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Submitted on 1 Jan 1926
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Sur la distribution de longueur des rayons α du radium C et du radium A
Irène Curie, P. Mercier
To cite this version:
Irène Curie, P. Mercier. Sur la distribution de longueur des rayonsα du radium C et du radium A. J.
Phys. Radium, 1926, 7 (10), pp.289-294. �10.1051/jphysrad:01926007010028900�. �jpa-00205265�
LE JOURNAL DE
PHYSIQUE
ET
LE RADIUM
SUR LA DISTRIBUTION DE LONGUEUR DES RAYONS x DU RADIUM C ET DU RADIUM Å.
par Mlle IRÈNE CURIE et M. P. MERCIER.
Sommaire. - La distribution de longueur des rayons x de RaC et de RaA dans l’air est étudiée par une méthode décrite dans un travail précédent, qui utilise l’appareil à détente de Wilson.
Les parcours des rayons se distribuent, autour d’un parcours le plus probable l, sui-
vant une loi de probabilité de coefficient 03B1, conformément aux prévisions théoriques de
Bohr et de Flamm. La valeur du coefficient p = 03B1/l, indépendant des conditions de tempé- rature et de pression, est conforme aux prévisions théoriques. Le parcours le plus pro- bable est peu différent du parcours extrapolé obtenu par les courbes d’ionisation.
On trouve, pour les groupes de RaC et de RaA :
dans l’air à 15° et 760 mm Hg de pression.
Le rapport des parcours les plus probables est lC/lA A= 1,471.
SÉRIE VI. TOME VII OCTOBRE 1926 ~’~) 10.
Dans un travail antérieur, l’un de nous a déterminé la distribution de longueur des
rayons a du polonium par une méthode nouvelle qui utilise l’appareil à détente de
Wilson ~i).
La méthode consiste essentiellement dans la comparaison des longueurs ci’un grand
nombre de rayons émis au même instant au cours d’une détente : les rayons a émis par une
source ponctuelle sont canalisés dans un plan horizontal par une fente placée à 2 cm de la
source; la source est découverte automatiquement presque à la fin de la chute du piston. On photographie ainsi un éventail de rayons dont on .peut comparer directement les longueurs
sur le cliché.
Le travail effectué avec les rayons a du polonium a montré que les longueurs des rayons sont distribuées suivant une loi de probabilité; n dx étant le nombre de rayons de longueur comprise entre ,x et x + dx, on a
1 étant le parcours le plus probable. Les différences de parcours sont bien plB1s faibles que celles que l’on trouve par la méthode de scintillation, mais encore un peu supérieures aux
(1) IRÈNE CURIE, Thèse, Paris, (1925). - Annales de Physique, t. 3 (1923), p. 299.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:01926007010028900
290
prévisions théoriques de Bohr (_) et de Flamm ~1); en outre, on a toujours trouvé un petit
excès de rayons courts ne rentrant pas dans la loi de probabilité.
Nous avons déterminé, par la même méthode, la distribution de longueur des rayons a de RaC et de RaA. La source ponctuelle était constituée par un fil d’or de 0,5 mm de dia- mètre, dont l’extrémité seule était activée dans le radon. ,
Le dispositif d’activation est représenté dans la figure 1. L’extrémité du fil d’or, soigneu-
Fig. 1. Vue perapective de l’appareil à activation. A, base en laiton; B et C, rodages en ébonite; D, bouchon
fendu en ébonite portant la source; E, dispositif de cassage de l’ampoule de radon.
sement polie et un peu arrondie, affleure à la surface d’un bouchon d’ébonite fendu, percé
d’un canal; un peu de graisse assure l’étanchéité du bouchon: deux rodages pouvant subir
un déplacement latéral permettent, l’un de casser une petite ampoule de radon placée à l’intérieur, l’autre d’enlever le bouchon, sans perdre le radon contenu dans l’appareil à acti-
, vation ; on ouvre le bouchon d’ébonite fendu pour retirer le fil et on mastique celui-ci au
bout d’une tige que l’on introduit dans l’appareil Wilson ; le léger chauffage, nécessaire pour
mastiquer, enlève les traces due radon occluses dans la surface de la source.
Dans le cas du radium C, on peut employer 10 millicuries de radon, par exemple ; après
une activation saturée, le fil porte environ i millicurie de radium C, ce qui est très largement
suffisant pour permettre d’installer la source sans hâte, si l’appareil Wilson est déjà réglé.
