B et C
étaient en réalité doublées. Les doublets s’observent naturellement mieux dans les spectres du troisième ordre que dans celui du premier. Une longueur d’onde
très différente observée a permis de découvrir des
impuretés dans l’anticathode.
Autres métaux. - Voir les résultats de Moseley.
Phil. Jlag, décembre 1915 et avril 19141.
0n trouve hien la loi BA-= htn j.
Nombre atomique. - Mais la courbe est bien mieux rectiligne, quand au lieu du poids atomique
on prend le « nombre atomique », c’est-à-dire celui
qui représente le numéro d ordre de l’atome. Suivant Yan den Rroek (Phy. Zeil. 1913. p. 82) ce nombre
assez voisin de la moitié du poids atomique carac-
tériserait mieux l’atome que le poids atomique. Il
convient de remarquer en plus que la courbe est en réalité formée de 2 droites relatives aux 2 radiations L et K.
On peut se demander maintenant à quoi corres- pond ce nombre atomique. Des expériences de Ru-
therford et Geiger ont montré que la grandeur de la charge au centre de l’atome était Ne où e est la charge
de l’électron et N un nombre très voisin de la moitié du poids atomique. Il est donc à peu près égal au
nombre atomique. La fréquence croîtrait donc ainsi
avec la charge élémentaire et on peut se proposer de la calculer en fonction de cette charge en appliquant
la formule de Bohr.
Rappel de la formule de Bolt,°, - La fré(luietice
serait liée à la charge élémentaire, à la charge et à
la masse de l’électron par la relation :
ou e = charge de l’élect ron,
lit 2013 masse.
E 2013 charge élémentaire,
Il 2013 constante de Planck, Il et (2 === des nombres entiers.
Dans le cas de l’hydrogène en faisant E=e on
retrouve toutes les lignes connues (série de Balmer t2 2013 2 et 11 variable; infra-rouge t2 2013 3; ultra-violet t1 2013 1 et t2 2013 4,5,6).
L’accord est aussi bien qualitatif que quantitatif.
Ainsi en faisant e 2013 4,710-10 e/m 2013 3,51.1017 h 2013 6,5.10-27 on trouve
La valeur expérimentale trouvée pour ce fadeur est 1 013.
Application de La formule de Bohr aur rayons X.
- Appliquons cette formule aux rayons X Liaisons
E =Ne (N étant le nombre atomique a B 1 l’
1. Quelques substances l’mettaient des rayons tellement
mous qu’il l’elluit employer comme fenetre une feuille d or
battu. lont le spectroscope étant enteriné dans une chambre B 1.B1’ quand les rayons étalent trop absorbes par 1 al. Quelques
substances (LI) étnient soumises tres peui de teu
par suite du degagement de gaz. Certains metaux in être examinés qu’en formant des alliages on de.
pour le zinc.
t2 2013 l et t1 2013 2. Dans le cas du Paladium
N 2013 46. on trouve
d’où :
qui est en plein accord, comme nous l’avons dit plus haut, avec les résultats expérimentaux.
De même pour le cuivre la formule de Bohr donne :
03BB 2013 1,45 10-8 et l’expérience donne 03BB 2013 1,55.10-8.
Cas des Corps isotopes. 2013 On sait que le ra-
dmm B, l’actinium B, le Thorium B et le l’otlillut 1) sont « isotopes » du plomb avant des propriétés (lu- miques identiques à celles du plomb, et inséparables
du plomb quoique leur poids atomique ne soit pas le
même (RaB 2013 214, Rad D 2013 210. Th B 2013 212. Pb 2013
207,1).
Adoptant les idées de thuherford, ce qui serait
commun al ces .cor ps ce serait leur charge élémen-
taire. Suivant 3lors la formule de Bohr, ces corps
doivent donner les mêmes rayons X C’est ce que l’on ol)servc effectivelnent.
V
Absorption des rayons X.
Rayons " mous " Rayons (1 durs», - Quand le vide
est peu poussé dans l’aIl1poule, le courant passe fa-
cilement, sans qu’il soit nécessaire de mettre une force électromotrice élevée sur tes électrodes. La vi- tessc des électrons est faibles et les rayons X produits
ont un petit pouvoir pénétrant. On dit que te tube
est « mou ».
Mais si le vide est très élevé la force électromo- trice mise sur l’ampoule doit augmenter. les electrions ont alors une grande vitesse et donnent des rayons X à grand pouvoir pénétrant. On dit (pte te tube est
« dur ».
Rayons caracteristiques d’une substance. 2013 Barkla
a montré que chaque substance émet une ou Jr///
radiations X caractéristiques.
