CHAPTER IV. NATURE OF THE RADIATIONS.

# PART I. Comparison of the Radiations.

71. Los Tres Tipos de Radiación.

Todas las sustancias radiactivas poseen en común el poder de actuar sobre una placa fotográfica y de ionizar el gas en su inmediata vecindad.

La intensidad de las radiaciones puede compararse por medio de su acción fotográfica o eléctrica y, en el caso de las sustancias fuertemente radiactivas, por el poder que poseen de iluminar una pantalla fosforescente.

Tales comparaciones, sin embargo, no arrojan ninguna luz sobre la cuestión de si las radiaciones son del mismo o de diferentes tipos, pues es bien sabido que tipos de radiación tan diferentes como las ondas cortas de la luz ultravioleta, los rayos Röntgen y los rayos catódicos, todos poseen la propiedad de producir iones en todo el volumen de un gas, iluminar una pantalla fluorescente y actuar sobre una placa fotográfica.

Tampoco pueden emplearse los métodos ópticos ordinarios para examinar las radiaciones objeto de estudio, ya que no muestran rastro alguno de reflexión regular, refracción o polarización.

Se pueden emplear dos métodos generales para distinguir los tipos de radiaciones emitidas por un mismo cuerpo y también para comparar las radiaciones de las diferentes sustancias activas. Estos métodos son los siguientes:

(1) Observando si los rayos se desvían de manera apreciable en un campo magnético.

(2) Comparando la absorción relativa de los rayos por sólidos y gases.

Examinado de estas maneras, se ha encontrado que hay tres tipos diferentes de radiación emitidos por cuerpos radiactivos, que por brevedad y conveniencia el autor ha denominado rayos α, β y γ.

(i) Los rayos α son absorbidos con gran facilidad por láminas metálicas delgadas y por unos pocos centímetros de aire. Se ha demostrado que consisten en cuerpos cargados positivamente proyectados con una velocidad de aproximadamente ⅒ de la velocidad de la luz. Son desviados por campos magnéticos y eléctricos intensos, pero la magnitud de la desviación es minúscula en comparación con la desviación, bajo las mismas condiciones, de los rayos catódicos producidos en un tubo de vacío.

(ii) Los rayos $\beta$ son de naturaleza mucho más penetrante que los rayos $\alpha$, y consisten en cuerpos cargados negativamente proyectados con velocidades del mismo orden que la velocidad de la luz. Se desvían con mucha más facilidad que los rayos $\alpha$ y son, de hecho, idénticos a los rayos catódicos producidos en un tubo de vacío.

(iii) Los rayos $\gamma$ son extremadamente penetrantes y no desviables por un campo magnético. Su verdadera naturaleza no está definitivamente establecida, pero son análogos en la mayoría de los aspectos a los rayos Röntgen muy penetrantes.

Las tres sustancias radiactivas mejor conocidas, el uranio, el torio y el radio, emiten estas tres clases de rayos, cada una en una cantidad aproximadamente proporcional a su actividad relativa medida por los rayos $\alpha$. El polonio destaca por emitir únicamente los rayos $\alpha$ o fácilmente absorbibles¹.

72. Desviación de los rayos.

Los rayos emitidos por los cuerpos radiactivos presentan así una analogía muy estrecha con los rayos que se producen en un tubo de vacío muy alto cuando una descarga eléctrica pasa a través de él.

• Los rayos α corresponden a los rayos canales, descubiertos por Goldstein, los cuales Wien demostró que consisten en cuerpos cargados positivamente proyectados con gran velocidad (véase la sección 51).
• Los rayos β son los mismos que los rayos catódicos, mientras que los rayos γ se asemejan a los rayos Röntgen.

En un tubo de vacío, se gasta una gran cantidad de energía eléctrica en producir los rayos, pero, en los cuerpos radiactivos, los rayos son emitidos espontáneamente y a un ritmo no influenciado por ningún agente químico o físico. Los rayos α y β de los cuerpos activos son proyectados con una velocidad mucho mayor que los rayos correspondientes en un tubo de vacío, mientras que los rayos γ son de un poder de penetración mucho mayor que los rayos Röntgen.

El efecto de un campo magnético sobre un haz de rayos procedente de una sustancia radiactiva que emite los tres tipos de rayos está muy bien ilustrado en la Fig. 22².

Se coloca un poco de radio en el fondo de un vaso cilíndrico de plomo estrecho R. Un haz estrecho de rayos compuesto por rayos α, β y γ escapa por la abertura.

Si se aplica un campo magnético uniforme intenso en ángulo recto con respecto al plano del papel y dirigido hacia el interior de este, los tres tipos de rayos se separan unos de otros.

• Los rayos γ continúan en línea recta sin ninguna desviación.
• Los rayos β se desvían hacia la derecha y describen órbitas circulares cuyos radios varían dentro de amplios límites.

Si se coloca la placa fotográfica AC debajo del vaso de radio, los rayos β producen una impresión fotográfica difusa a la derecha del vaso R. Los rayos α se curvan en la dirección opuesta a la de los rayos β y describen una porción del arco de un círculo de gran radio, pero se absorben rápidamente tras recorrer una distancia de pocos centímetros desde el vaso R.

La magnitud de la desviación de los rayos α en comparación con la de los rayos β está muy exagerada en la figura.

73. Poder ionizante y de penetración de los rayos.

De los tres tipos de rayos, los rayos $\alpha$ producen la mayor ionización en el gas y los rayos $\gamma$, la menor. Con una capa delgada de material activo sin apantallar extendido sobre la placa inferior de dos placas paralelas separadas 5 cm, la cantidad de ionización debida a los rayos $\alpha$, $\beta$ y $\gamma$ es del orden relativo de 10 000, 100 y 1. Estos números son solo aproximaciones groseras, y las diferencias se vuelven menos pronunciadas a medida que aumenta el espesor de la capa radiactiva.

El poder de penetración medio de los rayos se muestra a continuación.

En la primera columna se indica el espesor del aluminio que reduce cada radiación a la mitad de su valor, y en la segunda, el poder relativo de penetración de los rayos.

El poder relativo de penetración es, por tanto, aproximadamente inversamente proporcional a la ionización relativa. Estos números, sin embargo, solo indican el orden del poder de penetración relativo. Dicho poder varía considerablemente para los diferentes cuerpos activos.

Los rayos α del uranio y del polonio son los menos penetrantes, y los del torio, los que más. Las radiaciones β del torio y del radio son muy complejas y constan de rayos de poder de penetración muy diverso. Algunos de los rayos β de estas sustancias son mucho menos penetrantes y otros mucho más que los del uranio, el cual emite rayos bastante homogéneos.

74. Dificultades de las mediciones comparativas.

Es difícil realizar mediciones cuantitativas o incluso cualitativas de la intensidad relativa de los tres tipos de rayos procedentes de sustancias activas. Los tres métodos generales empleados dependen de la acción de los rayos al ionizar el gas, al actuar sobre una placa fotográfica y al causar efectos fosforescentes o fluorescentes en ciertas sustancias.

En cada uno de estos métodos, la fracción de los rayos que es absorbida y transformada en otra forma de energía es diferente para cada tipo de rayo. Aun cuando se está observando un tipo específico de rayos, las mediciones comparativas se ven dificultadas por la complejidad de dicho tipo de rayos.

Por ejemplo, los rayos $\beta$ del radio consisten en partículas cargadas negativamente proyectadas con un amplio rango de velocidad y, en consecuencia, son absorbidos en diferentes cantidades al atravesar un espesor determinado de materia. En cada caso, solo una fracción de la energía absorbida se transforma en el tipo particular de energía —ya sea iónica, química o luminosa— que sirve como medio de medición.

Los rayos que son más activos eléctricamente son los menos activos fotográficamente. En condiciones ordinarias, la mayor parte de la acción fotográfica del uranio, el torio y el radio se debe a los rayos $\beta$ o catódicos. Los rayos $\alpha$ del uranio y el torio, debido a su débil acción, aún no han sido detectados fotográficamente.

Con sustancias activas como el radio y el polonio, los rayos $\alpha$ producen fácilmente una impresión fotográfica. Hasta ahora, los rayos $\gamma$ se han detectado fotográficamente solo a partir del radio.

El hecho de que aún no se haya establecido ninguna acción fotográfica de estos rayos para el uranio y el torio se debe probablemente a que el efecto buscado es muy pequeño, y durante exposiciones prolongadas es muy difícil evitar el velado de las placas debido a otras causas. Teniendo en cuenta la similitud de las radiaciones en otros aspectos, hay pocas dudas de que los rayos $\gamma$ producen alguna acción fotográfica, aunque sea demasiado pequeña para observarla con certeza.

Estas diferencias en las propiedades fotográficas e ionizantes de las radiaciones deben tenerse siempre en cuenta al comparar los resultados obtenidos por ambos métodos. Se observa que la aparente contradicción de los resultados obtenidos por diferentes observadores que utilizan estos dos métodos se debe a sus diferencias en la acción fotográfica e ionizante relativa.

Por ejemplo, con el material activo sin blindaje, la ionización observada por el método eléctrico se debe casi en su totalidad a los rayos $\alpha$, mientras que la acción fotográfica en las mismas condiciones se debe casi por completo a los rayos $\beta$.

A menudo resulta conveniente saber qué espesor de materia es suficiente para absorber un tipo específico de radiación. Un espesor de aluminio o mica de 0,01 cm o una hoja de papel de escritura común es suficiente para absorber por completo todos los rayos $\alpha$. Con dicha pantalla sobre el material activo, los efectos se deben únicamente a los rayos $\beta$ y $\gamma$, que la atraviesan con una absorción muy ligera.

La mayor parte de los rayos $\beta$ se absorben en 5 mm de aluminio o 2 mm de plomo. La radiación que atraviesa tales pantallas consiste en su gran mayoría en rayos $\gamma$.

Como regla práctica aproximada, puede considerarse que el espesor de materia necesario para absorber cualquier tipo de rayos es inversamente proporcional a la densidad de la sustancia, es decir, la absorción es proporcional a la densidad. Esta regla se cumple aproximadamente para las sustancias ligeras, pero, en sustancias pesadas como el mercurio y el plomo, las radiaciones se absorben aproximadamente el doble de rápido de lo que haría esperar la regla de la densidad.

PARTE II.

# Los rayos $\beta$ o catódicos.

75. Descubrimiento de los rayos β.

Un descubrimiento que dio un gran impulso al estudio de las radiaciones de los cuerpos activos se realizó en 1899, casi simultáneamente en Alemania, Francia y Austria. Se observó que las preparaciones de radio emitían algunos rayos que podían ser desviados por un campo magnético, y que eran muy similares en su naturaleza a los rayos catódicos producidos en un tubo de vacío.

La observación de Elster y Geitel de que un campo magnético alteraba la conductividad producida en el aire por los rayos del radio, llevó a Giesel³ a examinar el efecto de un campo magnético sobre las radiaciones. En sus experimentos, la preparación radiactiva se colocaba en un pequeño recipiente entre los polos de un electroimán. El recipiente estaba dispuesto de modo que producía un haz estrecho de rayos que era aproximadamente perpendicular al campo.

Los rayos provocaban una pequeña mancha fluorescente en la pantalla. Al excitar el electroimán, se observaba que la zona fluorescente se ensanchaba por un lado. Al invertir el campo, la extensión de la zona se producía en la dirección opuesta. La desviación de los rayos así indicada ocurría en la misma dirección y era del mismo orden de magnitud que la de los rayos catódicos.

S. Meyer y Schweidler⁴ obtuvieron también resultados similares. Demostraron, además, la desviación de los rayos por la alteración de la conductividad del aire al aplicar un campo magnético.

Becquerel⁵, poco después, demostró la deflexión magnética de los rayos del radio empleando el método fotográfico.

P. Curie⁶, mediante el método eléctrico, demostró además que los rayos del radio constaban de dos tipos: uno aparentemente no desviable y fácilmente absorbido (conocido ahora como rayos α), y el otro penetrante y desviable por un campo magnético (conocido ahora como rayos β). El efecto de ionización debido a los rayos β era solo una pequeña fracción del debido a los rayos α.

En una fecha posterior, Becquerel, mediante el método fotográfico, demostró que el uranio emitía algunos rayos desviables. Se había demostrado previamente⁷ que los rayos del uranio constaban de rayos α y β. Los rayos desviados en el experimento de Becquerel consistían enteramente en rayos β, ya que los rayos α del uranio no producen ninguna acción fotográfica apreciable.

Rutherford y Grier⁸, utilizando el método eléctrico, demostraron que los compuestos de torio, al igual que los de uranio, emitían, además de rayos α, algunos rayos β penetrantes, desviables en un campo magnético. Como en el caso del radio, la ionización debida a los rayos α del uranio y del torio es grande en comparación con la debida a los rayos β.

76. Examen de la desviación magnética por el método fotográfico.

Becquerel ha realizado un estudio muy completo, mediante el método fotográfico, de los rayos $\beta$ del radio, y ha demostrado que se comportan en todos los aspectos como los rayos catódicos, los cuales se sabe que son partículas cargadas negativamente que se mueven a gran velocidad.

El movimiento de un ion cargado sobre el que actúa un campo magnético se ha analizado en la sección 49. Se ha demostrado que si una partícula de masa m y carga e se proyecta con una velocidad u, en un ángulo $\alpha$ con la dirección de un campo uniforme de intensidad H, describirá una hélice alrededor de las líneas de fuerza magnéticas. Esta hélice está arrollada sobre un cilindro de radio R, con el eje paralelo al campo, donde R viene dado por

Cuando α = π/2, es decir, cuando los rayos se proyectan normalmente al campo, las partículas describen círculos de radio

Los planos de estos círculos son normales al campo. Así, para una velocidad u particular, el valor de R varía inversamente respecto a la intensidad del campo. En un campo uniforme, los rayos proyectados normalmente al campo describen círculos, y sus direcciones de proyección son las tangentes en el origen.

Esta conclusión ha sido verificada experimentalmente por Becquerel para los rayos $\beta$ del radio, mediante un dispositivo similar al mostrado en la Fig. 23.

Una placa fotográfica P, con la película hacia abajo, está envuelta en papel negro y colocada horizontalmente en el campo magnético horizontal uniforme de un electroimán. Se supone que el campo magnético es uniforme y, en la figura, es perpendicular al plano del papel. La placa estaba cubierta con una hoja de plomo y, en el borde de la placa, en el centro del campo magnético, se coloca un pequeño vaso de plomo R que contiene la materia radiactiva.

Al excitar el imán, de modo que los rayos se desvíen hacia la izquierda de la figura, se observa que se produce una impresión fotográfica directamente debajo de la fuente de los rayos, los cuales han sido desviados por el campo magnético. La materia activa emite rayos por igual en todas direcciones. Los rayos perpendiculares al campo describen círculos, que impactan en la placa inmediatamente debajo de la fuente. Algunos de estos rayos, A₁, A₂, A₃, se muestran en la figura.