Pour savoir les rayons du radium A, il faut employer environ 30 mc de radon et faire
une activation de 6 à 10 minutes ; e~~ opérant aussi vite que possible, on arrive à faire les
premières détentes, dans l’appareil Wilson, 6 ou 7 minutes après la fin de l’activation et l’on
peut obtenir un grand nombre de rayons du radium A. Malheureusement, l’expérience est
rendue particulièrement difficile par le fait qu’il faut faire l’activation avec du radon neuf, c’est-à-dire qui vient d’être introduit dans l’appareil à activation; quand le radon a séjourné dans l’appareil, l’air contient du dépôt actif et la source porte, en plus du radium A, une quantité considérable de radium C dont les rayons a rendent le cliché très confus.
Si l’on a employé du radon exempt de dépôt actif, les premières détentes montrent des rayons du radium A avec très peu de rayons du radium C. Dans les détentes suivantes, le
nombre de rayons du radium A diminue, tandis que le nombre de rayons du radium C augmente.
On voit sur les clichés de nombreux fragments de rayons ~ primaires ou secondaires.
La source est en dehors du champ de l’appareil photographique, mais on obtient sa position par l’intersection des trajectoires rectilignes des particules os. On trace sur le cliché
des cercles de rayon connu, ayant la source pour centre, qui facilitent la mesure des lon- gueurs des trajectoires (voir Planche).
Les courbes de la fig. 2 représentent, pour une série de clichés, le nombre y de rayons (J)BOHR, /~7. Afay., t. 25 (1913), p. 10 ; t. 30 (t9l5), p. 58i.
(a) FLAMM, fVierc. Ber , t. i23 (1914). p. 1343; t. 124 (’19i~) p. 591. ’
291 compris entre x - à et x -‘- 0~ avec A.r r 0,5 mm. On voit que les points expérimentaux
se placent bien sur une courbe de probabilité
1~oÙ t = x - 1 (1, parcours le plus probable).
Pour avoir le coefficient a de la loi de probabilité relative à un intervalle dx infiniment
Fig. 2. Courbes de distribution résumant les expériences de la série V du tableau I. La partie supérieure
est relative au radium A, et la partie inférieure, au radium C.
Les points expérimentaux,. marqués par des croix, se placent très sensiblement sur la courbe de
probabilité théorique dessinée en trait plein. , ,
petit, au lieu de l’intervalle fini ~.x~, il faut apporter une correction au coefficient expérimen- tal ; de plus, il y a lieu de diminuer les valeurs du tableau pour a et p de 2 pour 100, pour
tenir compte de la petite variation de pression,dans la chambre à détente pendant l’émission
des rayons (1).
(1) La mesure des clichés, l’évaluation du èoefficient expérimental a, la méthode pour faire les correc- tions sont décrites ailleurs en détail : IRÈNE CURIE, Thèse, Paris (1925), p. 22 à 40 et Annales de Playsique,
t. 3 (1 ~2~), p. 320 à 338. ~ ,
292
Le parcours le plus probable à 15° C et 760 mm Hg est calculé d’après la pression, la température et’la valeur de la détente; on trouve, ainsi qu’il fallait s’y attendre, un par-
cours un peu inférieur au parcours extrapolé ; la concordance est d’ailleurs meilleure que
ne le comporte la précision médiocre sur la valeur de la détente. On peut, au contraire, considérer comme très précise la mesure du rapport du parcours le plus probable des rayons du radium A et du radium C, que l’on trouve égal à 1,~71. Comme le rapport des parcours les plus probables est peu différent de celui des parcours extrapolés, admettant 6,96 cm pour le parcours extrapolé des rayons oc de RaC (’), on obtient 4,73 cm pour celui des rayons de RaA.
On admettra, pour les rayons a de RaC, Pc = 1,1 >C 10-2 ; pour les rayons de RaA, p~B == i,25 X 10-2. A 1~°C et 760 mm Hg de pression, on trouve que, pour les rayons a de
RaC, (lc = 0,76 mm; 90 p. 100 des rayons ont des longueurs qui diffèrent de moins de
1,8 mm. Dans les mêmes conditions, a - 0,59 mm pour les rayons de RaA; 90 p. 100 des rayons ont des longueurs qui diffèrent de moins de 1,4 mm.
