HAL Id: jpa-00242283
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Submitted on 1 Jan 1908
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recombinaison initiale
M. Moulin
To cite this version:
M. Moulin. L’ionisation des gaz par les rayonsα et l’hypothèse de la recombinaison initiale. Radium (Paris), 1908, 5 (5), pp.136-141. �10.1051/radium:0190800505013601�. �jpa-00242283�
vant la normalc à la surface est supérieure et de sens
inverse a la vitesse acquise par le centre sous l’action du champ électrique où il se trouve, ne sortiront pas.
Il faut donc, pour avoir le nombre des centres qui
sortent dans une seconde, chercher le nomhre de ceux
de ces centres dont la composante de la vitesse d’agita-
tion suivant la normale est supérieure à - K,X, K,
étant la mobilité du cenlre, X l’intensité du champ électrique : ce problème est résolu par la théorie ciné-
tique et l’on trouve, comme on l’a vu pour les centres
négatifs, une expression de la forme
et, en ren1plaçant N1 par sa valeur, on aura le nombre
de centres négatifs projetés dans le métal.
Le courant de saturation sera donc lié à la tempé-
rature absolue par la relation
analogue à celle qu’on a obtenue pour les centres né-
gatifs.
Les résultats expérimentaux obtenus avec différents
métaux : cuivre, argent, fer, vérifient cette formule.
La théorie précédente nous donne très facilement l’explication de la fatigue du fil : s’il se forme à la sur-
face du fil un composé stable, oxyde, sulfure, etc., la combinaison ainsi formée sépare les feuillets de la
couche double; elle s’oppose, par conséquent, au con-
tact et aux chocs des centres chargés qui forment les
feuillets de la couche, l’équilibre réversible entre les
centres charges et les centres neutres est modifié;
quand on augmente la température, l’émission des
charges positives sera d’autant plus faiblo que la
couche de la combinaison formée sera elle-rnême plus grande. La fatigue du fil est donc liée à l’altération de la surface métallique : cette fatigue est liée au temps
par une relation de même forme que celle qui donne la
vitesse d’une réaction chimique. Inversement, quand
on nettoie la surface métallique, on doit obtenir une
augmentation de l’émission.
En somme, l’émission des charges positives doit être
d’autant plus faible que la surface du fil s’altère faci- lement.
IV. - Conclusions.
La théorie des métaux et l’hypothèse qu’elle en-
traîne, d’une couche double à la surface de séparation
du métal et du gaz, suffisent donc pour expliquer les
émissions des charges émises par les métaux chauffés
ou produites par dcs variations de surface : il existe- rait à la surface de séparation du métal et du gaz un
équilibre entre des centres chargés qui formeraient les feuillets de la couche double et des centres neutres
qui sépareraient ces feuillets. Une modification de cet
équilibre provoquera uneémission de charges ; si l’on produit cette modification en faisant varier brusque-
ment, la surface on a les phénomènes électrocapillaires;
si on la produit par une variation de tcmpérature, ce
sont les phénomènes thermo-électriques.
[Reçu le 5 mai d808.J
L’ionisation des gaz par les rayons 03B1
et
l’hypothèse
de la recombinaison initialePar M. MOULIN
[Laboratoire de Physique générale. - École de Physique et de Chimie de Paris].
On sait combien il est relativement difficile d’obte- nir la saturation du courant dans le cas où l’ionisa- tion d’un gaz est produite par les rayons a. Alors que
théoriquenlent on devrait obtenir la saturation pour
une différence de potentiel de quelques volts entre des plateaux distants de quelques millimètres, si la pro- duction d’ions était uniforme dans le volume du gaz, il faut, dans le cas des rayons x, arriver à des champs
de l’ordre de 1000 voltes par centimètre. he plus,
contrairement à ce qui a lieu dans le cas où l’ionisa- tion est uniforme, les courbes de saturation tracées en
fonction du champ ne semblent dépendre, en pre- mière approximation, ni de la distance des plateaux,
ni de l’intensité de la production d’ions, autrement dit, en première approximation, les courbes rlui représentent le
rapport - du
courant au courant desaturation, ne dépendent que du champ h, alors que
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/radium:0190800505013601
dans le cas d’une production d’ions uniforme, les
courbes doivent être fonction, toutes choses égales d’ailleurs, de
a étant la distance des plateaux et q la production i.