Los rayos normales a la placa inciden sobre ella casi de forma normal, mientras que los rayos casi paralelos a la placa inciden sobre ella con una incidencia casi rasante. Los rayos inclinados respecto a la dirección del campo describen espirales y producen efectos sobre un eje paralelo al campo que pasa a través de la fuente. Como consecuencia de esto, cualquier pantalla opaca colocada en la trayectoria de los rayos proyecta su sombra cerca del borde de la placa fotográfica.

77. Complejidad de los rayos.

Los rayos desviables del radio son complejos, es decir, están compuestos por una corriente de partículas proyectadas con una amplia gama de velocidades. En un campo magnético, cada rayo describe una trayectoria cuyo radio de curvatura es directamente proporcional a la velocidad de proyección. La complejidad de la radiación ha sido demostrada muy claramente por Becquerel⁹ de la siguiente manera.

Una placa fotográfica sin cubrir, con la emulsión hacia arriba, se colocó horizontalmente en el campo magnético uniforme y horizontal de un electroimán.

Una pequeña caja de plomo abierta, que contenía la materia radiactiva, se colocó en el centro del campo, sobre la placa fotográfica. La luz, debida a la fosforescencia de la materia radiactiva, por lo tanto, no podía llegar a la placa.

Todo el aparato se colocó en una habitación oscura. La impresión en la placa tomó la forma de una banda grande, difusa pero continua, de forma elíptica, producida en un lado de la placa.

Semejante impresión ha de esperarse si los rayos se emiten en todas direcciones, aun cuando sus velocidades de proyección sean las mismas, pues puede demostrarse fácilmente, en teoría, que la trayectoria de los rayos se confina dentro de una elipse cuyo semieje menor, el cual es perpendicular al campo, es igual a 2R, y cuyo semieje mayor es igual a πR.

Si, no obstante, la sustancia activa se coloca en el fondo de un cilindro de plomo profundo y de pequeño diámetro, los rayos tienen prácticamente toda la misma dirección de proyección y, en tal caso, cada parte de la placa recibe la acción de rayos de una curvatura determinada.

En este caso también se observa en la placa una impresión difusa, que da, por decirlo así, un espectro continuo de los rayos y muestra que la radiación se compone de rayos de curvaturas muy diferentes.

La fig. 24 muestra una fotografía de este tipo obtenida por Becquerel, con tiras de papel, aluminio y platino colocadas sobre la placa.

Si se colocan pantallas de varios grosores sobre la placa, se observa que la placa no resulta afectada de manera apreciable dentro de cierta distancia a partir de la materia activa, y que esta distancia aumenta con el grosor de la pantalla. Esta distancia es evidentemente igual al doble del radio de curvatura de la trayectoria de los rayos, que apenas son capaces de producir una impresión a través de la pantalla.

Estos experimentos muestran muy claramente que los rayos más desviables son los más fácilmente absorbidos por la materia. Mediante observaciones de este tipo, Becquerel ha determinado aproximadamente el límite inferior del valor de HR para los rayos que se transmiten a través de diferentes espesores de materia.

Los resultados se muestran en la tabla siguiente:

Si e/m es una constante para todos los rayos, el valor de HR es proporcional a la velocidad de los rayos, y de la tabla se deduce que la velocidad de los rayos que apenas producen un efecto en la placa a través de ·13 mm de plomo es aproximadamente 7 veces la de los rayos que apenas producen una impresión a través de ·01 mm de aluminio.

Se demostrará, sin embargo, en la sección 82, que e/m no es una constante para todas las velocidades, sino que disminuye al aumentar la velocidad de los rayos. La diferencia de velocidad entre los rayos no es, en consecuencia, tan grande como indicaría este cálculo.

Al examinar los rayos del uranio, Becquerel descubrió que la radiación no es tan compleja como la del radio, sino que consiste enteramente en rayos para los cuales el valor de HR es de aproximadamente 2000.

78. Examination of the β rays by the electric method.

The presence of easily deviable rays given off from an active substance can most readily be shown by the photographic method, but it is necessary, in addition, to show that the penetrating rays which produce the ionization in the gas are the same as those which cause the photographic action. This can be conveniently tested in an arrangement similar to that shown in Fig. 25.

La materia radiactiva A se coloca sobre un bloque de plomo B´´ entre las dos placas de plomo paralelas BB´. Los rayos pasan entre las placas paralelas e ionizan el gas entre las placas PP´ del vaso de ensayo. El campo magnético se aplica en ángulo recto con respecto al plano del papel. El rectángulo punteado EEEE representa la posición de la pieza polar.

Si se investiga un compuesto de radio o torio, se requiere una corriente de aire para evitar la difusión de las emanaciones radiactivas en el vaso de ensayo. Cuando se coloca una capa de compuesto de uranio, torio o radio en A, la ionización en el vaso de ensayo se debe principalmente a la acción de los rayos α y β.

• Los rayos α se eliminan añadiendo una capa de aluminio de 0,01 cm de espesor sobre el material activo.
• Cuando la capa de materia activa no tiene más de unos pocos milímetros de espesor, la ionización debida a los rayos γ es pequeña en comparación con la producida por los rayos β, y puede despreciarse.

Al aplicar un campo magnético en ángulo recto con respecto a la dirección media de los rayos, la ionización en el vaso de ensayo debida a los rayos disminuye de manera constante a medida que aumenta la intensidad del campo y, en un campo fuerte, se reduce a una fracción muy pequeña de su valor original. En este caso, los rayos se desvían de modo que ninguno de ellos entra en el vaso de ensayo.

Examinado de este modo, se ha hallado que los rayos β del uranio, el torio y el radio consisten enteramente en rayos fácilmente desviados por un campo magnético. Los rayos del polonio consisten enteramente en rayos α, cuya desviación puede detectarse únicamente en campos magnéticos muy intensos.

Cuando se retira la pantalla que cubre el material radiactivo, en un campo magnético intenso, la ionización en el recipiente se debe principalmente a los rayos $\alpha$. Debido a la ligera desviación de los rayos $\alpha$ bajo las condiciones experimentales ordinarias, un aumento aún mayor del campo magnético no altera apreciablemente la corriente debida a ellos en el recipiente de prueba.

La acción de un campo magnético sobre una sustancia muy activa como el radio se demuestra fácilmente por el método eléctrico, ya que la corriente de ionización debida a los rayos desviables es grande.

Con sustancias de pequeña actividad como el uranio y el torio, la corriente de ionización debida a los rayos desviables es muy pequeña, y se requiere un electrómetro sensible o un electroscopio para determinar la variación, en un campo magnético, de la corriente tan pequeña involucrada.

Este es especialmente el caso del óxido de torio, que emite solo aproximadamente ⅕ de la cantidad de rayos desviables emitida por el mismo peso de óxido de uranio.

79. Experimentos con una pantalla fluorescente.

Los rayos β procedentes de unos pocos miligramos de bromuro de radio puro producen una intensa fluorescencia en el platinocianuro de bario y en otras sustancias que pueden volverse luminosas bajo la influencia de los rayos catódicos. Utilizando un centigramo de bromuro de radio, la luminosidad en una pantalla, colocada sobre este, es lo suficientemente brillante como para ser observada a la luz del día.

Con la ayuda de una pantalla de este tipo en una habitación oscura, muchas de las propiedades de los rayos β pueden ilustrarse de manera sencilla y su naturaleza compleja puede mostrarse con claridad. Se coloca una pequeña cantidad de radio en el fondo de un tubo de plomo corto y estrecho, abierto por un extremo. Este se sitúa entre las piezas polares de un electroimán, y la pantalla se coloca debajo.

Sin campo magnético, se observa una débil luminosidad en la pantalla debido a los rayos γ, muy penetrantes, que atraviesan fácilmente el plomo. Cuando se conecta el campo magnético, la pantalla se ilumina brillantemente en un lado sobre un área de forma elíptica (sección 77). La dirección de la desviación se invierte al invertir el campo. La amplia extensión de la iluminación muestra la naturaleza compleja de los rayos β.

Al colocar un objeto metálico en varios puntos por encima de la pantalla, la trayectoria de los rayos puede rastrearse fácilmente observando la posición de la sombra proyectada sobre la pantalla. Al observar la densidad de la sombra, puede verse que los rayos que se desvían con mayor facilidad son los menos penetrantes.

Comparación de los rayos $\beta$ con los rayos catódicos.

80. Medios de comparación. Para demostrar la identidad de los rayos $\beta$ procedentes de cuerpos radiactivos con los rayos catódicos producidos en un tubo de vacío, es necesario mostrar

(1) Que los rayos llevan consigo una carga negativa;

(2) Que son desviados tanto por un campo eléctrico como por uno magnético;

(3) Que la relación e/m es la misma que para los rayos catódicos.

Electric charge carried by the β rays.

Los experimentos de Perrin y J. J. Thomson han demostrado que los rayos catódicos transportan consigo una carga negativa. Además, Lenard ha demostrado que los rayos aún transportan una carga después de atravesar capas delgadas de materia.

Cuando los rayos son absorbidos, ceden su carga al cuerpo que los absorbe. La cantidad total de carga transportada por los rayos β, incluso desde una preparación de radio muy activa, es, en general, pequeña en comparación con la transportada por el conjunto de los rayos catódicos en un tubo de vacío, y solo puede detectarse mediante métodos delicados.

Supongamos que una capa de radio muy activo se extiende sobre una placa metálica conectada a tierra, y que los rayos $\beta$ son absorbidos por una placa paralela conectada con un electrómetro.

Si los rayos tienen carga negativa, la placa superior debería recibir una carga negativa que aumenta con el tiempo. Sin embargo, debido a la gran ionización producida por los rayos entre las placas, cualquier carga dada a una de ellas se disipa casi al instante.

En muchos casos, la placa llega a cargarse a un potencial positivo o negativo determinado según el metal, pero esto se debe a la diferencia de potencial de contacto entre las placas, y se produciría tanto si los rayos estuvieran cargados como si no.

La ionización del gas disminuye considerablemente al colocar sobre el material activo una pantalla metálica que absorbe los rayos $\alpha$, pero permite que los rayos $\beta$ la atraviesen con poca absorción.

La rápida pérdida de cualquier carga comunicada a la placa superior puede reducirse en gran medida, ya sea disminuyendo la presión del gas que la rodea o encerrando la placa con aislantes adecuados. En sus experimentos para determinar la cantidad de carga transportada por los rayos del radio, M. y Mme. Curie¹⁰ utilizaron el segundo método.

Un disco metálico MM (Fig. 26) está conectado con un electrómetro mediante el hilo T. El disco y el hilo están completamente rodeados por materia aislante ii. El conjunto está rodeado por una envuelta metálica EEEE conectada a tierra. En la parte inferior del disco, el aislante y la cubierta metálica son muy delgados. Esta parte está expuesta a los rayos del radio R colocado en una cavidad de una placa de plomo AA.

Los rayos del radio atraviesan la cubierta metálica y el aislante con poca absorción, pero son absorbidos por completo por el disco MM. Se observó que el disco adquiría una carga negativa que aumentaba uniformemente con el tiempo, lo que demuestra que los rayos transportan consigo una carga negativa. La corriente observada era muy pequeña. Con una preparación activa de radio¹¹, que formaba una capa de 2,5 cm² de área y 2 mm de espesor, se observó una corriente del orden de 10^-11 amperios después de que los rayos hubieran atravesado una capa de aluminio de 0,01 mm de espesor y una capa de ebonita de 0,3 mm de espesor. La corriente era la misma con discos de plomo, cobre y zinc, y también cuando se sustituyó la ebonita por parafina.

Curie also observó en otro experimento de carácter similar que el radio mismo adquiría una carga positiva. Esto se sigue necesariamente si los rayos llevan consigo una carga negativa. Si los rayos β por sí solos llevaran consigo una carga, una pastilla de radio, si estuviera perfectamente aislada y rodeada por un medio no conductor, se elevaría con el tiempo a un alto potencial positivo.

Sin embargo, dado que los rayos α llevan consigo una carga de signo opuesto a los rayos β, debe determinarse la proporción de la carga transportada por los dos tipos de rayos antes de poder decidir si el radio adquiriría una carga positiva o negativa. No obstante, si el radio se coloca en un recipiente metálico aislado, de un grosor suficiente para absorber todos los rayos α, pero no demasiado grueso como para permitir que la mayoría de los rayos β escapen, el recipiente adquirirá una carga positiva en el vacío.

Un resultado experimental interesante relacionado con este punto ha sido descrito por Dorn¹².

Una pequeña cantidad de radio fue colocada en un tubo de vidrio sellado y dejada durante varios meses. Al abrir el tubo con una lima, se observó una chispa eléctrica brillante en el momento de la fractura, lo que demostró que existía una gran diferencia de potencial entre el interior del tubo y la tierra.

En este caso los rayos $\alpha$ fueron absorbidos en las paredes del tubo, pero una gran proporción de los rayos $\beta$ escapó. El interior del tubo se cargó así, con el tiempo, a un alto potencial positivo; se alcanzaría un estado estacionario cuando la velocidad de escape de la electricidad negativa se equilibrara con la fuga de electricidad positiva a través de las paredes del tubo. La superficie externa del vidrio estaría siempre prácticamente a potencial cero, debido a la ionización del aire a su alrededor.

Strutt¹³ ha descrito recientemente un experimento sencillo y llamativo para ilustrar aún con mayor claridad que una preparación de radio adquiere una carga positiva si se encierra en una envuelta lo suficientemente gruesa como para absorber todas las partículas $\alpha$, pero lo bastante delgada como para permitir que la mayoría de las partículas $\beta$ escapen.

El dispositivo experimental se observa con claridad en la Fig. 27. Un tubo sellado AA, que contenía el radio, estaba unido por un extremo a un par de hojas de oro delgadas en contacto metálico con el radio, y se encontraba aislado dentro de un tubo más grande por medio de una varilla de cuarzo B. La superficie interior del tubo estaba recubierta con papel de estaño EE conectado a tierra. La superficie de vidrio de AA se hizo conductora mediante un recubrimiento delgado de ácido fosfórico.

El aire del tubo exterior se extrajo tan completamente como fue posible mediante una bomba de mercurio, con el fin de reducir la ionización en el gas y, en consecuencia, la pérdida de cualquier carga adquirida por las hojas de oro. Tras un intervalo de 20 horas, se observó que las hojas de oro divergían al máximo, lo que indicaba que habían adquirido una gran carga positiva. En este experimento, Strutt utilizó ½ gramo de bario radífero con una actividad de tan solo 100 veces la del uranio.

Si el tubo está lleno con 30 mg de bromuro de radio puro, las hojas divergen al máximo en el transcurso de aproximadamente un minuto.

Si se dispone de tal manera que la hoja de oro, a cierto ángulo de divergencia, entre en contacto con una pieza de metal conectada a tierra, el aparato puede hacerse funcionar automáticamente. La hoja diverge, toca el metal y se pliega de inmediato, y este movimiento periódico de la hoja continuará, si no indefinidamente, al menos mientras dure el radio.

Este «reloj de radio» debería funcionar a un ritmo perceptiblemente uniforme durante muchos años, pero, a partir de evidencias consideradas más adelante (Sección 261), hay razones para creer que el número de partículas $\beta$ emitidas disminuiría exponencialmente con el tiempo, reduciéndose a la mitad en unos 1200 años. El período de movimiento de la hoja debería así aumentar gradualmente con el tiempo y, en última instancia, el efecto llegaría a ser demasiado pequeño para observarlo.