Procédés d’emission. 2013 Il y a deux procédés pour
les obtenir :
l’ Exciter la substance par d’autres rayons X .t
condition qu’ils soient plus penétrants que
une subst ance c’est le procédé de Barkla :
e à condi- tion que les valves cathodiques la bomb
une vitesse suffisante K B . Whilili
eupe T T seurait
pole
Mais si le rayon étudié est homogène, l"absorption
se fait suivant une loi exponentielle. En effet une
radiation homogène perd successivement des trac- tions égales de son intensité si elle passe succesive- ment ii traBers une série de couches de même ma-
tière et de la même épaisseur. L’intensité diminue de dl à travers la substance de longueur dl.dl doit être proportionnel à 1
A = constante d’absorption.
d’où
o= densité de la matière absorbante.
‘-; coefficient d’absorption par unité de masse.
C’est ce coefficient d’absorption que nous considé-
rerons par la suite. En effet on observe que l’absorp-
tion d’une matière donnée ne dépend que du produit
constant eux c’est-à-dire de la quantité de matière tra;ersée, quel que soit Fêtât physique de cette ma-
tière (liquide ou solide).
Distinction raes rayons par l’absorption. - La qualité d’un faisceau homogène peut donc être définie par son coefficient d absorption dans des substances déterminées.
Le tableau ci-contre (Barkla) donne les valeurs du coefficient d’absorption dans l’aluminium de diffé-
rentes substances.
Ce tableau montre l’existence de deux séries de
sation, ou bien qu’elles sont trop cc molles » et ne peuvent atteindre entièrement la chambre.
Pouvoir absorbant des différentes substances. - Ce pouvoir est donné par le tableau suivant :
Coefficient d’absorption de masse
(A p).
radiation, la série K et la série L. Avec chacune d’elles le pouvoir pénétrant de la radiation caractéristique
c’ruît régulièrement avec le poids atomique du corps émetteur. Il cruit peu peur les petits poids ato- miques. ce qui fait que ces derniers sont mieux définis par l’étude du l’absorption que les grands. Chaque
substance doit vraisemblablement émrttrc les deux l’adiation: elles iie sont pas toujours observées
c’est ou bien par qu’elles ànllt trop duro et out
un etlet négligeable sur le gaz de la chaulbre d iuni-
Discontinuité dans l’absorption. - C’est ce que montre ce tableau. Considérons par exemple le pou- voir d’absorption du nickel. Il commence par décroi- tre lorsque croit le poids atomique du corps radiant,
et il est alors proportionnel au pouvoir absorbant de
l’aluminium. Le coefficient d’absorption pour les
rayons ¿Il1i, par le nickel est le plus petit de tous.
Puis il a une élévation subite, et les rayons du zinc
sont 5 lois plus absorba que ceux du nickel. Puis
il y a ensuite une décroissance régulière.
Rapport rles absorptions des differentes radia-
tions dans le nickel et dans l’aluminium
Accroissement d’absorption et apparition de
rayons secondaires. --- Nous savons que pour qu’une
substance émette des rayons X. il faut 1 exciter par des rayons X plus pénétrants (à l’échelle de l’alumi-
nium) que ceux qu’elle émet elle-même. On excitera par exemple le nickel par les rayons du zinc, c est-h- dire justement par les rayons les plus absorbes par le nickel On pourra utiliser aussi les rayons du cuivre. L’accroissement du pouvoir d’absorption serait
donc due à l’absorption de l’énergie en vue d’émettre
des rayons secondaires.
Rayons cathodiques secondaires. - Il v a égale-
ment éiiiission de rayons cathodiques secondaires,
comme le montre la belle expérience de Wilson 1.
Ces rayons pénètrent à une fraction de millimètre
dans l’air. En étudiant un écran de nickel pour différentes radiations, on observe un fort accroisse- ment de rayons cathodiques pour les rayons du zinc très absorbés.
Vl
Intenslté de la réflexion des rayons X.
a Effets dus à l’absorption. - Absorption d’un faisseau hétéregène . Mesures précises. - Nous
avons précédemment défini l’absorption et 1.. "1B tfi-
cieiit d’absorption par unité de masse des Nous avons vu comment dans le cas de l’alminium
ce coefficient décroissait t’Il raison in du poids
atomique. Harkia ut Sadler ont doter’
cietit, d’absorption dune serie de corps exemple pour les radiations qu’ils emettent. Ils supposaint ces
radiations homogènes. fait on sait maintenant que
les radiations caractéristiques sont formées de 2 (Argent. Palladium , Rhodium ou 3 (Platine)radiation
simples. En interposant des ecrans III’ le trajet des
rayons séparés par un cristal t’t mesurant les courants d’ionisation résultant,,- M. S. P. Peirce a déterminé les coefficients d’absorption dt’ chacune des radiations.