Je crois inutile de rappeler ici les expériences de
MM. Bragg et Kleeman et de M. Kleeman dont on trouvera l’analyse dans ce journal 2 . L’hypothèse invo- quée par ces auteurs est que les deux ions fournis par la dissociation corpusculaire d’une molécule, situés
initialement au voisinage immédiat l’un de l’autre, peuvent se recombiner et échapper ainsi à l’électrode
qui les recueille. Toutefois, étant donnée l’intensité du champ qui s’exerce entre ces deux ions aux dis-
tances moléculaires, champ désordre 1000 de volts par
, centimètre il semble peu probable, à première vue,
que cette « recombinaison initiale o intervienne pour
beaucoup dans le phénomène, car il faudrait proba-
blement des champs beaucoup plus grands que ceux
qui sont en réalité nécessaires pour obtenir la satura- tion.
Il est extrêmement difficile d’atteindre par le cal- cul la valeur de la recombinaison à laquelle on peut s’attendre en présence d’un champ électrique intense.
En l’absence de champ, le calcul est un peu plus simple. M. Langevin a calculé5 pour les faibles pres- sions l’ordre de grandeur du rapport e
= a 4 tt (k1+ k2)
(du coefficient de recombinaison à 4 x fois la somme
des mobilités) qui représente le rapport du nombre de recombinaisons au nombre de rencontres entre ions des deux signes. En employant sa formule, j’ai
trouvé que le nombre de recombinaisons qui se pro- duiraient entre des molécules chargées non entourées
d’un cortège de molécules serait, pour l’air, à la pression atmosphérique, due 1 à 2 pour 1000. La recombinaison initiale immédiate semble donc ne
devoir affecter que très peu le courant, elle ne l’erait
perdre que quelques millièmes des ions produits.
L’hypothèse d’un rayonnement secondaire qui au-
rait permis d’interpréter ces phénomènes, semble aujourd’hui devoir être définitivement rejetée’’. Les
rayons secondaires, de très faibte vitesse, ne peuvent
ioniser le gaz ou, s’ils le font, ne produisent qu’un
nombre d’ions du même ordre que le nombre des rayons u, extrêmement petit par rapport au nombre d’ions produits par les rayons r:J. dans le gaz.
Une autre interprétation qui semble tout à fait
d’accord avec l’expérience a été récemment proposée
1. P. LAIGEVIN, Cours du Collège de France, 1904.
2. Le Radium, 3-150-548-1Y06.
5. P. LANGEVIN, C. R., 137-177-1903. Ions, Electrons, Cor- puscules, Société de Physique, 520.
4 LATTFS, Le Radium, 6-97-1908.
par M. Langevin et a servi de point de départ pour les recherches qui vont suivre. Cette interi rétation est
basée sur l’hypothèse que, dans le cas de l’ionisation par les rayons a, où le nombre d’ions produits par
chaque particule x est très grand, les ions produits
ne sont pas répartis uniformément dans le volume du gaz, mais sont, au moins initialement, distribués en
colonnes le long des trajectoires des particules x. La
recombinaison ordinaire qui se produit entre les ions
d’une même colonne doit dépasser de beaucoup celle qu’on obtiendrait pour le même nombre d’ions répar-
tis uniformément et suffirait à expliquer complète-
ment les faits.
De plus on prévoit facilement dans cette hypothèse qu’en présence d*un champ électrique la recombinai-
son doit être plus grande, toutes choses égales d’ail- leurs, quand le champ est parallèle aux trajectoires
des particules 7. que lorsqu’il lui est perpendiculaire.
Dans le premier cas, en effet, le déplacement des ions
le long des lignes de force conserve les colonnes, tan-
dis qu’il les disperse dans le deuxième en ajoutant
son influence à celle de la diffusion pour réaliser la
répartition uniforme.
En supposant que les molécules rencontrées par les rayons i restent sensiblement en place et que le
corpuscule émis par ces molécules est arrêté dès son
premier choc contre une molécule du gaz, j’ai pu évaluer que l’ordre de grandeur du volume occupé
par les colonnes dans les conditions où j’ai opéré, est
d’environ un dix-millième du volume total du gaz, autrement dit, que la densité initiale des ions est environ dix mille fois plus grande que pour la répar-
tition uniforme et il n’est pas surprenant que dans
ces conditions la recombinaison puisse être considé-
rable.