La acción de este reloj de radio es la aproximación más cercana a un aparente movimiento perpetuo que se ha observado hasta ahora.

Una determinación de la cantidad de carga transportada por los rayos β del radio ha sido realizada por Wien¹⁴.

Una pequeña cantidad de radio, colocada en un recipiente de platino sellado, pendía de un hilo aislante dentro de un cilindro de vidrio, el cual fue evacuado a baja presión.

Se podía establecer una conexión entre el recipiente de platino y un electrodo sellado en el cilindro de vidrio externo, cuando fuera necesario, inclinando el tubo.

Wien halló que en un buen vacío el recipiente de platino se cargaba a unos 100 voltios.

La velocidad de escape de electricidad negativa del recipiente de platino que contenía 4 miligramos de bromuro de radio correspondía a 2,91 × 10^-12 amperios.

Si se considera que la carga de cada partícula es de 1,1 × 10^-20 unidades electromagnéticas, esto corresponde a un escape de 2,66 × 10⁷ partículas por segundo.

A partir de 1 gramo de bromuro de radio, el número correspondiente sería de 6,6 × 10⁹ por segundo.

Dado que algunos de los rayos β son absorbidos en su paso a través de las paredes del recipiente que los contiene y a través del propio radio, el número real proyectado por segundo desde 1 gramo de bromuro de radio debe ser mayor que el valor anterior.

El autor ha constatado que esto es así. El método empleado redujo al mínimo la absorción de los rayos β, y se halló que el número total emitido por segundo por 1 gramo de bromuro de radio en equilibrio radiactivo es de 4·1 × 10¹⁰, es decir, aproximadamente seis veces el número hallado por Wien.

No es conveniente dar una descripción detallada del método empleado en esta etapa, pero se encontrará más adelante en la Sección 253.

81. Determinación de e/m.

Hemos visto (Sección 50) que, en su paso entre las placas de un condensador, los rayos catódicos son desviados hacia la placa positiva. Poco después del descubrimiento de la desviación magnética de los rayos β del radio, Dorn¹⁵ y Becquerel¹⁶ demostraron que estos también eran desviados por un campo eléctrico.

Observando por separado la cantidad de desviación eléctrica y magnética, Becquerel pudo determinar la relación e/m y la velocidad de las partículas proyectadas.

Dos placas rectangulares de cobre, de 3,45 cm de altura y 1 cm de separación, se colocaron en un plano vertical y se aislaron sobre bloques de parafina. Una placa se cargó a un potencial elevado mediante una máquina electrostática, y la otra se conectó a tierra. La materia activa se colocó en una ranura estrecha practicada en una placa de plomo paralela a las placas de cobre y situada a mitad de camino entre ellas. La placa fotográfica, envuelta en papel negro, se colocó horizontalmente por encima de la placa que contenía la sustancia activa.

El haz de rayos amplio y difuso así obtenido fue desviado por el campo eléctrico, pero la desviación ascendía a tan solo unos pocos milímetros y era difícil de medir. El método adoptado finalmente consistió en colocar verticalmente por encima de la materia activa una pantalla delgada de mica, que dividía el campo en dos partes iguales. Así, en ausencia de un campo eléctrico, se producía una sombra rectangular estrecha sobre la placa.

Cuando se aplicó el campo eléctrico, los rayos se desvío y una parte del haz de rayos fue detenida por la pantalla de mica.

Se proyectó así una sombra sobre la placa que mostraba la dirección de la desviación y correspondía a los rayos menos desviables que dejaron su impresión a través del papel negro.

Si una partícula de masa m, carga e y velocidad u se proyecta normalmente a un campo eléctrico de intensidad X, la aceleración α está en la dirección del campo y viene dada por

Dado que la partícula se mueve con una aceleración constante paralela al campo, la trayectoria de la partícula es la misma que la de un cuerpo proyectado horizontalmente desde una altura con una velocidad constante y bajo la acción de la gravedad. La trayectoria de la partícula es, por tanto, una parábola, cuyo eje es paralelo al campo y cuyo vértice se encuentra en el punto donde la partícula entra en el campo eléctrico. La desviación lineal d₁ del rayo paralela al campo después de recorrer una distancia l viene dada por

Al salir del campo eléctrico, la partícula se desplaza en la dirección de la tangente a la trayectoria en ese punto. Si $\theta$ es la desviación angular de la trayectoria en ese punto

La placa fotográfica se encontraba a una distancia h por encima del extremo del campo. Por lo tanto, las partículas golpearon la placa a una distancia d₂ de la trayectoria original dada por

En el arreglo experimental los valores fueron

Si se observa el radio R de curvatura de la trayectoria de los mismos rayos en un campo magnético de intensidad H perpendicular a los rayos,

Combinando estas dos ecuaciones obtenemos

Surgió una dificultad al identificar la parte del complejo haz de rayos para la cual se determinaron las desviaciones eléctrica y magnética.

Becquerel estimó que el valor de HR para los rayos desviados por el campo eléctrico era de unas 1600 unidades C.G.S. Por lo tanto

Así pues, estos rayos tenían una velocidad superior a la mitad de la velocidad de la luz y una masa aparente aproximadamente igual a la de las partículas de los rayos catódicos, es decir, alrededor de ¹⁄₁₀₀₀ de la masa del átomo de hidrógeno. Por consiguiente, el rayo β es análogo en todos los aspectos al rayo catódico, excepto en que difiere en su velocidad.

En un tubo de vacío, los rayos catódicos tienen generalmente una velocidad de unos 2 × 10⁹ cm. por seg. En tubos especiales con campos intensos, la velocidad puede aumentarse hasta unos 10¹⁰ cm. por seg.

Estas partículas β, por tanto, se comportan como unidades aisladas de electricidad negativa, idénticas a los electrones liberados por una descarga eléctrica en un tubo de vacío.

Los electrones proyectados por el radio tienen velocidades que varían desde aproximadamente 0,2V hasta al menos 0,96V, donde V es la velocidad de la luz, y por lo tanto tienen una velocidad media considerablemente mayor que la de los electrones producidos en un tubo de vacío.

Estos electrones en movimiento son capaces de atravesar espesores de materia mucho mayores antes de ser absorbidos que los electrones más lentos producidos en un tubo de vacío, pero la diferencia es meramente de grado y no de tipo.

Dado que los electrones son expulsados continua y espontáneamente del radio con velocidades enormes, deben adquirir su energía de movimiento de la materia misma. Es difícil evitar la conclusión de que esta velocidad no le ha sido imprimida repentinamente al electrón.

Una ganancia de velocidad tan repentina significaría una inmensa y repentina concentración de energía en una pequeña partícula, y es más probable que el electrón, antes de su expulsión, haya estado en rápido movimiento orbital u oscilatorio en el átomo y, por algún medio, escape repentinamente de su órbita.

Según este punto de vista, la energía del electrón no se crea repentinamente, sino que solo se hace evidente mediante su escape del sistema al que pertenece.

82. Variación de e/m con la velocidad del electrón. El hecho de que el radio emita electrones con velocidades que varían desde ⅕ hasta ⁹⁄₁₀ de la velocidad de la luz ha sido utilizado por Kaufmann¹⁷ para examinar si la relación e/m de los electrones varía con la velocidad. Hemos visto (Sección 48) que, según la teoría electromagnética, una carga de electricidad en movimiento se comporta como si tuviera una masa aparente. Para velocidades pequeñas, esta masa eléctrica adicional es igual a donde a es el radio del cuerpo, pero aumenta rápidamente a medida que se ataca la velocidad de la luz. Es muy importante determinar si la masa del electrón se debe en parte a una masa mecánica y en parte a una masa eléctrica, o si puede explicarse en virtud de la electricidad en movimiento independientemente de la concepción habitual de la masa.

Diferentes fórmulas que expresan la variación de la masa con la velocidad han sido desarrolladas por J. J. Thomson, Heaviside y Searle. Para interpretar sus resultados, Kaufmann utilizó una fórmula desarrollada por M.

Abraham¹⁸.

¿Dónde

El método experimental empleado para determinar e/m y u es similar al método de los espectros cruzados.

Se colocó radio fuertemente activo en el fondo de una caja de latón. Los rayos de este pasaban entre dos placas de latón aisladas y a una distancia de aproximadamente 1,2 mm entre sí.

Estos rayos incidían en un diafragma de platino, que contenía un pequeño tubo de unos 0,2 mm de diámetro, el cual permitía el paso de un haz estrecho de rayos. A continuación, los rayos golpeaban una placa fotográfica envuelta en una fina capa de aluminio.

En los experimentos, el diafragma estaba a unos 2 cm del material activo y a la misma distancia de la placa fotográfica. Cuando se colocaba todo el aparato en el vacío, se podía aplicar una diferencia de potencial (d. d. p.) de 2000 a 5000 voltios entre las placas sin que se produjera chispa. Los rayos se desviaban en su paso a través del campo eléctrico y producían lo que puede denominarse un espectro eléctrico en la placa.

Si se superpone un campo magnético en dirección paralela al campo eléctrico por medio de un electroimán, se obtiene un espectro magnético perpendicular al espectro eléctrico. La combinación de ambos espectros da lugar a una línea curva en la placa. El doble trazo obtenido en la placa fotográfica con la inversión del campo magnético se muestra en la Fig. 28. Despreciando algunas pequeñas correcciones, puede demostrarse fácilmente que si y y z son las desviaciones eléctrica y magnética respectivamente,

De estas dos ecuaciones, combinadas con (1), obtenemos

donde κ, κ₁, κ₂ son constantes.

La ecuación (5) da la curva que debería obtenerse en la placa según la teoría electromagnética. Esta se compara mediante tanteo con la curva real obtenida en la placa.

De este modo Kaufmann¹⁹ halló que el valor de e/m disminuía con la velocidad, lo que demostraba que, suponiendo que la carga era constante, la masa del electrón aumentaba con la velocidad.

Los siguientes números muestran algunos de los resultados preliminares obtenidos mediante este método.

Para los rayos catódicos S. Simon²⁰ obtuvo un valor de e/m de

1·86 × 10⁷

para una velocidad media de aproximadamente 7 × 10⁹ cms. por segundo.

En un artículo posterior²¹ con radio muy activo, se obtuvieron fotografías más satisfactorias que permitieron una medición precisa. Se encontró que la ecuación dada de la curva coincidía satisfactoriamente con el experimento.

La tabla que se da a continuación, deducida de los resultados dados por Kaufmann, muestra la concordancia entre los valores teóricos y experimentales, siendo u la velocidad del electrón y V la de la luz.

El porcentaje de error medio entre el valor observado y el calculado no es, por tanto, mucho mayor del uno por ciento. Es notable cuán cerca tiene que estar la velocidad del electrón de la velocidad de la luz para que el valor de m/m₀ llegue a ser grande. Esto se muestra en la siguiente tabla, que presenta los valores calculados de m/m₀ para diferentes velocidades del electrón.

Así, para velocidades que varían desde 0 hasta ⅒ de la velocidad de la luz, la masa del electrón es prácticamente constante. El aumento de masa se vuelve apreciable a aproximadamente la mitad de la velocidad de la luz, y aumenta de manera constante a medida que se aborda la velocidad de la luz. Teóricamente, la masa se vuelve infinita a la velocidad de la luz, pero incluso cuando la velocidad del electrón solo difiere de la de la luz en una parte por millón, su masa es de solo 10 veces el valor para bajas velocidades.

Los resultados anteriores concuerdan, por lo tanto, con la opinión de que la masa del electrón es en su totalidad de origen eléctrico y puede explicarse puramente mediante la electricidad en movimiento. El valor de e/m₀, para velocidades lentas, deducido de los resultados fue de 1·84 × 10⁷, lo cual coincide muy estrechamente con el valor obtenido por Simon para los rayos catódicos, a saber, 1·86 × 10⁷.

Si se supone que la electricidad transportada por el electrón está distribuida uniformemente sobre una esfera de radio a, para velocidades lentas en comparación con la velocidad de la luz, la masa aparente

Por lo tanto

Tomando el valor de e como 1·13 × 10^-20, a es 1·4 × 10^-13 cms.

Así, el diámetro de un electrón es diminuto en comparación con el diámetro de un átomo.

83. Distribución de velocidades entre las partículas β.

Recientemente Paschen²² ha realizado algunos experimentos interesantes para determinar el número relativo de partículas β que son expelidas del radio a diferentes velocidades. La disposición experimental se muestra en la Fig. 29.

Un pequeño tubo de vidrio plateado, delgado, b, que contenía 15 mg de bromuro de radio, fue colocado en el eje de una serie de aletas de plomo dispuestas alrededor de un cilindro de 2 cm de diámetro y 2,2 cm de longitud.

Cuando no actuaba ningún campo magnético, las partículas β del radio pasaban a través de las aberturas y eran absorbidas en un cilindro concéntrico exterior aa de plomo, de 3,7 cm de diámetro interior y de 5,5 mm de espesor. Este cilindro exterior estaba rígidamente conectado al cilindro interior cc mediante varillas de cuarzo ii, las cuales también servían para aislarlo. El cilindro c y el radio estaban conectados a tierra.

Un electroscopio de hojas de oro E estaba unido a a, y todo el aparato se encontraba encerrado en un recipiente de vidrio que se vaciaba hasta alcanzar un vacío bajo mediante una bomba de mercurio. El recipiente de vidrio se colocó en el campo uniforme de un gran electroimán, de modo que el eje del cilindro de plomo fuera paralelo a las líneas de fuerza.

El cilindro exterior adquiere una carga negativa debido a las partículas que son absorbidas en él. Esta carga negativa, que se indica mediante el movimiento de la hoja de oro, tiende a disiparse por la pequeña ionización producida en el gas residual por el paso de los rayos $\beta$.

Esta acción del gas puede eliminarse observando la velocidad de movimiento de la hoja de oro cuando se carga alternativamente a un potencial inicial positivo y negativo. La media de las dos velocidades es proporcional al número de partículas $\beta$ que ceden su carga al cilindro de plomo.

Esto es evidentemente así, puesto que, cuando la carga es positiva, la ionización del gas ayuda a la velocidad de movimiento de la hoja de oro y, cuando es negativa, la disminuye en igual medida.

Cuando se aplica un campo magnético, cada una de las partículas describe una trayectoria curva, cuyo radio de curvatura depende de la velocidad de la partícula.

Para campos débiles, solo las partículas de menor velocidad se desviarán lo suficiente como para no golpear el cilindro exterior, pero, a medida que se aumenta el campo, el número aumentará hasta que finalmente todas las partículas β dejen de alcanzar el cilindro exterior.

La disminución de la carga comunicada al cilindro exterior con el aumento de la intensidad del campo magnético se muestra gráficamente en la Fig. 30, Curva I.

Las ordenadas representan, en unidades arbitrarias, la carga comunicada al cilindro de plomo por segundo y sirven, por tanto, como medida del número de partículas β que llegan al cilindro.