Le nombre trouvé « en gros )) pa!’ Barkla est tres sensiblement la moyenne des membres trotiBés par Peirce. Ainsi ce dernier donne comme coefficient d’ab-
sorption des deux rayons de l’argent dans le 1er 14,2
et 20,4. La moyenne est 17,3.
Le nombre indiqué par Barkla est 17,4.
Tableau des coefficients d’absorption par unité de masse.
Conséquences pratiques pour les procédes de
dptection. - le Il conviendra d’employer dans 1,,
chambres d ionisation des gaz (air. SO2, Bromure de
IHéthyle) et sur les plaques photographiques des sels
convenablemeent absorbants. - 2° malgré la produc-
tiun des rayons X secondaire, t’t des rayons catho- diques la perte d’énergie de Le fait è,1 faible sur-
tout s’il n’y (t pas du ravons cathodiques. Il a
aura donc pib lieu de S’inquiéter dl’’’ ravon B, qui peuvent être émis par le bord ,!
spectiunmètre.
1. Proc R. 12.
L’absorption par unité de masse est l’absorption produite par une lame du corps consideré de l’un de section et pesant aranne
Aussi les revons du Platine en divisant une
lame d’aluminium de
grammes perdent que
que du
un atome du 1111.
Relations entre l’obsorption, la longueur d’nulle,
le poids et le nombre atomique . - En étudiant le
tableau précédente on arrive aux lois suivantes : 1e Le coefficient d’absorption K est proportionnel
à l 3 2.
2e K est inversement proportionnel à la cinquième puissance du poids atomique du corps émetteur 1.
a= poids atomique du corps émetteur.
Cette seconde loi était a prévoir puisque la longueur
d’onde est à peu près proportionnelle à l’inverse du
carré du poids atomique.
50 L’absorption varie comme la quatrième puissance
du nombre atomique du corps absorbant.
4° Le coefficient d’absorption atomique est :
avec C=1,79 X 10-1 pour une longueur d’onde et
C = 0,233 X 10-6 pour l’autre. Le rapport de ces valeurs est environ 8, ce clue nous avons déjà noté..
Point critique.- Nous avons vu qu’il y avait unedis- continuité dans l’absorption et que celle-ci était mini-
mum quand l’écran et l’anticathode étaient du même métal.
Un atome absorbe les rayons X caractéristiques des
atomes plus lourds que lui mieux que ceux des
atomes plus légers. D’une autre façon : un corps
transmet surtout les longueurs d’onde plus grandes
que sa longueur d’onde caractéristique, et il absorbe
au contraire les plus petites.
Exemples :
1° L’expérience peut se faire par exemple pour la
pointe A du Platine 2 dont la longueur d’onde est 1,316 X 10-8 cm. Un écran de cuivre dont les deux
longueurs d’onde caractéristiques sont supérieures à
celle du Platine (1,549 X 10-8 et 1 , 402 X 10-8)
l’absorbera entièrement. Au contraire un écran de fitw qui a une longueur d’onde caractéristique supé-
rieure et l’autre inférieure à celle du l’latine
(1,443 X 10-8 et 1,306 X 10-8 suivant Moseley)
n’absorbera que partiellement.
2° Un cas particulier sera celui où l’écran est du méme métal que l’anticathude Si nous faisons tra- verser par exemple aux ravons du Palladium un écran de Palladium, toutes les longueurs d"onde inférieures à la plus petite longue*ur d"onde du Palladium seront
arrêtées, au contraire les atitres passeront.
Absorption par le cristal diffractant. - Le cristal
i . Proc. Roy. Soc. 1912 426.
2. Proc. Roy. Soc. 89 43.
diffractant doit absorber les rayons surtout s’il con-
tient des atomes lourds. On doit répéter sur ces
atomes ce que nous venons de dire plus haut. Ils
laisseront surtout passer les;, plu, grands que leu1’
l caractéristiques et arrêteront les autres.
Étudions par exemple le spectre du platine avec un
cristal de blende. Le zinc a pour longueur d’onde caractéristique 1,25. 10-8 cm. Elle est intermédiaire entre les deux longueurs d’onde A et B du platine (1,516 X 10-8 et 1,1 X 10-8 cm). La pointe A devra
donc être forte et la pointe B faible ainsi que la pointe
C (0, 95 X 10-8 cm). C’est en effet ce que l’on observe.
De même l’arsenic entrant dans la composition
d’un cristal d’arséniate de soude a pour longueur
d’onde environ 1,04 X 10-8 cm.
