HAL Id: jpa-00242195
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Submitted on 1 Jan 1906
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Les particules α de l’uranium et du thorium
W.H. Bragg, L. Bloch
To cite this version:
W.H. Bragg, L. Bloch. Les particules α de l’uranium et du thorium. Radium (Paris), 1906, 3 (8), pp.234-240. �10.1051/radium:0190600308023401�. �jpa-00242195�
bromure de radium et séchée. La quantité de radium qui se trouvait sur la feuille était très petite, mais, sous
vide convenable et en chauflhnt la cathode au rouge
vif, on obtenait déjà des décharges très lumineuses
avec 80 volts environ.
Pour décider s’il fallait rlue le radium fùt sur la cathode elle-même ou si la seule présence du radium
Fig. 1.
dans le tube suffisait à produire l’effet, on
a construit un tube
(fig. ci-contre), avec
deux électrodes de
platine semblables, dont chacune pouv ait
servir de cathode ct être chauffée l’in- candescence. L’anode était située symétri- quement entre les deux cathodes, dont l’une avait été primi-
tivement plongée dans une solution de bromure de radium.
Dans ces conditions, il se trouvait qu’avec des ten-
sions allant jusqu’à 400 volts une décharge visible ne passait que lorsqu’on prenait comme cathode l’électrode
recouverte de radium et qu’on la chauffait à l’incan- descence ; aucune décharge ne passait sur l’autre
électrode chauffée à l’incandescence. De plus, le tube ne
laissait passer les décharges visibles que dans le sens oli l’électrode recouverte de radium jouait le rôle de cathode, l’appareil fonctionnant comme soupape uni-
polaire à la manière des tubes à oxydes de Fleming.
Il n’a pas été possible d’obtenir des courants aussi intenses qu’avec les tubes à oxydes, dans les mêmes
conditions de voltage, de vide et de température. Mais
ceci n’a rien de surprenant si l’on songe à la faible quantité de radium employée par rapport a la quantité d’oxydes.
D’autres expériences ont été faites sans chauffage
avec des coarants alternatifs de voltages plus élevés que les courants continus cmployés précédemment.
Employant le tube symétricluc et faisant lcs mesures au moyen d’un thermo-galvanomètre Duddell, on a
trouvé que, du côté de la cathode nue, il fallait 800 ou
900 volts pour ohtenirune décharge visible, alors que, du côté de la cathode recouverte de radium, 700 ou 800 volts suffisaient. Les voltages disruptifs variaient
un peu d’une décharge a l’autre, mais toujours on a
trouvé une différence de 100 volts environ en faveur de - l’électrode recouverte de radium. De plus, il était très remarquable qu’en se servant de cette électrode et
réduisant graduellement le voltage on pouvait obtenir,
avant l’extinction, une luminosité beaucoup plus faible qu’avec l’anti-électrode, la transition de la décharge
lumineuse à l’ohscurité se faisant ici brusquement. Ce
fait tend à prouver que la différence des voltages mi-
nimum nécessaires pour produire une décharge visible
avec l’une et l’autre électrode tenait bien a la présence
du radium et non à un défaut accidentel de symétrie.
Un galvanomètre d’Arsonval a ensuite été mis dans le circuit. Avec un courant rigoureusement sinusoïdal
on n’aurait naturellement aucune déviation. Pourtant, quelle que soit la cathode employée, on a constaté des déviations permanentes dues à l’action de soupape de l’une ou de l’autre partie du tube. Mais, avec l’électrode
recouverte de radium, la déviation était deux ou trois fois plus grande qu’avec l’autre, ce qui prouve que l’effet de soupape est fortement accru par la présence
de radium .
Le thermo-galvanomètre a été substitué au galvano-
mètre d’Arsonval, et l’on a constaté qu’avec l’électrode
recouverte de radium le courant traversant le tube était 1 fois i/2 à 2 fois plus grand qu’avec l’autre. La présence du radium sur la cathode augmente donc beaucoup, pour un même voltage, l’intensité du cou-
rant qui passe dans le tube.
L’auteur remercie MM. Steaton et Pierce de leur aide pour ces expériences.
Traduit de l’anglais par L. BLOCH,
Les
particules
03B1 de l’uranium et du thoriumPar W. H. BRAGG,
(Laboratoire de physique de l’Université de Montréal).