Conociendo las dimensiones del aparato y asumiendo el valor e/m hallado por Kaufmann, la velocidad de las partículas que por poco no alcanzan el cilindro de plomo puede deducirse a partir de cualquier intensidad del campo magnético.

La curva II de la fig. 30 es la primera derivada de la curva I, y las ordenadas representan el número relativo de partículas β que son emitidas a cada velocidad.

A partir de los datos dados por Kaufmann (véase la sección 82) Paschen dedujo que el grupo de rayos examinado por el primero, los cuales tenían velocidades comprendidas entre

2·12 × 10¹⁰ y 2·90 × 10¹⁰ cms. por segundo,

correspondió al grupo de rayos situado entre los puntos A y B, es decir, al grupo de rayos que fueron completamente desviados del cilindro de plomo entre los campos magnéticos de intensidades de 1875 y 4931 unidades C.G.S. Dado que el radio emite partículas β que requieren un campo de intensidad superior a 7000 unidades para desviarlas, Paschen concluyó que las partículas β son expulsadas del radio con velocidades aún mayores que la más alta registrada por Kaufmann.

Paschen consideraba que la pequeña carga observada en campos aún más intensos se debía principalmente a los rayos $\gamma$. El efecto es pequeño y probablemente no se deba a una carga real transportada por los rayos $\gamma$, sino a un efecto secundario producido por ellos. Esta cuestión se discutirá con más detalle en la sección 112.

Hay un grupo de partículas $\beta$ de baja velocidad emitidas por el radio (véase la Fig. 30) que tienen aproximadamente la misma velocidad que los electrones liberados en un tubo de vacío.

Como consecuencia de su pequeña velocidad, estas producen probablemente una gran proporción de la ionización debida a los rayos $\beta$ a corta distancia del radio, pues se demostrará (sección 103) que la ionización producida por un electrón por unidad de longitud de trayectoria disminuye constantemente al aumentar su velocidad por encima de un pequeño valor límite.

Esta observación se ve confirmada por los experimentos sobre la absorción de los rayos $\beta$ al atravesar la materia.

En los experimentos de Paschen, el tubo de vidrio que contenía el radio tenía ·5 mm de grosor, de modo que una proporción considerable de las partículas $\beta$ de baja velocidad debió de ser detenida por él. Esto queda confirmado por unos experimentos posteriores de Seitz que se describirán en la sección 85.

84. Absorción de los rayos β por la materia.

Las partículas β producen iones en su paso a través del gas y su energía de movimiento disminuye en consecuencia. Una acción similar tiene lugar también cuando los rayos β atraviesan medios sólidos y líquidos, y el mecanismo de absorción es probablemente similar en todos los casos.

Algunas de las partículas son completamente detenidas en su paso a través de la materia, mientras que a otras se les reduce la velocidad. Además, se produce una considerable dispersión o reflexión difusa de los rayos al atravesar la materia. La magnitud de esta dispersión depende de la densidad de la sustancia y también del ángulo de incidencia de los rayos. Esta dispersión de los rayos se discutirá más adelante en la sección 111.

Hay dos métodos generales para determinar la absorción de los rayos β.

En el primer método, se observa la variación de la corriente de ionización en un recipiente de prueba cuando la materia activa está cubierta por pantallas que difieren en material y espesor. Esta ionización en el recipiente depende de dos cantidades, a saber, el número de partículas β que atraviesan la materia y también del número de iones producidos por ellas por unidad de trayectoria.

A falta de información definitiva respecto a la variación de la ionización por el electrón con su velocidad, no se pueden extraer conclusiones muy definitivas de tales experimentos.

La llegada del bromuro de radio puro ha hecho posible determinar el número real de electrones que son absorbidos en su paso a través de un espesor determinado de materia, midiendo la carga negativa transportada por los rayos emergentes. Experimentos de esta naturaleza han sido realizados por Seitz y serán considerados más adelante.

Estos dos métodos para determinar la absorción de los rayos $\beta$ son bastante distintos en principio, y no es de esperar que los valores de los coeficientes de absorción obtenidos en ambos casos deban ser los mismos.

Todo el problema de la absorción de electrones por la materia es muy complicado, y la dificultad aumenta aún más debido a la complejidad de los rayos $\beta$ emitidos por las sustancias radiactivas. Muchos de los resultados obtenidos por diferentes métodos, si bien apuntan a la misma conclusión general, difieren ampliamente en el aspecto cuantitativo.

Antes de poder lograr cualquier avance definitivo hacia una mejor comprensión del mecanismo de absorción, será necesario determinar la variación de la ionización con la velocidad del electrón en un intervalo muy amplio. Ya se ha realizado cierto trabajo en esta dirección, pero no dentro de límites suficientemente amplios.

Método de ionización.

Consideraremos primero los resultados obtenidos sobre la absorción de los rayos β midiendo la variación de la corriente de ionización, cuando se colocan pantallas de diferentes espesores sobre la sustancia activa.

Cuando la materia activa se cubre con una lámina de aluminio de 0,1 mm de espesor, la corriente en un recipiente de prueba como el que se muestra en la Fig. 17, se debe casi en su totalidad a los rayos β. Si se utiliza un compuesto de uranio, se encuentra que la corriente de saturación disminuye con el espesor de la materia atravesada casi según una ley exponencial. Tomando la corriente de saturación como una medida de la intensidad de los rayos, la intensidad I después de atravesar un espesor d de materia viene dada por

donde λ es la constante de absorción de los rayos e I₀ es la intensidad inicial. Para los rayos de uranio, la corriente se reduce a la mitad de su valor tras atravesar aproximadamente ·5 mm. de aluminio.

Si se examina un compuesto de torio o radio de la misma manera, se encuentra que la corriente no disminuye regularmente de acuerdo con la ecuación anterior. Los resultados de este tipo para los rayos del radio han sido dados por Meyer y Schweidler²³.

La cantidad de absorción de los rayos por un cierto espesor de materia disminuye con el espesor atravesado. Esto es exactamente lo opuesto a lo que se observa para los rayos $\alpha$.

Esta variación en la absorción se debe al hecho de que los rayos $\beta$ están compuestos de rayos que varían enormemente en su poder de penetración. Los rayos del uranio son de carácter bastante homogéneo, es decir, consisten en rayos proyectados con aproximadamente la misma velocidad. Los rayos del radio y del torio son complejos, es decir, consisten en rayos proyectados con un amplio rango de velocidad y, consecuentemente, con un amplio rango de poder de penetración.

El examen eléctrico de los rayos desviables conduce así a los mismos resultados que su examen por el método fotográfico.

Los resultados sobre la absorción de los rayos catódicos han sido dados por Lenard²⁴, quien ha demostrado que la absorción de los rayos catódicos es casi proporcional a la densidad de la materia absorbente y es independiente de su estado químico.

Si los rayos desviables de los cuerpos radiactivos son similares a los rayos catódicos, cabe esperar una ley de absorción similar. Strutt²⁵, trabajando con rayos de radio, ha determinado la ley de absorción y ha hallado que es aproximadamente proporcional a la densidad de la materia en un rango de densidades que varía desde 0·041 para el dióxido de azufre hasta 21·5 para el platino.

En el caso de la mica y el cartón, los valores de λ divididos por la densidad fueron 3·94 y 3·84 respectivamente, mientras que el valor para el platino fue 7·34. Para deducir el coeficiente de absorción, asumió que la radiación disminuía de acuerdo con una ley exponencial con la distancia recorrida. Como los rayos del radio son complejos, hemos visto que esto solo ocurre de manera aproximada.

Puesto que los rayos $\beta$ del uranio son bastante homogéneos y tienen al mismo tiempo un carácter penetrante, son más adecuados para tal determinación que los complejos rayos del radio. Por consiguiente, he realizado algunos experimentos con rayos de uranio para determinar la dependencia de la absorción respecto a la densidad. Los resultados obtenidos se dan en la siguiente tabla, donde $\lambda$ es el coeficiente de absorción.

Se observará que el valor de la constante de absorción dividido por la densidad es prácticamente el mismo para sustancias tan diferentes como el vidrio, la mica, la ebonita, la madera, el hierro y el aluminio.

Las divergencias respecto a la ley son grandes, sin embargo, para los otros metales examinados, a saber: cobre, plata, plomo y estaño. En el estaño, el valor de $\lambda$ dividido por la densidad es 2,5 veces su valor para el hierro y el aluminio.

Estas diferencias muestran que una ley para la absorción de los rayos $\beta$ que dependa únicamente de la densidad no se cumple para todas las sustancias.

Con la excepción del caso del estaño, el valor de $\lambda$ dividido por la densidad para los metales aumenta en el mismo orden que sus pesos atómicos.

La absorción de los rayos β por la materia disminuye muy rápidamente al aumentar la velocidad. Por ejemplo, la absorción de los rayos catódicos en el experimento de Lenard (loc. cit.) es aproximadamente 500 veces mayor que la de los rayos β del uranio. Becquerel halló que la velocidad de los rayos β del uranio era de aproximadamente

1·6 × 10¹⁰

cm. por seg. La velocidad de los rayos catódicos utilizados en el experimento de Lenard no era ciertamente inferior a ⅒ de esta, de modo que, para una disminución de velocidad inferior a 10 veces, la absorción ha aumentado más de 500 veces.

85. Número de electrones detenidos por la materia.

A continuación se expondrán los experimentos realizados por Seitz²⁶, para determinar el número relativo de electrones que son detenidos en su paso a través de diferentes espesores de materia. La disposición experimental se muestra en la Fig. 31.

El radio fue colocado fuera de un recipiente de vidrio que contenía una placa de latón aislada P, cuya conexión con un alambre que conducía al electrómetro podía establecerse o interrumpirse mediante un sencillo dispositivo electromagnético.

Los rayos $\beta$ del radio R, tras pasar a través de aberturas en una placa de latón A, cubierta con una fina hoja de aluminio, eran absorbidos en la placa P.

El recipiente de vidrio fue vaciado, y la carga comunicada a P por los rayos $\beta$ se midió mediante un electrómetro.

En un buen vacío, la magnitud de la corriente observada es una medida del número de partículas β absorbidas por la placa superior²⁷.

La siguiente tabla muestra los resultados obtenidos cuando se colocaron diferentes espesores de papel de estaño sobre el radio. La segunda tabla da la razón I/I₀, donde I₀ es la velocidad de descarga observada antes de introducir la pantalla absorbente. El valor medio de la constante de absorción λ se dedujo a partir de la ecuación

donde d es el espesor de la materia atravesada.

Los valores incluidos entre corchetes no tienen la misma precisión que los demás.

Existe por tanto una amplia diferencia en el poder de penetración de las partículas $\beta$ emitidas por el radio, y algunas de ellas se absorben muy fácilmente.

Cuando se colocó sobre el radio una pantalla de plomo de 3 mm de espesor —un espesor suficiente para absorber todos los rayos $\beta$ fácilmente desviables—, todavía se comunicaba a la placa una pequeña carga negativa, correspondiente al 0,29 por ciento del máximo. Este valor es mucho menor que el observado por Paschen (véase la fig. 30).

Esta diferencia puede deberse, en parte, al hecho de que, en los experimentos de Paschen, una gran proporción de los electrones de baja velocidad fueron absorbidos en el tubo de vidrio de 0,5 mm de espesor que contenía el radio.

Seitz también determinó el espesor relativo, en comparación con el estaño, de diferentes sustancias que reducían la carga negativa comunicada a P en una cantidad determinada. Algunos de los números se dan a continuación, expresados tomando el estaño como la unidad.

El espesor necesario para detener una proporción dada de los rayos $\beta$ disminuye, por tanto, con la densidad, pero ni con mucho tan rápido como aumenta la densidad. Estos resultados son difíciles de conciliar con la ley de absorción de la densidad hallada por Lenard a partir de los rayos catódicos, ni con los resultados del método de ionización ya considerado.

Un nuevo examen experimental de toda la cuestión es muy de desear.

86. Variación de la cantidad de radiación con el espesor de la capa de material radiante. Las radiaciones se emiten por igual desde todas las porciones de la masa activa, pero la ionización del gas que se mide se debe únicamente a las radiaciones que escapan al aire. La profundidad desde la cual las radiaciones pueden llegar a la superficie depende de la absorción de la radiación por la propia materia activa.

Sea $\lambda$ la constante de absorción de la radiación homogénea por el material activo. Puede demostrarse fácilmente que la intensidad I de los rayos que emergen de una capa de materia activa, de espesor d, viene dada por

donde I₀ es la intensidad en la superficie debida a una capa muy gruesa.

Esta ecuación ha sido confirmada experimentalmente observando la corriente debida a los rayos β para diferentes espesores de óxido de uranio. En este caso

• I = (½)I₀

para un espesor de óxido correspondiente a 0,11 g por cm². Esto da un valor de λ dividido por la densidad de 6,3. Este valor es ligeramente superior al observado para la absorción de los mismos rayos en el aluminio. Dicho resultado muestra claramente que la sustancia que da origen a los rayos β no los absorbe en mucha mayor medida que la materia ordinaria de la misma densidad.

El valor de $\lambda$ variará, no solo para las distintas sustancias activas, sino también para los diferentes compuestos de una misma sustancia.

PARTE III.

# Los rayos α.

87. Los rayos α. La desviación magnética de los rayos β fue descubierta hacia finales de 1899, en una etapa comparativamente temprana de la historia de la radiactividad, pero transcurrieron tres años antes de que se revelara la verdadera naturaleza de los rayos α. Era natural que en las primeras etapas del tema se concediera gran protagonismo a los rayos β, debido a su gran poder de penetración y a su marcada acción para provocar fosforescencia en muchas sustancias. Los rayos α fueron, en comparación, muy poco estudiados, y su importancia no fue reconocida de manera general. Sin embargo, se demostrará que los rayos α desempeñan un papel mucho más importante en los procesos radiactivos que los rayos β, y que la mayor parte de la energía emitida en forma de radiaciones ionizantes se debe a ellos.

88. La naturaleza de los rayos α. La naturaleza de los rayos α era difícil de determinar, ya que un campo magnético suficiente para provocar una desviación considerable de los rayos β no producía ningún efecto apreciable en los rayos α. Varios observadores sugirieron que eran, en realidad, rayos secundarios generados por los rayos β o catódicos en la materia radiactiva a partir de la cual se producían. Sin embargo, tal punto de vista no lograba explicar la radiactividad del polonio, que emitía únicamente rayos α. Trabajos posteriores también demostraron que la materia que daba origen a los rayos β del uranio podía separarse químicamente del uranio, mientras que la intensidad de los rayos α no se veía afectada. Estos y otros resultados muestran que los rayos α y β se producen de manera totalmente independiente el uno del otro.

La opinión de que se trata de un tipo de rayos Röntgen fácilmente absorbibles no logra explicar una propiedad característica de los rayos $\alpha$, a saber, que la absorción de los rayos en un espesor dado de materia, determinado por el método eléctrico, aumenta con el espesor de materia atravesado previamente.