Rappelons maintenant les considérations théoriques qui donnent un grand intérêt aux
résultats relatifs à la distribution de longueur des rayons a de même vitesse initiale.
Voici le principe ,de la théorie de l’absorption des rayons a par la matière, telle que Bohr l’a développée :
Une particule x, passant au voisinage d’un centre chargé, noyau d’atome ou électron.
lui cède de l’énergie, conformément aux lois de l’électrodynamique (application de la loi de Coulomb et des lois de conservation de la quantité de mouvement et de l’énergie) ; l’énergie perdue, qui est fonction de la vitesse de la particule et de la distance de sa trajectoire ini-
tiale à la position initiale du centre chargé, peut être intégrée pour tous les centres chargés
situés dans le rayon d’action de la particule : celui-ci ne peut être considéré comme infini,
car on trouve, en ce cas, une perte d’énergie infinie sur une portion finie de la trajectoire ;
on peut estimer le rayon d’action en faisant intervenir les orbites électroniques et les con-
ditions d’absorption d’énergie par quanta.
Les parcours prévus ne sont pas tout à fait conformes à l’expérience, mais ils s’en rap-
prochent beaucoup ; la théorie permet aussi de prévoir les fluctuations de parcours.
Cependant, la grandeur des fluctuations de parcours dans l’air a été prévue plus sim- plement par Flamm, par un mode de raisonnement qui évite les hypothèses compliquées
relatives aux fréquences caractéristiques des orbites électroniques.
Flamm admet comme un fait expérimental la valeur du parcours et la loi de Geiger
qui relie le parcours dans l’air à la vitesse de la particule. Il examine séparément le rôle des électrons et celui des noyaux d’atomes dans l’absorption de l’énergie des rayons U.
La perte d’énergie due à la rencontre d’un centre chargé se traduit par une diminution de parcours variable suivant la distance b entre la trajectoire et le centre chargé, et variable
avec la vitesse V de la particule au moment de la rencontre. Les électrons qui déterminent
un raccourcissement déterminé s de la trajectoire sont donc placés sur une surfa,ce de révo- lution ayant pour axe la trajectoire et dont le rayon b diminue avec le parcours restant suivant une loi :
où :
R, parcours total: e, ln, charge et masse de l’électron; e, [J., charge etmasse de la particules;
(1) 1B111,; lRùiE CURIE et F. BEHOTINEK, J. Phys., t. 7 (1926), p. 125.
VII.
Fig. I.
Rayons x de RaA et de RaC émis par la source occupant la position S.
Photographie prise peu de temps après la fin d’une activation courte.
A remarquer quelques rayons oc de contamination dùs à des traces de radon.
Fig. II. _
Rayons x de RaC. Photographie prise après disparition de RaA sur la source.
I. CCRIE et P. MERCIER.
G -’ ruz i est une constante qui caractérise le raccourcissement; b diminue le long de
la trajectoire de la particule jusqu’à la valeur 0, qui est atteinte pour » := ?/?.
"
On peut calculer, par intégration, la probabilité d’une diminution de parcours comprise
entre s et s Q- ds en introduisant le nombre d’électrons par unité de volume du gaz. On peut ensuite intégrer ces probabilités élémentaires en fonction de la valeur de s.
Un raisonnement analogue s’applique à la perte d’énergie due ’à la rencontre de
noyaux.
Dans cette manière de calculer, il n’est pas nécessaire de faire intervenir la limite d’action des électrons. En effet, seuls les électrons situés à faible distance de la trajectoire provoquent des fluctuations notables du parcours, parce qu’ils sont peu nombreux et absorbent relativement beaucoup d’énergie. Les électrons plus lointains, qui interviendraient
dans le calcul classique de l’absorption et dont on doit éliminer l’influence par les conditions
de quanta, n’interviennent pas quand on calcule seulement les fluctuations de parcours, parce qu’ils sont trop nombreux et que leur action individuelle est trop faible.
Le calcul de Flamm ne donne qu’une limite supérieure des oscillations de parcours,
car on est obligé de faire certaines approximations. Si l’on compare les coefficients
théoriques aux coefficients obtenus expérimentalement, on constate qu’ils sont effectivement
un peu supérieurs. L’accord est satisfaisant entre la théorie et l’expérience.