E mémoire se divise en deux parties. La pre-
c mière contient une discussion de la grandeur
du courant de saturation dîi à une couche de substance radioactive répandue au seuil de la cham- bre d’ionisation, et recouverte d’une couche uniforme
de feuille métallique. Le résultat s’exprinle au moyen d’une formule un peu compliquée dans le cas généra ,
Inais qui se simplifie soiis des conditions convenables.
On tient compte de la variation de l’ionisation avec la vitesse.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/radium:0190600308023401
235
La deuxiènle partie est expérimentale. Elle montre : a). - Que les valeurs du courant calculées dans différents cas au moyen de la formnlc concordent hien
avec les résultats expérimentaux.
b). - Que les parcours des particules ’J. de l’ura-
nium et du thorium sont très sensiblement, peut-ètre
exactement égaux a ceux des particules « du radium.
c). - Que la vitesse avec laquelle l’atome de tho- rium se brise est a peu près 0,19 fois plus petite que
la vitesse correspondante pour l’uranium.
Ire PARTIE.
La méthode employée par M. Kleeman et par moi- même pour déterminer le parcours des particules 7.
du radium et de ses produits ne se prête pas immc-
diatement au cas de l’uranium et du thorium. C’est
un trait essentiel de cette méthode que toutes les par- ticules ce, sauf celles qui se meuvent normalement à la couche de substance radioactive, sont arrêtées avant
d’atteindre la chambre d’ionisation qui surmonte le
radium. Cette séparation se fait au moyen d’un fais-
ceau de tubes verticaux qui arrêtent toutes les parti-
cules a se mouvant dans une direction autre que la direction voulue. Mais cette limitation diminue gran- dement le nombre des particules « efficaces, et, dans le
cas de l’uranium et du thorium, l’effet est trop réduit
pour rester commodément mesurable, même si l’on emploie de grandes surfaces actives. Pour la mesure
des parcours, dans le cas de l’uranium et du thorium,
on a dù imagine1= une autre méthode.
J’ai calculé l’ionisation due à une couche radioactive
sur laquelle est placé un écran. On trouve ainsi une
relation entre le pouvoir d’arrêt de l’écran et le par-
cours de la particule, de sorte que si 1 expérience fait
connaître l’un on connaît l’autre. Le pouvoir d’arrêt
de l’écran peut se déterminer directement et l’on aura
par là le parcours de la particule ce. J’ai préféré pour- tant opérer par substitution, en comparant le parcours de la particule « de l’uranium et du thorium à ce que fournit le radium, car le parcours dans le cas du radium est connu avec une certaine précision et, ainsi qu’on le verra, la méthode s’applique avec plus de rigueur aux mesures relatives qu’aux mesures abso-
lues.
Des expériences de ce genre ont déjà été faites de
différents côtés, particulièrement par Rutherford et Brooks (Phil. Mag., juillet 1900). Mais à ce moment
on croyait à l’absorption des rayons « suivant une loi
exponentielle : on ne savait pas que chaque particule « possède un parcours ou une pénétration bien déter-
minée. Aussi, les résultats se prêtent-ils mal au calcul
de ce parcours, et ai-je cru nécessaire de les reprendre.
Dans la théorie suivante on considère 3 cas.
a) La couche radioactive est assez épaisse pour que les rayons « provenant du fond soient incapables de sortir
dans l’air. L’épaisseur correspondante est de l’ordre de 0,002 centimètre.
b) La couche est extrêmement mince.
c) La couche est d’épaisseur intermédiaire.
Le 1-r et le 2e cas sont en réalité des cas particu-
liers du 3’B Le cas rc) comprend l’uraninm et le tho-
ritim, le cas b) les radioactivités induites, le cas c) le radium.
Cas (a). - Couche épaisse de substance radioactive.
surmontée d’une feuille de substance absorbante. -
Supposons que la surface de la substance soit égale i l’unité, et appelons R et D les parcours de la parti-
cule oc dans l’air et la perte de parcours a travers l’écran absorbant (placé normalement ii la trajectoire).
Soit s le pouvoir d’arrêt de la substance radioactive.
rapporté à l’atome. Ceci veut dire que si la particule
n traverse dans sa longueur un cylindre contenant
autant de matière qu’il y en a par atome radioactif de la substance active, sa perte de parcours moyenne
sera s fois ce qu’elle serait si on remplaçait l’atome
radioactif par une molécule d’air. La hauteur du
cylindre est naturellement sans importance.