No parece probable que un efecto semejante pueda ser producido por una radiación como los rayos X, pero el resultado es de esperar si los rayos consisten en cuerpos proyectados, los cuales dejan de ionizar el gas cuando su velocidad se reduce por debajo de cierto valor.

A partir de las observaciones de la ionización relativa producida en los gases por los rayos $\alpha$ y $\beta$, Strutt²⁸ sugirió en 1901 que los rayos $\alpha$ podrían consistir en cuerpos cargados positivamente proyectados con gran velocidad.

Sir William Crookes²⁹, en 1902, formuló la misma hipótesis.

A partir de un estudio de los rayos $\alpha$ del polonio, Mme. Curie³⁰ sugirió en 1900 la probabilidad de que estos rayos consistieran en cuerpos, proyectados con gran velocidad, que perdían su energía al atravesar la materia.

El autor llegó independientemente al mismo punto de vista mediante un cúmulo de pruebas indirectas que solo encontraban explicación bajo la hipótesis de que los rayos consistían en materia proyectada a gran velocidad.

Los experimentos preliminares con radio de actividad 1000 demostraron que era muy difícil determinar la desviación magnética de los rayos $\alpha$. Cuando los rayos atravesaban rendijas lo suficientemente estrechas como para permitir detectar una desviación minúscula de estos, el efecto ionizante de los rayos emergentes era demasiado pequeño para medirse con certeza.

No fue hasta que se obtuvo radio de actividad 19.000 cuando fue posible detectar la desviación de estos rayos en un campo magnético intenso. Cuán pequeña es la desviación magnética puede juzgarse por el hecho de que los rayos $\alpha$, proyectados en ángulo recto hacia un campo magnético de 10.000 unidades C.G.S., describen el arco de un círculo de unos 39 cm de radio, mientras que, bajo las mismas condiciones, los rayos catódicos producidos en un tubo de vacío describirían un círculo de unos 0,01 cm de radio.

Por consiguiente, no es de extrañar que durante algún tiempo se creyera que los rayos $\alpha$ no eran desviables en un campo magnético.

89. Desviación magnética de los rayos α.

El método general empleado³¹ para detectar la desviación magnética de los rayos α consistía en hacer pasar los rayos a través de rendijas estrechas y observar si la velocidad de descarga de un electroscopio, debida a los rayos emergentes, se alteraba por la aplicación de un campo magnético intenso.

La fig. 32 muestra la disposición general del experimento. Los rayos procedentes de una capa delgada de radio de actividad 19.000 ascendían a través de varias rendijas estrechas G, en paralelo, y luego a través de una capa delgada de papel de aluminio de 0,00034 cm de espesor, hacia el recipiente de prueba V. La ionización producida por los rayos en el recipiente de prueba se medía mediante la velocidad de movimiento de las hojas de un electroscopio de hojas de oro B. El sistema de hojas de oro estaba aislado dentro del recipiente mediante una cuenta de azufre C, y podía cargarse por medio de un hilo móvil D, que posteriormente se conectaba a tierra. La velocidad de movimiento de la hoja de oro se observaba a través de pequeñas ventanas de mica en el recipiente de prueba mediante un microscopio provisto de un ocular micrométrico.

Para aumentar la ionización en el recipiente de prueba, los rayos atravesaron de 20 a 25 rendijas de igual anchura, colocadas una al lado de la otra. Esto se dispuso cortando ranuras a intervalos regulares en placas laterales en las cuales se introdujeron placas de latón.

La anchura de la rendija varió en diferentes experimentos entre 0,042 cm y 0,1 cm.

El campo magnético se aplicó perpendicularmente al plano del papel y en paralelo al plano de las rendijas. Los rayos son así desviados en una dirección perpendicular al plano de las rendijas y una cantidad muy pequeña de desviación es suficiente para hacer que los rayos incidan en los lados de la placa, donde son absorbidos.

El vaso de pruebas y el sistema de placas fueron fijados con cera a una placa de plomo P de modo que los rayos penetraran en el vaso V únicamente a través de la hoja de aluminio. En estos experimentos es necesario contar con una corriente constante de gas que pase hacia abajo entre las placas para evitar la difusión de la emanación del radio hacia arriba, introduciéndose en el vaso de pruebas. La presencia en el vaso de pruebas de una pequeña cantidad de esta emanación, que es emitida constantemente por el radio, produciría una gran ionización y enmascararía por completo el efecto que se ha de observar.

Para este propósito, se hizo pasar una corriente continua de hidrógeno electrolítico seco de aproximadamente 2 c.c. por segundo hacia el recipiente de ensayo; luego fluyó a través de la lámina de aluminio porosa y pasó entre las placas, arrastrando consigo la emanación fuera del aparato.

El uso de una corriente de hidrógeno en lugar de aire simplifica enormemente el experimento, ya que aumenta la corriente de ionización debida a los rayos $\alpha$ en el recipiente de ensayo y, al mismo tiempo, disminuye en gran medida la debida a los rayos $\beta$ y $\gamma$.

Esto se debe a que los rayos $\alpha$ se absorben mucho más fácilmente en el aire que en el hidrógeno, mientras que la tasa de producción de iones debida a los rayos $\beta$ y $\gamma$ es mucho menor en el hidrógeno que en el aire.

La intensidad de los rayos $\alpha$ después de pasar entre las placas es, por consiguiente, mayor cuando se utiliza hidrógeno; y dado que los rayos recorren una distancia suficiente de hidrógeno en el recipiente de prueba como para ser absorbidos en gran medida, la cantidad total de ionización producida por ellos es mayor con hidrógeno que con aire.

El siguiente es un ejemplo de una observación sobre la desviación magnética:—

La lámina de mica, de 0,01 cm de espesor, tenía el grosor suficiente para absorber por completo todos los rayos $\alpha$, al tiempo que permitía el paso de los rayos $\beta$ y $\gamma$ sin una absorción apreciable. La diferencia entre (1) y (3), 7,40 voltios por minuto, da la velocidad de descarga debida únicamente a los rayos $\alpha$; la diferencia entre (2) y (3), 0,79 voltios por minuto, la debida a los rayos $\alpha$ no desviados por el campo magnético empleado.

La cantidad de rayos α no desviados por el campo es, por lo tanto, de aproximadamente el 11% del total. La pequeña diferencia entre (3) y (4) mide la pequeña ionización debida a los rayos β, ya que estos serían completamente desviados por el campo magnético; (4) comprende el efecto de los rayos γ junto con la fuga natural del electroscopio en hidrógeno.

En este experimento hubo una buena cantidad de campo magnético par actuando sobre los rayos antes de que alcanzaran las piezas polares. Se encontró que la disminución de la tasa de descarga debida a los rayos α era proporcional a la intensidad del campo entre las piezas polares.

Con un campo magnético más potente, la totalidad de los rayos α fue desviada, lo que demostró que consistían íntegramente en partículas cargadas proyectadas.

Para determinar la dirección de la desviación de los rayos, estos se hicieron pasar a través de rendijas de un mm de anchura, cada una de las cuales estaba semicubierta con una tira de latón.

La disminución de la velocidad de descarga en el recipiente de prueba para un campo magnético dado en tal caso depende de la dirección del campo.

De este modo se encontró que los rayos se desviaban en sentido opuesto a los rayos catódicos. Puesto que estos últimos consisten en partículas cargadas negativamente, los rayos α deben consistir en partículas cargadas positivamente.

Estos resultados fueron confirmados poco después por Becquerel³², mediante el método fotográfico, el cual es muy adecuado para determinar la naturaleza de la trayectoria de los rayos sobre los que actúa un campo magnético.

El radio fue colocado en una ranura lineal tallada en un pequeño bloque de plomo. Encima de esta fuente, a una distancia de aproximadamente 1 centímetro, se colocó una pantalla metálica, formada por dos placas, que dejaban entre ellas una abertura estrecha paralela a la ranura. Por encima de esta se colocó la placa fotográfica. Todo el aparato se situó en un campo magnético intenso paralelo a la ranura.

La intensidad del campo magnético era suficiente para desviar los rayos β completamente fuera de la placa. Cuando la placa era paralela a la abertura, se producía en ella una impresión, debida exclusivamente a los rayos α, que se hacía cada vez más difusa a medida que aumentaba la distancia desde la abertura. Esta distancia no debía superar 1 o 2 centímetros debido a la absorción de los rayos en el aire.

Si, durante la exposición, el campo magnético se invierte durante intervalos de tiempo iguales, al revelar la placa se observan dos imágenes de los rayos α que están desviadas en direcciones opuestas. Esta desviación, incluso en un campo intenso, es pequeña aunque perfectamente apreciable y es de sentido opuesto a la desviación observada para los rayos β o catódicos de la misma sustancia.

M. Becquerel³³, por el mismo método, encontró que los rayos $\alpha$ del polonio se desviaban en la misma dirección que los rayos $\alpha$ del radio; y, por lo tanto, que también consisten en cuerpos positivos proyectados.

En ambos casos, las impresiones fotográficas estaban nítidamente marcadas y no mostraban la misma difusión que siempre aparece en las fotografías de los rayos $\beta$.

90. Desviación electrostática de los rayos $\alpha$.

Si los rayos son cuerpos cargados, deberían sufrir una desviación al pasar a través de un campo eléctrico intenso. El autor comprobó que esto es así, pero la desviación eléctrica es todavía más difícil de detectar que la desviación magnética, ya que la intensidad del campo eléctrico debe ser necesariamente menor que la requerida para producir una chispa en presencia de radio.

El aparato era similar al empleado para la desviación magnética (Fig. 32), con la excepción de que los lados de latón que mantenían las placas en su posición fueron sustituidos por ebonita. Placas alternas fueron conectadas entre sí y cargadas a un alto potencial mediante una batería de pequeños acumuladores.

Se observó que la descarga en el electroscopio, debida a los rayos $\alpha$, disminuía al aplicar el campo eléctrico.

• Con placas separadas 0,055 cm y de 4,5 cm de altura, la disminución fue de tan solo el 7 % con una diferencia de potencial (P.D.) de 600 voltios entre las rendijas.
• Con una disposición especial de placas, con rendijas separadas únicamente 0,01 cm, la descarga disminuyó aproximadamente un 45 % con un campo eléctrico correspondiente a 10 000 voltios por cm.

91. Determinación de las constantes de los rayos.

Si se conoce la desviación de los rayos tanto en un campo eléctrico como en un campo magnético, los valores de la velocidad de los rayos y la relación e/m de la carga de la partícula a su masa se pueden determinar mediante el método, utilizado por primera vez por J. J. Thomson para los rayos catódicos, que se describe en la sección 50. A partir de las ecuaciones de un cuerpo cargado en movimiento, el radio de curvatura ρ de la trayectoria de los rayos en un campo magnético de intensidad H perpendicular a la trayectoria de los rayos viene dado por

Si la partícula, tras atravesar un campo magnético uniforme a lo largo de una distancia l₁, se desvía una pequeña distancia d₁ de su dirección original,

Si los rayos atraviesan un campo eléctrico uniforme de intensidad X y longitud l₂ con una desviación d₂, dado que Xe/m es la aceleración de la partícula, en ángulo recto con respecto a su dirección, y l₂/V es el tiempo necesario para recorrer el campo eléctrico.

De las ecuaciones (1) y (2)

Los valores de V y e/m quedan así completamente determinados a partir de los resultados combinados de la desviación eléctrica y magnética. Se encontró que

Debido a la dificultad de obtener una gran desviación electrostática, estos valores son únicamente de carácter aproximado.

Los resultados sobre la desviación magnética y eléctrica de los rayos $\alpha$ del radio han sido confirmados por Des Coudres³⁴, mediante el método fotográfico.

Se utilizó algo de bromuro de radio puro como fuente de radiación. Todo el aparato se encerró en un recipiente en el que se hizo un alto vacío. De este modo, no solo pudo determinar la acción fotográfica de los rayos a una distancia mucho mayor de la fuente, sino que también pudo aplicar un campo eléctrico más fuerte sin que saltara una chispa.

Encontró que los valores de las constantes dados por

Estos valores concuerdan muy bien con los números hallados por el método eléctrico.

Los rayos $\alpha$ del radio son complejos y probablemente consisten en una corriente de cuerpos cargados positivamente proyectados a velocidades comprendidas entre ciertos límites. La cantidad de desviación de las partículas en un campo magnético diferirá, por lo tanto, según la velocidad de la partícula.

Los resultados fotográficos de Becquerel parecen indicar que la velocidad de los rayos del radio puede variar solo dentro de límites bastante estrechos, ya que la trayectoria de los rayos en un campo magnético está marcadamente delimitada y no es ni mucho menos tan difusa como en experimentos similares con los rayos $\beta$.

Sin embargo, la evidencia analizada en la siguiente sección muestra que las velocidades de las partículas $\alpha$ procedentes de una capa gruesa de radio varían en un intervalo considerable.

92. Becquerel³⁵ ha examinado la cantidad de desviación magnética de los rayos α a diferentes distancias de la fuente de los rayos de un modo muy sencillo. Un haz vertical estrecho de los rayos, tras su paso por una rendija estrecha, incidía sobre una placa fotográfica que estaba inclinada en un pequeño ángulo respecto a la vertical y tenía su borde inferior perpendicular a la rendija. La trayectoria de los rayos se muestra mediante una línea fina trazada en la placa. Si se aplica un campo magnético intenso paralelo a la rendija, la trayectoria de los rayos se desplaza hacia la derecha o hacia la izquierda según la dirección del campo. Si se dan tiempos de exposición iguales para el campo magnético en ambas direcciones, al revelar la placa se encuentran trazadas en ella dos finas líneas divergentes. La distancia entre estas líneas en cualquier punto es una medida del doble de la desviación media en ese punto, correspondiente al valor del campo magnético.

Midiendo la distancia entre las trayectorias en varios puntos, Becquerel halló que el radio de curvatura de la trayectoria de los rayos aumentaba con la distancia a la rendija. El producto Hρ de la intensidad del campo y el radio de curvatura de la trayectoria de los rayos se muestra en la siguiente tabla.

El escritor (loc. cit.) demostró que el valor máximo de Hρ para la desviación completa de los rayos α era de 390.000. Los resultados concuerdan, por lo tanto, satisfactoriamente. Dado que estos resultados muestran que los valores de V o de e/m para las partículas proyectadas varían a diferentes distancias de la fuente.

Becquerel consideró que los rayos eran homogéneos y, para explicar los resultados, sugirió que la carga de las partículas proyectadas puede disminuir gradualmente con la distancia recorrida, de modo que el radio de curvatura de la trayectoria aumenta de manera constante con la distancia a la fuente. Sin embargo, parece más probable que los rayos consistan en partículas proyectadas con diferentes velocidades, y que las partículas más lentas sean absorbidas más rápidamente en el gas. A consecuencia de esto, solo las partículas más rápidas están presentes a cierta distancia de la fuente.