On trouve, en effei, par le calcul théoriques, pour RaC et RaA respectivement, PC _-_ 1 ,J5 X et p~ --- 1,44 X 10-’-. L’expérience donne
Il est intéressant de comparer ces résultats avec ceux qui ont été obtenus par l’un de de nous pour les rayons a du polonium : le coefficient de probabilité, p = 0,0165 était un
peu plus fort (1) que le coefficient théorique p = 0,0149, et de plus, il y avait toujours un
excès de rayons courts : ces effets s’expliquent probablement par la pénétration du polonium
dans le métal du support.
En effet, les expériences effectuées avec les rayons du radium A, dont le parcours est
supérieur à celui des rayons du polonium, donnent néanmoins une distribution de longueur plus resserrée; on doit en conclure que les différences de parcours trouvées dans le cas du
polonium n’étaient pas provoquées seulement par le passage des particules dans un milieu
gazeux. D’autre part, l’homogénéité des vitesses initiales des rayons du polonium a é~é
vérifiée par la déviation magnétique avec une grande précision au cours des expériences déjà citées (2) : Ips différences de vitesse, dans le cas du polonium, ne peuvent être attribuées
qu’au mode de préparation particulier aux sources destinées à l’étude de la distribution de
longueur, qui doivent obligatoirement présenter une densité d’activité considérable.
Conclusions. - Il résulte de ce travail que l’oscillation du parcours des rayons a dans l’air est conforme aux prévisions théoriques basées sur l’hypothèse que la perte d’énergie des rayons a se fait conformément aux lois de l’électrodynamique par l’action des électrons et des noyaux des atomes du gaz traversé. Il n’est pas nécessaire de rechercher d’autre cause de fluctuations de parcours que celles qui sont prévues par la théorie classique.
On peut en conclure que les différences de vitesses qui peuvent exister au moment de
l’émission des particules a sont très faibles et que les fluctuations de parcours qui peuvent
en résulter sont négligeables vis-à-vis de celles dues au passage des particules dans le
milieu gazeux.
(l) Les coefficients théoriques sont plus élevés que ceux qui se trouvent dans le mémoire de Flamm daté de 1914. Ces coefficients ont été recalculés en utilisant les mêmes formule, mais en y introduisant les valeurs admises actuellement pour les diverses constantes qui y figurent.
Il faut remarquer que les hypothèses faites par Flamm conduisent à une limite supérieure pour la valeur de p, ce qui explique que les valeurs expérimentales trouvées pour p dans le cas de RaA et de RaC sont un peu inférieures aux valeurs théoriques.
(2) IRÈNE CURIE, loc. cit.
294
Les expériences qui font l’objet de ce travail sont résumées dans le tableau I.
.
TABLBAU 1.
il, parcours le plus probable expérimental.
l, ’ parcours le plus probable à 150 C et 760 mm Hg (sans tenir compte de la correction de vapeur
d’eau). 1
a, coefficient de probabilité de la courbe expérimentale.
coefficient de probabilité corrigé, dans les conditions de l’expérience.
0152
P =="4.
Manuscrit reçu le 11 juin 1926.
Note ajoutée à la correction. - Nous venons de prendre connaissance d’un travail récent de Lise Meitner et Kurt Freitag [Zts. f. Phys., t. 37 (1926), p. 48i-5f8] sur l’oscilla-
tion de parcours des rayons a du Th C + C’. Ce travail a été fait en utilisant la méthode Wilson de la manière qui a été appliquée par l’un de nous (loc. cit.) et que nous avons
employée à nouveau dans le présent travail. Les résultats expérimentaux obtenus de part
et d’autre sont d’accord sur les points essentiels; une discussion plus détaillée suivra.
Note ajoutée à la correction. Nous venons de prendre connaissance d’un travail récent de Lise Meitner et Kurt Freitag [Zts. f. Phys., t. 37 (1926), p. 48i-5f8] sur l’oscilla-
tion de parcours des rayons a du Th C + C’. Ce travail a été fait en utilisant la méthode Wilson de la manière qui a été appliquée par l’un de nous (loc. cit.) et que nous avons
employée à nouveau dans le présent travail. Les résultats expérimentaux obtenus de part
et d’autre sont d’accord sur les points essentiels; une discussion plus détaillée suivra.