Les particules a, à leur sortie dans l’air, pénétreront
à des distances variables avec la quantité de matière déjà traversée. Considérons d’abord toutes celles qui émergent en possédant des parcours compris entre r
et r+dr. Elles se 111 eu vent sous des angles variables,
et le nombre de celles qui émergent sous une inci-
dence déterminée, comprise entre 6 et 6 + clo, peut se
calculer comme suit.
Elles proviennent toutes d’une couche d’une cer-
taine épaisseur située à une certaine distance de la surface. Cette dis-
tance ne nous inté-
resse pas, mais nous
avons besoin de con-
naître l’épaisseur, car .
nous devons connai- tre le nombre des ato- mes radioactifs con-
tenus dans la couche. rig. 1.
Soient n et n’. les nombres d’atomes radioactifs et de molécules d’air par unité de volume.
Une particule 2 perd le même parcours en franchissant une distance dr d’air qu’en franchis-
sant une distance n0 dr dé la substance radioactive. Si
lis
donc PP’ (fig. 1) est la couche en question, 0 l’atome
radioactif Od le trajet de la particule, nous avons OQ =
n0 dr nc 0N= n0 dr cos 6 ns . Cette dernière expression est
aussi le volume de la couche d’oil nos particules pro-
viennent, et le nombre d’atomes radioactifs contenus dans cette dernière est par conséquent
n0 dr cos 6 s
.Soit Nie nombre des particules remises par chaque
atome par seconde; N est une fraction très petite.A lors
le nombre des particules émises sous l’incidence 0 est
D’où finalement le nombre de particules a dont le
parcours à l’émergence est compris entre r et )’-)- 8r
et l’inclinaison entre 0 et 6 p d 6 est
Les limites pou1- 0 sont o et une valeur telle que les
particules, émanées de la surface mème de la sub- stance sous cette inclinaison, aient un parcours r après
traversée de l’écran absorbant. Cette valeur est donnée par
D sec 6+r=R
Intégrant entre ces limites, nous trouvons que le nomlare total des particules a dont le parcours est
compris entre r et r + ô r est
Chacune de ces particules traverse une longueur
d’air 1’" dans la chambre d’ionisation avant de cesser
d’ioniser. Or j’ai montré (Phil.. Mag., novembre 1905)
que la particule a. dépense son énergie en travail
d’ionisation à un taux inversement proportionnel à l’énergie qu’elle possède. Nous pouvons donc écrire
de=K dr e,
si e est l’énergie de la particule et de l’éner-gie qu’elle dépense sur la distance ô r. On tire de là
e =Vr+c, où c est une constante que j’ai montrée (loc. cit.) être égale à 1,55. L’ionisation produite par
une particule ex dans les r derniers centimètres de son
trajet est donc
Même si l’on trouve insuffisant le fondement théo-
rique de cette formule, il faut reconnaître qu’elle représente de très près les faits.
Finalement donc, l’ionisation totale sera
Ce qui effectué donne la valeur
Si nous posons D = o, nous trouvons la valeur du courant 1 en l’absence de tout écran.
On obtient des formules plus simples si l’on néglige
la variation de l’ionisation avec la vitesse. Si nous
posons que l’ionisation créée sur la distance i- est égale
à 1’l-, nous trouvions
Ces formules permettent de tracer des courbes don-
nant 2 I en fonction
de D R
(fin. 2). Dans le cas des der-nières formules la forme de la courbe est indépen-
dante de R, ce qui n’a pas lieu avec la formule plus
correcte. Des essais ont pourtant montré que, même
Fig. 2. - Valeurs des courants (ordonnées) en fonction des parcours réduits (abscisses).
dans ce cas, la courbe se déplace très peu quand R
varie et reste voisine de la courbe plus simple. Pour interpréter les expériences sur l’uranium et le thorium j’ai fait usage de la courbe A où R===5; les résultats
sont suffisamment exacts bien que la vraie valeur de R pour ces substances soit voisine de 5,5.
La courbe a été tracée d’après les points suivante
D/R.
0,067 0,110 0,167 0,250 0,333 0,443 0.568 0,667 0,833
ill 0,773 0,657 0,552 0,5’8 0,262 0,448 0,069 0,030 0,010 Cas (b). - Couche radioactive très mince. - Soit D’ l’équivalent enair de la couche, c’est-a-dire la perte
de parcours qu’elle fait subir à une particule B1.. qui la
traverse normalement.