Esta conclusión queda confirmada por algunos experimentos recientes de Bragg y Kleeman³⁶ sobre la naturaleza de la absorción de las partículas $\alpha$ por la materia, que se analizan con más detalle en las secciones 103 y 104. Ellos descubrieron que las partículas $\alpha$ de una capa gruesa de radio son complejas y tienen un amplio rango de poder de penetración y, presumiblemente, de velocidad. Esto se debe al hecho de que las partículas $\alpha$ emitidas por el radio provienen de diferentes profundidades. Dado que su velocidad se reduce en su tránsito a través de la materia, un haz de rayos $\alpha$ estará compuesto por partículas que difieren considerablemente en velocidad. Aquellas que apenas pueden emerger del radio serán absorbidas en una profundidad de aire muy pequeña, mientras que las que provienen de la superficie podrán atravesar varios centímetros de aire antes de perder su poder de ionizar el gas.

Puesto que las partículas α tienen diferentes velocidades, serán desviadas desigualmente por el campo magnético; las partículas que se mueven más lentamente describen una trayectoria más curvada que las más rápidas. En consecuencia, el borde exterior de la traza del haz de rayos en la placa fotográfica, tal como lo obtuvo Becquerel, será el lugar geométrico de los puntos donde termina la acción fotográfica de las partículas α.

Se encontró que las partículas $\alpha$ son los ionizantes más eficaces del gas justo antes de que su poder ionizante termine. La pérdida del poder ionizante de las partículas $\alpha$ parece ser bastante abrupta y, para partículas de la misma velocidad, ocurre siempre después de recorrer una distancia definida en el aire.

Bajo la suposición de que tanto la acción fotográfica como la ionizante son más intensas justo antes de que las partículas se detengan, y cesan de manera bastante abrupta, Bragg ha podido explicar numéricamente las mediciones (véase la tabla anterior) registradas por Becquerel.

Aparte de las suposiciones especiales requeridas para tal comparación cuantitativa entre la teoría y el experimento, cabe pocas dudas de que el incremento del valor de H$\rho$ con la distancia puede explicarse de manera satisfactoria como consecuencia del carácter complejo del haz de rayos³⁷.

Becquerel afirma que la cantidad de desviación, en un campo magnético dado, era la misma para los rayos $\alpha$ del polonio y del radio. Esto muestra que el valor de es el mismo para los rayos $\alpha$ de ambas sustancias. Dado que los rayos $\alpha$ del polonio se absorben mucho más fácilmente que los rayos $\alpha$ del radio, este resultado indicaría que el valor de m/e es mayor para las partículas $\alpha$ del polonio que para las del radio. Se requiere más evidencia experimental sobre este punto importante.

93. Carga transportada por los rayos α. Hemos visto que la carga negativa transportada por las partículas β se ha medido con facilidad. Dado que hay razones para creer (sección 229) que se expulsan cuatro partículas α del radio por cada partícula β, es de esperar que la carga positiva transportada por las partículas α deba determinarse aún con mayor facilidad. Todos los experimentos iniciales, sin embargo, realizados para detectar esta carga, dieron resultados negativos; y, antes de obtener resultados exitosos, se vio que era necesario eliminar algunas acciones secundarias que al principio enmascaraban por completo los efectos que se buscaban.

A consecuencia de la importancia de esta cuestión, se dará una breve descripción de los métodos de medición adoptados y de las especiales dificultades experimentales que se han presentado.

En primer lugar, debe recordarse que solo una pequeña fracción de los rayos $\alpha$, emitidos por una capa de bromuro de radio en polvo, escapa al gas circundante. Debido a la facilidad con que los rayos $\alpha$ son detenidos en su paso a través de la materia, solo escapan aquellos que son expelidos desde una capa superficial, y el resto es absorbido por el propio radio. Por otra parte, una proporción mucho mayor de los rayos $\beta$ escapa, debido a su mayor poder de penetración.

En segundo lugar, la partícula $\alpha$ es un ionizador del gas mucho más eficaz que la partícula $\beta$ y, en consecuencia, si la carga transportada por los rayos $\alpha$ ha de determinarse mediante métodos similares a los empleados para los rayos $\beta$ (véase la sección 80), la presión del gas que rodea al conductor que debe cargarse ha de ser muy pequeña para eliminar, en la medida de lo posible, la pérdida de carga resultante de la ionización del gas residual por los rayos $\alpha$³⁸.

El dispositivo experimental utilizado por el autor se muestra en la Fig. 33.

Se obtuvo una película delgada de radio en una placa A por evaporación de una disolución de radio que contenía un peso conocido de bromuro de radio. Algunas horas después de la evaporación, la actividad del radio, medida por los rayos $\alpha$, es de aproximadamente el 25 por ciento de su valor máximo, y los rayos $\beta$ están casi completamente ausentes.

La actividad medida por los rayos $\alpha$ y $\beta$ se recupera luego lentamente, y recobra su valor original transcurrido un intervalo de aproximadamente un mes (véase el capítulo XI.). Los experimentos se realizaron sobre la placa activa cuando su actividad era mínima, con el fin de evitar complicaciones debidas a la presencia de rayos $\beta$. La película de radio era tan delgada que solo una fracción muy pequeña de los rayos $\alpha$ fue absorbida.

La placa activa A estaba aislada en un recipiente metálico D, y se conectaba a un polo de la batería, estando el otro polo conectado a tierra.

El electrodo superior, que estaba aislado y conectado a un electrómetro de Dolezalek, consistía en un recipiente de cobre rectangular BC, cuya parte inferior estaba cubierta con una fina hoja de papel de aluminio. Los rayos α atravesaban la hoja, pero eran detenidos por los lados de cobre del recipiente.

Se observó que esta disposición reducía la ionización secundaria producida en la superficie de la placa superior. El recipiente exterior D podía conectarse con A, con B o con tierra. Mediante una bomba de mercurio, se hizo el vacío en el recipiente hasta alcanzar una presión muy baja.

Si los rayos llevan una carga positiva, la corriente entre las dos placas medida por el electrómetro debería ser mayor cuando A tiene carga positiva.

No se observó, sin embargo, ninguna diferencia segura entre las corrientes en las dos direcciones, ni siquiera cuando se obtuvo un vacío muy bueno. En algunas disposiciones, se encontró que la corriente era incluso mayor cuando la placa inferior era negativa que cuando era positiva.

También se advirtió un resultado experimental inesperado. La corriente entre las placas paralelas disminuyó al principio con la presión, pero pronto alcanzó un valor límite que no se alteraba por muy bueno que fuese el vacío producido.

Por ejemplo, en un experimento, la corriente entre las dos placas paralelas, colocadas a unos 3 mm de distancia, fue inicialmente de 6,5 × 10^-9 amperios y disminuyó directamente con la presión. La corriente alcanzó un valor límite de unos 6 × 10^-12 amperios, o aproximadamente ¹⁄₁₀₀₀ del valor a la presión atmosférica. La magnitud de esta corriente límite no se alteraba mucho si se reemplazaba el aire por hidrógeno.

Experimentos de un carácter similar han sido realizados por Strutt³⁹ y J. J. Thomson⁴⁰; utilizando una placa de bismuto activo recubierta con radiotelurio (polonio) según el método de Marckwald. Esta sustancia emite únicamente rayos α, por lo que es especialmente adecuada para experimentos de este tipo.

Strutt empleó el método utilizado por él para mostrar la carga transportada por los rayos β (Fig. 27). Encontró, sin embargo, que, incluso en el vacío más alto posible, el electróscopo perdía rápidamente su carga y a la misma velocidad tanto si estaba cargado positivamente como negativamente. Esto coincide con los resultados hallados por el autor con el radio.

En los experimentos de J. J. Thomson, el electroscopio estaba conectado a un disco metálico colocado a 3 cm de la placa de radiotelurio.

Se produjo un vacío muy bajo mediante el método de Dewar, absorbiendo el gas residual en carbón de coco sumergido en aire líquido.

Cuando el electroscopio se cargaba negativamente, se observaba una velocidad de fuga extremadamente lenta, pero al cargarlo positivamente la fuga era unas 100 veces mayor. Esto demostró que el polonio emitía grandes cantidades de electricidad negativa, pero no la suficiente positiva como para ser detectada.

Al colocar el aparato en un campo magnético intenso, se impidió que las partículas negativas llegaran al electroscopio y se detuvo la fuga positiva.

Estos resultados indican que estas partículas negativas no son proyectadas con velocidad suficiente para vencer la repulsión ejercida por el cuerpo electrizado, y son desviadas por un campo magnético.

Parece haber, por tanto, pocas dudas de que un flujo de partículas negativas (electrones) es proyectado desde la superficie activa a una velocidad muy baja. Electrones de tan baja velocidad son proyectados también desde el uranio y el radio.

Es probable que estos electrones sean un tipo de radiación secundaria, generada en las superficies sobre las que inciden los rayos α. Las partículas serían absorbidas con extrema facilidad en el gas, y su presencia sería difícil de detectar excepto en vacíos bajos.

J. J. Thomson al principio no obtuvo indicios de que las partículas α del polonio estuviesen cargadas; pero en experimentos posteriores, con las placas más próximas, el electroscopio indicó que los rayos α sí portaban una carga positiva.

Para ver si se podía detectar la carga positiva debida a los rayos $\alpha$ del radio cuando se impedía que los iones de movimiento lento escaparan mediante un campo magnético, coloqué el aparato de la Fig. 33 entre las piezas polares de un gran electroimán, de modo que el campo magnético fuera paralelo al plano de las placas⁴¹.

Se observó una alteración muy pronunciada tanto en la magnitud de las corrientes positivas como en la de las negativas. En un buen vacío, la placa superior recibió una carga positiva, independientemente de que la placa inferior estuviera cargada positiva o negativamente o estuviera conectada a tierra. Una vez que el campo magnético hubo alcanzado un cierto valor, un gran aumento en su intensidad no tuvo ningún efecto apreciable sobre la magnitud de la corriente.

La tabla siguiente ilustra los resultados obtenidos cuando las dos placas estaban a 3 mm de distancia y ambas estaban recubiertas con una fina hoja de aluminio.

Sea n el número de partículas α, con una carga e, que son absorbidas en la placa superior. Sea

ι₀

la corriente debida a la ligera ionización del gas residual.

Si tan solo se aplica un pequeño potencial a la placa inferior, esta corriente debería ser igual en magnitud pero de signo opuesto cuando se invierte el potencial. Sea

ι₁

la carga por segundo comunicada al electrodo superior cuando la placa inferior se carga positivamente y

ι₂

el valor cuando se carga negativamente. Entonces

Ahora en la tercera columna de la tabla anterior se observa que

(ι₁ + ι₂)/2

tiene los valores ·39, ·41, ·43 para 2, 4 y 8 voltios respectivamente. Los números muestran así una concordancia bastante buena. Se obtuvieron resultados similares cuando se sustituyó el electrodo superior mostrado en la figura por una placa de latón. Teniendo en cuenta que la magnitud de ne es independiente de la intensidad del campo magnético por encima de un cierto valor pequeño, y la buena concordancia de los números obtenidos con la variación del voltaje, creo que no cabe duda de que la carga positiva comunicada al electrodo superior fue transportada por las partículas α. Esta carga positiva no era pequeña, pues utilizando un peso de ·48 mg de bromuro de radio extendido en una lámina delgada sobre un área de unos 20 cm², la carga comunicada por las partículas correspondía a una corriente de

8·8 × 10^-13

amperios, y, con el electrómetro Dolezalek empleado, fue necesario añadir una capacidad de ·0024 microfaradios al sistema del electrómetro.

En estos experimentos, la película de bromuro de radio era tan fina que solo un porcentaje muy pequeño de las partículas α era detenido por el propio radio. Suponiendo que cada partícula α porta la misma carga que un ión, es decir, 1,1 × 10^-19 culombios, y recordando que la mitad de las partículas α se absorben en la placa inferior, se puede deducir el número total N de partículas α expelidas por segundo desde un gramo de bromuro de radio (en su actividad mínima).

En dos experimentos separados en los que la cantidad de radio utilizada fue de 0,194 y 0,484 mg, respectivamente, los valores de N concordaron estrechamente y fueron iguales a 3,6 × 10¹⁰.

Ahora bien, más adelante se demostrará que en el radio existen otros tres productos en equilibrio radiactivo, cada uno de los cuales probablemente emite el mismo número de partículas α que el propio radio. Si este es el caso, el número total de partículas α expelidas por segundo a partir de 1 gramo de bromuro de radio en equilibrio radiactivo es 4N o 1,44 × 10¹¹.

Suponiendo que la composición del bromuro de radio es RaBr₂, el número por segundo por gramo de radio es 2,5 × 10¹⁰. Se comprobará que este número concuerda muy bien con el deducido a partir de datos indirectos (capítulo XIII). El valor de N es de gran importancia para determinar la magnitud de diversas cantidades en los cálculos radiactivos.

94. Masa y energía de la partícula $\alpha$.

Se ha señalado que los rayos $\alpha$ del radio y del polonio son análogos a los rayos canales de Goldstein, ya que ambos transportan una carga positiva y son difíciles de desviar mediante un campo magnético.

Los experimentos de Wien han demostrado que la velocidad de proyección de los rayos canales varía con el gas del tubo y la intensidad del campo eléctrico aplicado, pero por lo general es de aproximadamente ⅒ de la velocidad de la partícula $\alpha$ del radio. El valor de e/m también es variable y depende del gas presente en el tubo.

Se ha demostrado que para los rayos $\alpha$ del radio

Ahora bien, el valor de e/m para el átomo de hidrógeno, liberado en la electrólisis del agua, es 10⁴.

Suponiendo que la carga transportada por la partícula $\alpha$ sea la misma que la transportada por el átomo de hidrógeno, la masa de la partícula $\alpha$ es aproximadamente el doble que la del átomo de hidrógeno.

Teniendo en cuenta la incertidumbre asociada al valor experimental de e/m para la partícula $\alpha$, si esta partícula consta de cualquier clase de materia conocida, este resultado indica que consiste ya sea en helio o hidrógeno proyectado. En la sección 260 se aportan más pruebas sobre esta importante cuestión.

Los rayos $\alpha$ de todas las sustancias radiactivas y de sus productos, tales como las emanaciones radiactivas y la materia causante de la actividad inducida, poseen las mismas propiedades generales y no varían mucho en su poder de penetración.

Es, por lo tanto, probable que en todos los casos los rayos $\alpha$ de las diferentes sustancias radiactivas consistan en cuerpos cargados positivamente proyectados con gran velocidad.

Puesto que los rayos del radio se componen en parte de rayos $\alpha$ procedentes de la emanación almacenada en el radio, y de la actividad inducida que este produce, los rayos $\alpha$ de cada uno de estos productos deben consistir en cuerpos cargados positivamente; pues se ha demostrado que todos los rayos $\alpha$ del radio se desvían en un campo magnético intenso.

La energía cinética de cada partícula proyectada es enorme, en comparación con su masa. La energía cinética de cada partícula $\alpha$ es

Tomando la velocidad de una bala de rifle como 10⁵ cm. por segundo, se ve que, masa por masa, la energía de movimiento de los rayos $\alpha$ es 6 × 10⁸ veces mayor que la de la bala de rifle. En esta proyección de cuerpos de tamaño atómico con gran velocidad radica probablemente la causa principal de los efectos térmicos producidos por el radio (capítulo XII).