En effet, ce cristal laisse passer les deux rayons A et B du platine et arrête le rayon C.
Relation entre l’absorption et l’inteiisilé diffrac-
tée. - Mr S. P. Peirce a comparé les intensités IA
et IB des pointes A et B du platine données par des cristaux de sel marin et de blende. Il a calculé de même les coefficients d’absorption de ces deux rayons dans les deux cristaux.
Il a trouvé :
Le rapport des intensités serait donc voisin du rap-
port inverse des absorptions.
Le tableau suivant indique les coefficients d’ab-
sorption et d’intensité de la réflexion (en unités arbi-
traires) pour une série de cristaux.
A l’exception du Spath iluor les cristaux ont un
pouvoir réfléchissant qui croît avec le pouvoir pé-
(les rayons X, l’intensité décroît quand l’alt-
sorption croit, ce qui est naturel si ces deux effets sont diis à la masse.
b). Effets dus il la densite des plans. - La dif-
fraction étant due a la matière disposée aux n0153uds
du réseau cristallin, deux plans formées d’éléments differents, pourront être considérés comme équiva- lents, s’ils ont même densité.
Ainsi les plans 100 du Fluorure de Calcium cyon-
tiennent alternativement du Fluor et du Calcium, a raison de deux atomes de Fluor (2 X 19 = 38) pour
un atome de calcium (40). Ces plans auront donc des
effets identiques. La distance d des plans de Fluor
aux plans de Chlore sera alors celle qui intervient
dans la formule fondamentale :
Densité alternée. - Supposons des plans rélieu-
laires parallèles et équidistants contenant alternative-
ment des atomes A et B de masse a et h. On voit immédiatement que les réflexions d’ordre impair du système A considéré isalément seront contrariées par celles du système B. Au contraire les effets d’ordre
pair s’ajouteront. Si l’amplitude de la vibration est proportionnelle à la masse diffractante, l’intensité
sera réduite pour les réflexions impaires dans le rap-
(a-b) 2 port (a-b)2
(a+b)2
Exemple. Il Dans le cas de KCI l’intensité serait réduite d’après la formule précédente dans le rap- port (39. 1 - 33.5)2 : (30. 1 +35.5)2 = 1 et on ne
port 39.1 201335.5)2: (30.1 +35.5)2=1 430 et on ne
trouve rien en effet.
2- Dans le cas de IITaCI (plans III) la diminution est voisine de (55 5201325)2: (35.5+25)2=1 99.
On devrait trouver les spectres 1. 5. 5. seulement
1/22 moins forts que ceux 2. 4. 6.
Les intensités observées’ 1 étaient en fait propor- tionnelles à 16.5, .9,4.4, 5.1 et 4.2.
Pour un spectre normal les nombres sont, comme
nous allons le voir, 155, 25, 9, 4,
En réduisant les nombres impairs dans le rapport indiqué on obtient 6, 25, 0,4, 4.
Le troisième spectre est donc observé plus intense
que la théorie ne le prévoit. Le premier spectre ebt
difficile à mesurer parce qu’il est faible par rapport
a la radiation générale.
Intensité des différents ordres. - D’une façon générale soient deux groupes d’atomes A et B reparte
alternativement sur deux plans différents. Soient M1
et M2 leur poids atomique ou leur densité par nnitl’
d’aire. Soit (1 la distance des plans A et celle des plans B aux plans A.
1° a - o. Les plans sont identique. L’intensité diminue régulièrement. L’amplitude de l’onde le chie est la somme des amplitudes dut’s ?i A l’t a B.
Elle est proportionnelle à M1 M2.
L’intensité est donc proportionnelle a M1+M2)2.
2° c = o. Les plans A et B ont éme ttre des ondes
de même longueur, mais de phase et d ampli-
tude différentes.
1. Phil. Ilag. Mai 1914. 889.
Cette différence de 1 1 telle que
L’énergie résultante est proportionnelle au carré
de l’amplitude.
R2 = M1 2 + M2 2+ 2M1 M.cos (J
Si x:=o les intensités sont I1. I2. L, Si x = o les intensité sont I1. I2. I3. ....
Dans le sel marin les plans 1 Ut) et 110 correspon- dent au cas x = o. Les plans III sont au contraire
différents (x = o).
Voici les intensités observées :
Ainsi les intensités successives des différents ordres sont, dans le cas où tous les plans sont identiques, 100, 50, 7, 5.
Ces résultats sont en bon accord avec la théorie.
En en’et disons M1 = 35.5 et M2 = 23 et r =d 2
pour le plan lll. On trouve :
CI tIrets dus a la temperature. - 10 Théorie.