Je n’ai pas l’intention de décrire ici en détail les
expériences par lesquelles j’ai essayé de décider entre
les hypothèscs de MM. Bragg et Kleeman et de M. Lan- gevin. Je nie propose d’y revenir ultérieurement et je
voudrais simplement en indiquer rapidement les principaux résultats.
L’appareil dont je me suis servi est le même que celui que j’avais employé pour les rayons secondaires des rayons a et qui est représenté tome IV, page 552.
La toile métallique t’ est remplacée par un cloison- nage de bec Méker destiné a canaliser les rayons émis
Fig. 1.
par la lame de platine recouverte de polonium, P.
Cette lame était la même que celle qui m’avait servi
pour les rayons secondaires.
Pour l’étude du (curant dans le cas de rayons per-
pendiculaires au champs j’ai employé l’appareil représenté hgure 1, sorte de condensateur plan dans
l’une des armatures duquel était découpée une bande
a de 5 millimètres de large, reliée il l’électromètre, la partie extéricure g, g servant d’alneau de garde.
L’autre armalurc B était supportée par des cales d’ého- nite d’environ 3,2 millimétrés qui reposaient sur l’an-
neau de garde g, g. La lame de polonium était placée
en P ctlcs rayons étaient canalisés dans le sens latéral par une série dc petites lames verticales non représen-
tées sur la figure. Dans le sens vertical, les armature
du condensateur suppriment les rayons obliques.
Pour les mesures, j’ai toujours employé l’électro-
mètre et une méthode équivalente a une nlthodc de
zéro que je vais décrire avec quelque détail, parce
qu«elle m’a donné de très bons résultats et qu’elle est
d’un emploi très commode.
Melhode de mesure. --- L’armature M du conden-
sateur de mesure qui reçoit les charges est reliée à
l’une des paires de quadrants (1) de l’électromètre
Fig.2. 1
dont l’autre paire de quadrants (2) est reliée la cage et dont l’aiguille est chargée à 88 volts par l’inter- mé.liaire de sa suspension métallique (fig. 2).
La paire de quadrants 1 est également réunie à
l’armature intérieure A d’un condensateur étalon (de
coefficient d’influence égal à 60 unités électrosta-
tiques 1), dont l’armalure extérieure C est réunie a la cage de l’électromèlre et aux écrans protecteurs par 1"intermédiaire d’une résistance assez grande ou mieux
d’un voltmèlre V. A 1 aide de la clef m, on peut
fermer sur ce voltmctre le circuit de quelques éléments
de pile ou accumulateurs en nombre convenable.
L’armature extérieure C est alors portée à un poten- tiel v, par rapport à la cage, connu par simple lecture
du voltamètre (ou par tout autre procédé). Lorsqu’on
cesse d’appuyer sur la clef m, C est relié directement 1. Un condensateur de capacité plus faible comiendraiL mieux.
Voy. pag. 146.
ii la cage par l’intcrlncdiairc du voltmètre. Isolons la
paire de quadrants 1 a l’aide de la clef 1B, commandéc
par exemple à l’aide d’un élcetro-aiulanl j ; cette paire
de quadrants reçoit une charge qui augmente propor- tionnellcnlcnt an temps, transportée par le courant d’intensité i ;t mesurer et le spot dévie, d’abord cn oscillant un peu, puis avec une vitesse uniforme au
bout de 12 à i4 secondes’. Au moment où Ic spot passe sur unc ccrtaine divisiol n de l’échelle, faisons
partir un chronomèlrc puis fermons la clef 1n; si les
connexions sont de sens convenable, l’aiguille part brusqucmcntcn sens inverse, revient, puis repasse sur la division n au bout dn tcmhs /, (lu sur lc chrono-
mètre), avcc une vitesse uniforme, la même qu’au début, si le temps 1 est assez grand; par exemple 20 à
50 secondes. A ce moment, le courant i a apporte sur
le système isolé une quantité d’électricité qui com-
pense exactement la quantité d’électricité induite par inlluencc et qui a pour Naleur
’
si v est exprimé en Nolis. Dans le cas présent, cette charge serait de
et le courant a pour valeur :
Pour mesurer un courant de sens inverse, on peut,
sans changer les connexions de la pile p’, fermer la
clef 771 avant d’isoler l’electromètre et l’ouvrir quand l’in1age passe sur la division ii.