95. Desintegración atómica. La radiactividad de los radioelementos es una propiedad atómica y no molecular. La velocidad de emisión de las radiaciones depende únicamente de la cantidad del elemento presente y es independiente de su combinación con sustancias inactivas. Además, se demostrará más adelante que la velocidad de emisión no se ve afectada por amplias variaciones de temperatura, ni por la aplicación de ninguna fuerza química o física conocida.

Puesto que el poder de radiación es una propiedad de los radioátomos, y las radiaciones consisten en su mayor parte en masas cargadas positiva y negativamente proyectadas con gran velocidad, es necesario suponer que los átomos de los radioelementos están sufriendo una desintegración, en el transcurso de la cual partes del átomo escapan del sistema atómico.

Parece muy improbable que las partículas $\alpha$ y $\beta$ puedan adquirir repentinamente su enorme velocidad de proyección por la acción de fuerzas existentes dentro o fuera del átomo. Por ejemplo, la partícula $\alpha$ tendría que viajar desde el reposo entre dos puntos que difieran en potencial en 5,2 millones de voltios para adquirir la energía cinética con la que escapa.

Así parece probable que estas partículas no se pongan repentinamente en movimiento, sino que escapen de un sistema atómico en el que ya se encontraban en rápido movimiento oscilatorio u orbital.

Según este punto de vista, la energía no se comunica a las partículas proyectadas, sino que existe de antemano en los átomos de los que escapan.

La idea de que el átomo es una estructura complicada que consta de partes cargadas en rápido movimiento oscilatorio u orbital ha sido desarrollada por J. J. Thomson, Larmor y Lorentz.

Dado que la partícula $\alpha$ es de tamaño atómico, es natural suponer que los átomos de los elementos radiactivos constan no sólo de los electrones en movimiento, sino también de partículas cargadas positivamente cuya masa es aproximadamente la misma que la del átomo de hidrógeno o helio.

Más adelante se demostrará que solo hace falta que se desintegre por segundo una fracción diminuta de los átomos del elemento radiactivo para dar cuenta de las radiaciones, incluso de un elemento de actividad enormemente alta como el radio.

La cuestión de las posibles causas que conducen a esta desintegración atómica y las consecuencias que de ella se derivan se discutirá más adelante en el capítulo XIII.

96. Experimentos con una pantalla de sulfuro de zinc.

Una pantalla de mezcla hexagonal de Sidot (sulfuro de zinc cristalino fosforescente) se ilumina intensamente bajo la acción de los rayos α del radio y del polonio. Si se examina la superficie de la pantalla con una lupa, se descubre que la luz de la pantalla no está distribuida uniformemente, sino que consiste en una serie de puntos de luz centelleantes. No hay dos destellos que se sucedan en el mismo punto, sino que están dispersos por la superficie, apareciendo y desapareciendo rápidamente sin ningún movimiento de traslación.

Esta notable acción de los rayos del radio y del polonio sobre una pantalla de sulfuro de zinc fue descubierta por Sir William Crookes⁴², y de forma independiente por Elster y Geitel⁴³, quienes la observaron con los rayos emitidos por un hilo que había sido cargado negativamente, ya sea al aire libre o en un recipiente que contenía la emanación del torio.

Para mostrar los centelleos del radio en la pantalla, sir William Crookes ha ideado un sencillo aparato al que ha llamado «espinthariscopio».

Un pequeño trozo de metal, que ha sido sumergido en una solución de radio, se coloca a varios milímetros de distancia de una pequeña pantalla de sulfuro de cinc. Esta pantalla está fija en un extremo de un corto tubo de brass y se observa a través de una lente fija en el otro extremo del tubo.

Vista de este modo, la superficie de la pantalla se ve como un fondo oscuro, salpicado de brillantes puntos de luz que van y vienen con gran rapidez. El número de puntos de luz por unidad de área que se pueden ver al mismo tiempo disminuye rápidamente a medida que aumenta la distancia desde el radio y, a una distancia de varios centímetros, solo se ve alguno de vez en cuando.

El experimento es sumamente hermoso y transmite vívidamente al observador la idea de que el radio está disparando una corriente de proyectiles, cuyo impacto de cada uno de ellos en la pantalla está marcado por un destello de luz.

Los centelleantes puntos de luz en la pantalla son el resultado del impacto de las partículas $\alpha$ en su superficie. Si el radio se cubre con una capa de lámina de un grosor suficiente para absorber todos los rayos $\alpha$, los centelleos cesan.

Aún se puede observar una fosforescencia en la pantalla debido a los rayos $\beta$ y $\gamma$, pero esta luminosidad no se caracteriza por centelleos en una medida apreciable.

Sir William Crookes demostró que el número de centelleos era aproximadamente el mismo en el vacío que en el aire a presión atmosférica.

• Si la pantalla se mantenía a una temperatura constante, pero el radio se enfriaba hasta la temperatura del aire líquido, no se observaba ninguna diferencia apreciable en el número de centelleos.
• Si, sin embargo, la pantalla se enfriaba gradualmente hasta la temperatura del aire líquido, los centelleos disminuían en número y finalmente cesaban por completo.

Esto se debe al hecho de que la pantalla pierde en gran medida su poder de fosforescencia a una temperatura tan baja.

No solo el radio, el actinio y el polonio producen centelleos, sino también las emanaciones y otros productos radiactivos que emiten rayos $\alpha$. Además, F. H. Glew⁴⁴ ha descubierto que estos pueden observarse en el uranio metálico, los compuestos de torio y diversas variedades de pechblenda.

Para mostrar los centelleos producidos por la pechblenda, se pulió una superficie plana y se colocó sobre ella una pantalla transparente, cuya superficie inferior estaba recubierta de sulfuro de cinc.

Glew ha diseñado una forma modificada y muy simple de espintariscopio. Una pantalla transparente, recubierta por una cara con una fina capa de sulfuro de cinc, se pone en contacto con el material activo, y los centelleos se observan mediante una lente de la manera habitual.

Como no hay absorción en el aire, la luminosidad es máxima. La transparencia relativa de diferentes sustancias colocadas entre el material activo y la pantalla puede estudiarse directamente de este modo.

La producción de centelleos parece ser una propiedad general de los rayos α de todas las sustancias radiactivas. Los centelleos se observan mejor con una pantalla de sulfuro de zinc; pero también se observan con willemita (silicato de zinc), diamante en polvo y platinocianuro de potasio (Glew, loc. cit.).

Si se expone una pantalla de platinocianuro de bario a los rayos α del radio, los centelleos son difíciles de observar y la luminosidad es mucho más persistente que en el caso de una pantalla de sulfuro de zinc expuesta en las mismas condiciones. La duración de la fosforescencia en este caso probablemente explica la ausencia de centelleos visibles.

No puede haber duda de que los centelleos son el resultado del bombardeo continuo de la pantalla sensible por las partículas α. Cada una de estas partículas se mueve con una velocidad enorme y posee una considerable energía de movimiento. Debido a la facilidad con la que estas partículas son detenidas, la mayor parte de esta energía se cede en la superficie de la pantalla, y una porción de la energía se transforma de algún modo en luz.

El sulfuro de zinc es muy sensible a los choques mecánicos. Se observa luminosidad si se pasa una navaja sobre la pantalla, o si se dirige una corriente de aire sobre esta. La perturbación producida por el impacto de la partícula α se extiende a lo largo de una distancia muy grande en comparación con el tamaño de la partícula incipiente, de modo que los puntos de luz producidos tienen un área apreciable.

Recientemente Becquerel⁴⁵ ha realizado un examen de los centelleos producidos por diferentes sustancias, y ha llegado a la conclusión de que los centelleos se deben a escisiones irregulares en los cristales que componen la pantalla, producidas por la acción de los rayos α. Los centelleos pueden producirse mecánicamente aplastando un cristal.

Tommasina⁴⁶ descubrió que una pantalla de sulfuro de zinc retirada de la acción de los rayos del radio durante varios días mostraba los centelleos de nuevo cuando se le acercaba una varilla electrizada.

El número de centelleos producidos en el sulfuro de cinc depende de la presencia de una pequeña cantidad de impurezas y de su estado cristalino. Puede demostrarse que, incluso con las pantallas de sulfuro de cinc más sensibles, el número de centelleos es probablemente solo una pequeña fracción del número total de partículas $\alpha$ que inciden sobre ella. Parecería que los cristales sufren algún tipo de alteración debido al bombardeo de las partículas $\alpha$ y que algunos de ellos se desintegran ocasionalmente con emisión de luz⁴⁷.

Aunque los centelleos de una partícula de bromuro de radio puro son muy numerosos, no son demasiado numerosos para ser contados.

Cerca del radio, la luminosidad es muy brillante, pero utilizando un microscopio de gran aumento aún se puede demostrar que la luminosidad consiste en centelleos.

Dado que el número de centelleos probablemente no guarda una estrecha relación con el número de partículas $\alpha$ emitidas, la determinación del número de centelleos no tendría un significado físico especial.

La relación entre el número de partículas $\alpha$ y el número de centelleos probablemente sería variable, dependiendo en gran medida de la composición química exacta de la sustancia sensible y también de su estado cristalino.

97. Absorción de los rayos α por la materia.

Los rayos α de las diferentes sustancias radiactivas pueden distinguirse unos de otros por las cantidades relativas de su absorción por gases o por pantallas delgadas de sustancias sólidas. Cuando se examinan bajo las mismas condiciones, los rayos α de las sustancias activas pueden ordenarse en una secuencia definida con respecto a la cantidad de absorción en un espesor dado de materia.

Para comprobar la cantidad de absorción de los rayos $\alpha$ para diferentes espesores de materia, se empleó un aparato similar al mostrado en la Fig. 17, p. 98⁴⁸.

Se extendió una fina capa del material activo de manera uniforme sobre un área de unas 30 cm² y se observó la corriente de saturación entre dos placas separadas 3,5 cm. Con una capa fina⁴⁹ de material activo, la ionización entre las placas se debe casi en su totalidad a los rayos $\alpha$. La ionización debida a los rayos $\beta$ y $\gamma$ es por lo general inferior al 1% del total.

La siguiente tabla muestra la variación de la corriente de saturación entre las placas debida a los rayos $\alpha$ del radio y del polonio, con capas sucesivas de papel de aluminio interpuestas, de ·00034 cm de espesor cada una.

Para eliminar la ionización debida a los rayos $\beta$ del radio, el cloruro de radio empleado se disolvió en agua y se evaporó. Esto hace que el compuesto activo quede, por el momento, casi libre de rayos $\beta$.

La corriente inicial con 1 capa de aluminio sobre el material activo se toma como 100. Se observará que la corriente debida

a los rayos de radio disminuye muy cerca de la mitad de su valor por cada espesor adicional hasta que la corriente se reduce a aproximadamente el 6% de su valor máximo. Luego decae más rápidamente hasta cero. Así, para el radio, en un amplio intervalo, la corriente disminuye aproximadamente según una ley exponencial con el espesor de la pantalla, o

donde i es la corriente para un espesor d, y i₀ la corriente inicial.

En el caso del polonio, la disminución es mucho más rápida de lo que indicaría la ley exponencial. En la primera capa, la corriente se reduce a una proporción de ·41. La adición de la tercera capa reduce la corriente a una proporción de ·17. Para la mayoría de los cuerpos activos, la corriente disminuye un poco más rápido de lo que haría esperar la ley exponencial, especialmente cuando la radiación está casi toda absorbida.

98. El aumento de la absorción de los rayos $\alpha$ del polonio con el espesor de materia atravesada ha sido demostrado muy claramente en algunos experimentos realizados por Mme Curie. El aparato empleado se muestra en la Fig. 34.

La corriente de saturación se midió entre dos placas paralelas PP´ separadas 3 cm. El polonio A se colocó en la caja metálica CC, y los rayos emitidos por este, tras pasar a través de una abertura en la placa inferior P´, cubierta con una capa de papel de aluminio delgado T, ionizaron el gas entre las placas.

Para una cierta distancia AT de 4 cm o más, no se observó ninguna corriente apreciable entre P y P´. A medida que disminuyó la distancia AT, la corriente aumentó de manera muy repentina, de modo que para una pequeña variación de la distancia AT se produjo un gran incremento de la corriente. Con una reducción aún mayor de la distancia, la corriente aumenta de manera más regular.

Los resultados se muestran en la siguiente tabla, donde la pantalla T consistió en una y dos capas de papel de aluminio respectivamente. La corriente debida a los rayos, sin la pantalla de aluminio, se toma en cada caso como 100.

La pantalla metálica intercepta así una mayor proporción de rayos cuanto mayor es la distancia de aire que las radiaciones recorren.

Los efectos son todavía más pronunciados si las placas PP´ están muy cerca la una de la otra. Se obtienen resultados similares pero menos pronunciados si se sustituye el polonio por radio.

De estos experimentos se deduce que la ionización por unidad de volumen, debida a una gran placa cubierta uniformemente con la materia radiactiva, disminuye rápidamente con la distancia a la placa.

A una distancia de 10 cm, los rayos $\alpha$ del uranio, el torio o el radio han sido absorbidos por completo en el gas, y la pequeña ionización observada entonces en el gas se debe a los rayos $\beta$ y $\gamma$, que son más penetrantes.

La cantidad relativa de ionización observada a cierta distancia de la fuente aumentará con el grosor de la capa de materia activa, pero alcanzará un máximo para una capa de un grosor determinado. La mayor proporción de la ionización, debida a la materia activa sin apantallar, queda así enteramente limitada a una capa de aire que la rodea de no más de 10 cm de profundidad.

99. Los rayos α de diferentes compuestos del mismo elemento activo, aunque difieren en cantidad, tienen aproximadamente el mismo poder de penetración medio. Se han realizado experimentos sobre este punto por el autor⁵⁰ y por Owens⁵¹.

Así, al comparar el poder relativo de penetración de los rayos α de los diferentes elementos radiactivos, solo es necesario determinar el poder de penetración para un compuesto de cada uno de los elementos radiactivos. Rutherford y la señorita Brooks⁵² han determinado la cantidad de absorción de los rayos α de las diferentes sustancias activas en su paso a través de capas sucesivas de papel de aluminio de ·00034 cm de espesor.

Las curvas de absorción se dan en la Fig. 35. Con el fin de realizar una comparación en cada caso, la corriente inicial con el compuesto activo sin cubrir se tomó como 100. Se usó una capa muy delgada de la sustancia activa y, en el caso del torio y del radio, las emanaciones emitidas fueron eliminadas mediante una corriente lenta de aire a través del recipiente de prueba. Se aplicó una diferencia de potencial de 300 voltios entre las placas, la cual fue suficiente para proporcionar la corriente máxima en cada caso.

Las curvas para los minerales organita y torita fueron muy similares a las de la toria.

Para comparar, se dan las curvas de absorción de las radiaciones excitadas del torio y del radio, así como la curva de los radioelementos uranio, torio, radio y polonium.

Las radiaciones $\alpha$ pueden ordenarse de la siguiente manera, en lo que respecta a su poder de penetración, comenzando por la más penetrante.