Les limites de 0 sont maintenant 01 et 62, où D sec 61+r=R et (D+D’) sec 62+r=R
Donc le nombre total des particules dont le parcours est compris entre r et r+ dr est :
237
L’ionisation i devient :
Si nous avions négligé les variations de l’ionisation
avec la vitesse et supposé l’ionisation le long du tra- jet r proportionnelle à r, nous aurions trouvé
La différence est plus grande que dans le premier
cas lorsqu’on néglige les variations de l’ionisation avec
la vitesse. La courbe B correspond a la formule exacte pour R = 7 et d = 1,33. Elle a été calculée au moyen des points suivants :
D/R.. 0,061 0,124 0,256 0,357 0,500 0,690 0,833 i/I .. 0,807 0,672 0,467 0,335 0,19. 0,072 0,023
Cas (c). - Couche d’épaisseur moyenne. - Ce cas
doit être étudié en deux parts.
V1.) Si r est tel que D+D’ + rR, les limites de
8 sont arc cos
D+D’ R-r ,
et arc cos D R-r celles de r sont 0 0 sont arc cos
fi -1’1
v et arc cos 1) celles der sont 0et n - f) - D’ . I.
(P) Si r est tel que D + D’ + r > R, les limites de
6 sont 0 et arc cos D R r, celles der sont R2013D2013D’etR2013r.
On tire de lâ :
La courbe C montre lc résultat obtenu en effectuant
l’intégration et traçant une courbe correspondant aux
valeurs R = 3,5, D’ = 0,5, d = 1 ,33 qui passe par les
points
D/R.. 0,057 0,143 0,200 0,257 0,380 0,500 0,714 i/I .. 0,833 0,642 0,539 0,445 0,288 0,174 0,044
IMPARTIE.
L’appareil employé avait la forme ordinaire, et res-
semblait beaucoup à celui qui a été décrit par Ruther- tord (Radioactivity,
1905, p. 58). La sub-
stance était placée sur
une lame à haut po- tentiel B, à une dis-
tance telle de la lamc
supérieure qu’aucune particule a ne pouvait
atteindre celle-ci. De cette façon chaque
Fig. 5.
particule décrivait son plein parcours, et pour être
plus sûr de ne laisser échapper aucun ion, on a re-
courbé latéralement la lame vers le bas (fig. 5).
Uranium.
L’uraniu1 était employé sous forme d’olsdc vert Urg 0,, et débarrassé momentanémcnt d’Ur X. Ceci n’était pas nécessaire, mais commode, pour diminuer la correction due aux rayons B. L’uranium finement
pulvérise était placé dans une cavité tournée dans un
disque de métal, le diamètre de la cavité étant
5,17 centimètres et sa profondeur d’une fraction de millimètre (132 de pouce), ce qui était bien suffisant pour être sùr que les particules c4 des couches les plus profondes ne pouvaient s’échapper. La surface de la substance était soigneusement nivelée au moyen d’une lame métallique polie. On s’est servi d’un potentiel de
500 volt, à peu près suffisant pour la saturation; il
était inutile d’employer plus, car on n’avait en vue que des mesures relatives. La couche absorbante était une
feuille d’aluminium dont on mesurait le po*ds et la
surfacc de façon à connaitre l’épaisseur (d) et la den-
sité (p). La table ci-dessous donne dans la première
colonne la valeur du produit p d pour chaque feuille employée, et dans la seconde le courant, c’est-à-dire la moyenne de cinq lectures de dix secondes chacune.
La dernière ligne montre que lorsque deux épais-
seurs de papier d’étain étaient ajoutées à la feuille d’a- luminium qui couvrait déjà l’uranium, le courantétait réduit à 54. Chaque épaisseur de papier d’étain valait
environ 17 millimètres d’air et l’aluminium environ 21 ; de sorte que l’ensemble arrêtait complètement les
rayons «,, puisqu’on sait que leur parcours ne dépasse
pas 5,7 centimètres. Ce courant 54 était donc dû aux
rayons B et à la perte normale de l’appareil. La troi-
sièlne colonne donne les résultats obtenus en retran- chant 54 de tous lus nombres de la seconde et les réduisant en fractions de 1. Les nombres ainsi obte-
nus ont été considérés comme autant d’ordonnées de la courbe des grandes épaisseurs A, et ont serii à
déterminer au moyen de cette courbe les abscisses
correspondantes (colonne IV). Il est possible alors
d’obtenir avec chaque lecture une détermination du
produit pd de la feuille d’aluminium qu’une particules
d’uranium est tout juste capable de traverser. Par
exemple, la tal)lc montre que la feuille pour laquelle pd = 0,000945 est 20,5 pour 100 de l’épaisseur néces-
sairc, de sorte tIllC le p cl de la feuille qui arrête complètement le rayon « est 0,000949/0,205
zz:= 0 ,00463.