Cette méthode a l’avantage de donner des mesures en valeur absolue et surtout des résnltais toujours comparables, indépendants des variations de sensibilité de 1"électromètre ou des changements de position de l’échelle, puisque pour chaque mesare, on note les
passages de l’aiguille dans une même position. Elle
est analogue à la mélhode bien connue du quartz, elle s’adapte mieux à la mesure de faibles courants. Le
rni me procède de lecture pourrait s’appliquer dans le
cas du quartz, il est moins fatigant que le procède de
zéro généralement emploie.
Lu variation de potentiel qui en résulte pour le conducteur isolé peut être grnante, dans ccriains cas.
On peut choisir, pour la charge induite et pour la division ii, dos valeurs telles que la valeur moyenne du
potentiel de la pail c de quadrants 1 soit sensiblement
g. Voy. Le radium, 4-140-1907.
2. Le Radium, 4-HH-1007. Ce temps dépend de l’élec1ro- mètre employe.
nulle. On obtiendra ce résultat en choisissant les valeurs de v et de n telles qu’en l’absence de courant
la charge induite produise une déviation - 2 n.
L’erreur qui résulte du fait que l’aiguille ne dévie
pas immédiatement et que la capacité de l’électro-
mètre est plus petite au moment où l’on induit la charge que lorsque l’électrofllètrc a dévié, est d’autant
plus petite que le temps t est plus grand.
Résultats.
10 Chrunp parallèle à la trajectoire des parti-
cules a. - Les courbes A et B de la figure 4 reprc-
o 1 2 3
Fig. 3. - Courant en fonction de la distance de la lame
au milieu du condensateur en cms. à 75.5 cms. de mercure et 150 c.
sentent les courbes de saturation, valeurs du rapport
du courant obtenu ponr une différence de potentiel V
au courant de saturation, en fonetion du ch(l1np, pour
une profondeur de 5 millimètres de la chambre d’ioni-
s ttion. Ces deux courbes correspondent II deux régions
déférentes du parcours des rayons a. La courbe A
correspond à une région voisine de la fin du parcours,
Fig.4.2013Courbes A et B. Rayons parallèles au champ.
Courbes C et D. Rayons perpendiculaires au champ.
région indiquée sur la figure 3 1, la courbe B, il un parcours plus petit, à la région indiquée en B, fige 5.
1. Cette courbe a été tracée en laissant la distance fixe et en
faisant varier la pression du gaz.
Ces deux courbes ont été obtenues dans des conditions
identiclues, le parcours étant simplement réduit pour la courbe A à l’aide d’une feuille d aluminium qui protluisait un déplacement de la courbe d’ionisation de 1,1 1 centimètre, sans qu’il soit nécessaire de modi- fier les positions respectives de la lame de polonium
et de la chambre d’ionisation.
On voit que la recombinaison a moins d’influence
quand le nombre d’iotls produils le long de la trajec-
toire de la parlicule a est plus petit. Au contraire, si l’on fait varier l’intensité du courant en agissant sur le
nombre de particules a, par exemple par interposition
d’une toilc métallique aBant l’entrée des rayons dans la chambre d’ionisation, les
points obtenus se superposent,
aux erreurs d’expérience près,
à la courbe obtenue tout a l’heure pour le même parcours.
La différence de hauteur des courbes A et B est donc liée à la vitesse de la particule (x et non
3 l’intensité du courant total,
c’est-à-dire à la densité en
1)olu Ille des ions dans les colon-
nes et non ail nOlllbre de celles- ci. De plus, pour des champs un
peu grands, supérieurs à envi-
ron 20 ii 50 volts par centimètre, les valeurs de la quantité 1 - ) ,
autrement dit les valeurs du rap-
port I - i I
(manque de saturation de Nll. Bragg et Kleeman), pour ces deux courbes sont dans un rap-port à peu près constant et voisin de 1,3. Nous ver-
rons tout à l’heure cfuclle interprétation théorique on peut donner de ce fait.
Je n’ai pas tracé sur la figure la fin des courbes A
ct 11 ; leur saturation est atteinte pour un champ de 1500 à 1500 volts par centimètre.
La forme de ces courbes n’est pas complètement indépendante
de la distance des plateaux, elles
sont d’autant plus élevées que cette distance est plus petite,
mais elles semblent toutes se saturer pour la même valeur du
champ.
Quand on diminue la pression,
la saturation est de plus en plus
facile a obtenir. Pour 10 centi- mètres de pression, la saturation s’obtient pour un
champ de seulement 12 volts par centimètre. Il ne semble donc pas, comme l’a supposé :M. Stark, qu’il
y ait une recombinaison initiale entre la molécule