Les détermination ainsi obtenues sont rangées dans
la cinquième colonne. Leur accord étroit est une forte présomption en faveur de la formule employée.
Prenant 0,00456 pour la moyenne des nombres de la dernière colonne, le résultat final peut s’énoncer ainsi:
La particule a de l’uranium peut tout juste traverser
une feuille d’aluminium pour laquelle pd = 0,00456.
Bien que ce résultat puisse immédiatement donner le parcours de la particule dans l’air, il est préférable
d’évaluer aussi en feuilles d’aluminium les parcours du radium et du thorium.
.Radium.
L’application de la mcthodc au thorium et au
radium est un peu plus difficile que dans le cas de
l’llrallillm, car il faut que la substance radioactive n’émette qu’une sorte de particules a de parcours bien déterminé. Sans doute on pourrait tenir compte des autres sortes de particules, si l’on connaissait leur nombre et leur parcours. Il faut en venir à une 111é- thode de ce genre pour le thorium X et l’émanation du thorium. Mais il est évidemment plus direct, dans le
cas du radium et du thorium, de se servir si possible
de substances homogènes.
Une très petite quantité de bromure de radium est
évaporée sur une lame de platine, puis chauffée au
rouge vif pendant quelques minutes. Ceci débarrasse le radium d’émanation, de radium A et d’une partie
du radium C. Le courant d’ionisation dù à cette lame tombait rapidement, et au bout de trois heures il avait diminué de moitié. Le reste du radium C avait alors
disparu. On rechauffa pour chasscr l’émanation qui
s’était reformée, ci on admit que la grande niajorité
des particules x émises alors par la lame étaient dues
au radium lui-même (Bragg et Klceman, Plzél. Jfag., scpt. 1905, p. 524).
Le tableau ci-dessous résumc les résultats. Les feuilles d’aluminium sont les mêmes qui ont servi
pour l’uranium. La courbc employée fut naturellement difïercntc, puisque la couche était mince. Conformé-
ment aux expériences de Kleeman et de moi-même,
une couche de ce genre peut être considérée comme
équivalente à 3 millimètres d’air. Aussi s’est-on servi de la courbe C.
L’accord du calcul et de l’expérience est presque aussi bon que dans le cas de l’uraniunl. Il j a â vrai
dire un accroissement systématique des nombres de la dernière colonne. Mais on devait s’y attendre, puis- qu’il y a présentes des particules x de parcours plus grand que celles du radium, et aucune de parcours
plus petit. Négligeant. cet effet, on trouve pour la moyenne des nombres de la dernière colonne 466 : c’est la valeur du produit rd pour la feuille d’alun1i- nium que la particule x du radium peut juste tra-
verser, avec cette réserve que la valeur est probable-
ment un peu trop forte par suite de l’impureté de la
substance enlployre. Cette affirmation ne s’applique
que si l’on parle de valeurs relatives pour la mesure des parcours de 1’uraiiiuni et du thorium. D’autres considérations interviennent dans la déternnuation des valeurs absolues.
Le fait que les deux premiers résultats de la
colonne V sont inférieurs â la moyenne peut être dû
en partie à ce que la première et la seconde couche
arrêtent la radiation facilement absorbable dont l’exis- tence a été démontrée par J.-J. Thomson et Ruther- ford. Je ne connais aucune mesure de l’ionisation due ’ à cette radiation. Si dans l’expérience présente les
4 pour 100 seulement de l’ionisation totale de la sub- stance nue sont dus il cette cause, et si la feuille pour
laquelle pd = 0,000317 coupe les 3/4, la feuille suii
vante le reste de cette radiation, les nonlbres de la dernière eolonlle deviennent 488, 487, 487, 496, 486,