Se observa el mismo orden para todas las sustancias absorbentes examinadas, a saber, aluminio, metal holandés, papel de estaño, papel, y aire y otros gases. Las diferencias en la absorción de los rayos $\alpha$ procedentes de los cuerpos activos son, por tanto, considerables, y deben atribuirse ya sea a una diferencia de masa o de velocidad de las partículas $\alpha$, o bien a una variación en ambas magnitudes.

Como los rayos $\alpha$ difieren ya sea en masa o en velocidad, se deduce que no pueden atribuirse a ninguna impureza radiactiva única común a todos los cuerpos radiactivos.

100. Absorción de los rayos α por los gases. Los rayos α de las diferentes sustancias radiactivas son absorbidos rápidamente en su paso a través de unos pocos centímetros de aire a presión y temperatura atmosféricas. Como consecuencia de esto, la ionización del aire, debida a los rayos α, es máxima cerca de la superficie del cuerpo radiante y disminuye muy rápidamente con la distancia (véase la sección 98).

Un método sencillo para determinar la absorción en gases se muestra en la Fig. 36.

La corriente máxima se mide entre dos placas paralelas A y B mantenidas a una distancia fija de 2 cm entre sí, y luego se desplazan mediante un tornillo a diferentes distancias de la superficie radiactiva.

La radiación procedente de esta superficie activa pasa a través de una abertura circular en la placa A, cubierta con una fina hoja de aluminio, y es detenida por la placa superior.

Para realizar observaciones en otros gases además del aire, y para examinar el efecto a diferentes presiones, el aparato se encierra en un cilindro hermético.

Si el radio de la superficie activa es grande en comparación con la distancia de la placa A a esta, la intensidad de la radiación es aproximadamente uniforme sobre la abertura en la placa A, y disminuye con la distancia x recorrida de acuerdo con una ley exponencial.

Por tanto

donde λ es la "constante de absorción" de la radiación para el gas en cuestión⁵³. Sea

La energía de la radiación en la placa inferior es entonces

y en la placa superior

El número total de iones producido entre las placas paralelas A y B es, por lo tanto, proporcional a

Dado que el factor

es una constante, la corriente de saturación

entre A y B varía como

es decir, disminuye según una ley exponencial con la distancia recorrida.

La variación de la corriente entre A y B con la distancia desde una capa delgada de óxido de uranio se muestra en la Fig. 37 para diferentes gases. Las mediciones iniciales se tomaron a una distancia de aproximadamente 3,5 mm de la superficie activa. Los valores reales de esta corriente inicial fueron diferentes para los diferentes gases, pero, a efectos de comparación, el valor se toma en cada caso como la unidad.

Se verá que la corriente disminuye con la distancia aproximadamente en progresión geométrica, un resultado que concuerda con la teoría simple dada anteriormente. La distancia que recorren los rayos antes de ser absorbidos se indica a continuación para diferentes gases.

Los resultados para el hidrógeno son solo aproximados, ya que la absorción es pequeña en la distancia analizada.

La absorción es menor en el hidrógeno y mayor en el ácido carbónico, y sigue el mismo orden que las densidades de los gases.

En el caso del aire y del ácido carbónico, la absorción es proporcional a la densidad, pero esta regla no se cumple en gran medida en el caso del hidrógeno. Los resultados de la absorción relativa por el aire de los rayos $\alpha$ de los diferentes cuerpos activos se muestran en la Fig. 38.

La primera observación se realizó a unos 2 mm de la superficie activa, y la corriente inicial se toma en cada caso como 100. La corriente, al igual que en el caso del uranio, disminuye al principio aproximadamente en progresión geométrica con la distancia. El espesor de aire a través del cual pasa la radiación antes de que la intensidad se reduzca a la mitad de su valor se indica a continuación.

El orden de absorción por el aire de las radiaciones de las sustancias activas es el mismo que el orden de absorción por los metales y las sustancias sólidas examinadas.

101. Relación entre la absorción y la densidad. Puesto que en todos los casos las radiaciones disminuyen primero aproximadamente según una ley exponencial con la distancia recorrida, la intensidad I después de atravesar un espesor x viene dada por

donde λ es la constante de absorción y I₀ la intensidad inicial.

La siguiente tabla muestra el valor de λ con diferentes radiaciones para el aire y el aluminio.

Tomando la densidad del aire a 20 °C y 760 mm como 0,00120 en comparación con el agua como la unidad, la siguiente tabla muestra el valor de $\lambda$ dividido por la densidad para las diferentes radiaciones.

Comparando el aluminio y el aire, la absorción es así aproximadamente proporcional a la densidad para todas las radiaciones. La divergencia, sin embargo, entre los números de absorción-densidad es grande cuando se comparan dos metales como el estaño y el aluminio. El valor de $\lambda$ para el estaño no es mucho mayor que para el aluminio, aunque la densidad es casi tres veces mayor.

Si la absorción es proporcional a la densidad, la absorción en un gas debe variar en proporción directa a la presión, y se comprueba que este es el caso. Algunos resultados sobre este tema han sido dados por el autor (loc. cit.) para los rayos de uranio entre presiones de ¼ y 1 atmósfera. Owens (loc. cit.) examinó la absorción de la radiación $\alpha$ en el aire procedente del torio entre las presiones de 0,5 y 3 atmósferas y encontró que la absorción variaba en proporción directa a la presión.

La variación de la absorción con la densidad para las partículas positivas proyectadas es así muy similar a la ley para las partículas negativas proyectadas y para los rayos catódicos. La absorción, en ambos casos, depende principalmente de la densidad, pero no es en todos los casos directamente proporcional a ella. Puesto que la absorción de los rayos $\alpha$ en los gases se debe probablemente sobre todo al agotamiento de la energía de los rayos por la producción de iones en el gas, parece probable que la absorción en los metales se deba a una causa similar.

102. Relación entre la ionización y la absorción en los gases.

Se ha demostrado (sección 45) que si los rayos α son absorbidos completamente en un gas, la ionización total producida es aproximadamente la misma para todos los gases examinados. Dado que los rayos se absorben de manera desigual en diferentes gases, debería haber una conexión directa entre la ionización relativa y la absorción relativa. Esto se puede comprobar si se comparan los resultados de Strutt (sección 45) con las constantes de absorción relativa (sección 100).

Considerando la dificultad de obtener determinaciones precisas de la absorción, se observa que la ionización relativa en un gas es directamente proporcional a la absorción relativa dentro de los límites del error experimental. Este resultado muestra que la energía absorbida al producir un ion es aproximadamente la misma en el aire, el hidrógeno y el dióxido de carbono.

103. Mecanismo de la absorción de los rayos $\alpha$ por la materia. Los experimentos, ya descritos, muestran que la ionización del gas, debida a los rayos $\alpha$ de una gran superficie plana de materia radiactiva, disminuye en la mayoría de los casos aproximadamente de acuerdo con una ley exponencial, hasta que la mayor parte de los rayos son absorbidos, momento en el cual la ionización decrece a un ritmo mucho mayor. En el caso del polonio, la ionización disminuye más rápidamente de lo que cabría esperar según la ley exponencial simple.

La ionización producida en el gas se debe a la colisión de las partículas α que se mueven rápidamente con las moléculas del gas a su paso.

Debido a su gran masa, la partícula α es un ionizador mucho más eficiente que la partícula β que se mueve a la misma velocidad.

Se puede deducir de los resultados experimentales que cada partícula α proyectada es capaz de producir unos 100.000 iones al atravesar unos pocos centímetros de gas antes de que su velocidad se reduzca al valor límite por debajo del cual ya no ioniza el gas en su trayectoria.

Se requiere energía para ionizar el gas, y esta energía solo puede obtenerse a expensas de la energía cinética de la partícula $\alpha$ proyectada. Por lo tanto, es de esperar que la partícula $\alpha$ pierda gradualmente su velocidad y su energía de movimiento en su paso a través del gas.

Como la velocidad de absorción de los rayos $\alpha$ en los gases se deduce a partir de mediciones de la ionización del gas a diferentes distancias de la fuente de radiación, se requiere conocer la ley de variación del poder ionizante de la partícula $\alpha$ proyectada con su velocidad para poder interpretar los resultados. Los datos experimentales sobre esta cuestión son, sin embargo, demasiado incompletos como para aplicarlos directamente a la solución de este problema.

Townsend⁵⁴ ha demostrado que un electrón en movimiento produce iones en el gas una vez que se alcanza cierta velocidad límite. El número de iones producido por centímetro de su trayectoria a través del gas aumenta entonces hasta un máximo y, para velocidades aún mayores, disminuye continuamente.

Por ejemplo, Townsend descubrió que el número de iones producido por un electrón en movimiento dentro de un campo eléctrico era pequeño al principio para campos débiles, pero aumentaba con la intensidad del campo eléctrico hasta un máximo correspondiente a la producción de 20 iones por cm de trayectoria en el aire a una presión de 1 mm de mercurio.

Durack⁵⁵ encontró que los electrones, generados en un tubo de vacío, moviéndose con una velocidad de aproximadamente 5 × 10⁹ cms. por segundo, producían un par de iones cada 5 cms. de recorrido a 1 mm. de presión.

En un artículo posterior, Durack mostró que para los electrones del radio, los cuales son proyectados con una velocidad mayor que la mitad de la velocidad de la luz, se producía un par de iones cada 10 cms. de recorrido.

El electrón de alta velocidad procedente del radio es, por lo tanto, un ionizador muy poco eficiente y produce solo alrededor de ¹⁄₁₀₀ de la ionización por unidad de recorrido observada por Townsend para el electrón de movimiento lento.

104. En el caso de la partícula α, no se han realizado mediciones directas sobre la variación de la ionización con la velocidad de la partícula, por lo que la ley de absorción de los rayos no puede deducirse directamente. Sin embargo, Bragg y Kleeman⁵⁶ han abordado recientemente la cuestión de forma indirecta al formular una teoría simple para explicar los resultados experimentales que han obtenido sobre la absorción de los rayos α.

Se supone que las partículas $\alpha$ de cada tipo simple de materia radiactiva son proyectadas con la misma velocidad, y que recorren una distancia definida $a$ en el aire a presión y temperatura atmosféricas antes de ser absorbidas por completo.

Como primera aproximación, se supone que la ionización por unidad de recorrido es la misma en toda la longitud atravesada antes de la absorción, y que cesa de manera bastante repentina a una distancia definida de la fuente de radiación.

Esto coincide con el hecho observado de que la ionización entre placas paralelas aumenta muy rápidamente cuando se acerca a una distancia menor que cierta distancia de la fuente radiante.

El alcance a depende de la energía cinética inicial de la partícula α y, por lo tanto, será diferente para distintas clases de materia radiactiva.

Si se emplea una capa gruesa de materia radiactiva, solo las partículas α de la superficie tienen un alcance a. Aquellas que llegan a la superficie desde una profundidad d ven su alcance disminuido en una cantidad ρd, donde ρ es la densidad de la materia radiactiva en comparación con el aire.

Esto no es más que la expresión del hecho de que la absorción de los rayos α es proporcional al espesor y a la densidad de la materia atravesada. Los rayos procedentes de una capa gruesa de materia activa serán, por tanto, complejos y constarán de partículas de diferentes velocidades cuyos alcances tendrán todos los valores entre 0 y a.

Supóngase que un haz estrecho de rayos $\alpha$ es emitido por una capa gruesa de material radiactivo y confinado por topes metálicos como en la Fig. 39.

El haz de rayos penetra en un recipiente de ionización AB a través de una fina tela metálica A. La cantidad de ionización debe determinarse entre A y B para diferentes distancias h desde la fuente de los rayos R hasta la placa A.

Todas las partículas provenientes de una profundidad x del material dada por h = a – ρx entrarán en el vaso de ionización. El número de iones producido en una profundidad dh del vaso de ionización es igual a nxdh, es decir, a donde n es una constante.

Si la profundidad de la vasija de ionización es b, el número total de iones producido en la vasija es

Esto supone que la corriente de partículas atraviesa completamente el recipiente. Si no es así, la expresión se convierte en

Si se mide la ionización en el recipiente AB y se traza una curva que muestre su relación con h, la curva en el primer caso debe ser una línea recta cuya pendiente sea nb/ρ y, en el segundo, una parábola.

Así, si se emplea una capa delgada de material radiactivo y un recipiente de ionización poco profundo, la ionización vendría representada por una curva como APM (Fig. 40), en la que las ordenadas representan las distancias desde la fuente de radiación, y las abscisas, la corriente de ionización entre las placas AB.

En este caso, PM es el recorrido de las partículas α de la capa más baja de la materia radiactiva. La corriente debe ser constante para todas las distancias menores que PM.

Para una capa gruesa de materia radiactiva, la curva debe ser una línea recta como APB.

Curvas del carácter anterior solo deben obtenerse cuando se emplean conos definidos de rayos, y cuando el vaso de ionización es poco profundo e incluye todo el cono de rayos. En tal caso no es necesario tener en cuenta la ley del inverso del cuadrado.

En los experimentos registrados previamente (secciones 99 y 100), la ionización se midió entre placas paralelas separadas varios centímetros para una gran área de material radiactivo. Tal disposición era necesaria en el momento en que se realizaron los experimentos, ya que solo se disponía de material radiactivo débil.

Entonces no se podían obtener efectos eléctricos medibles con conos estrechos de rayos y recipientes de ionización poco profundos, pero esta desventaja queda eliminada con la llegada del bromuro de radio puro como fuente de radiación.

Los interesantes experimentos descritos por Bragg y Kleeman muestran que las curvas teóricas se realizan aproximadamente en la práctica. La principal dificultad experimentada en el análisis de los resultados experimentales se debió al hecho de que el radio es una sustancia radiactiva compleja y contiene cuatro productos radiactivos, cada uno de los cuales da lugar a rayos $\alpha$ que tienen distintos alcances. El carácter general de los resultados obtenidos a partir del radio se muestra gráficamente en la Fig. 41, curvas A, B, C, D.

Las ordenadas representan la distancia entre el radio y la gasa del recipiente de prueba; las abscisas, la corriente en el recipiente de ionización en unidades arbitrarias.

Se emplearon cinco miligramos de bromuro de radio, y la profundidad del recipiente de ionización fue de unos 5 mm.

• La curva A corresponde a un cono de rayos con un ángulo de 20°. La corriente inicial a una distancia de 7 cm se debe a los rayos $\beta$ y $\gamma$ y a la fuga natural. Esta curva es inicialmente parabólica y luego se compone de dos líneas rectas.
• La curva B corresponde a un cono más pequeño y muestra el carácter rectilíneo de la curva hasta una corta distancia del radio.
• La curva C se obtuvo en las mismas condiciones que la curva A, pero con una capa de tripa de oro colocada sobre el radio. El efecto de esto es reducir todas las ordenadas de la curva A en la misma cantidad. Esto es de esperar según la teoría simple ya considerada.
• La curva D se obtuvo cuando se calentó el radio para eliminar la emanación y sus productos. Las partículas $\alpha$ de mayor alcance están completamente ausentes y la curva tiene un carácter más simple.

El carácter complejo de las curvas del radio se pone más claramente de manifiesto mediante un examen cuidadoso de una porción de la curva a distancias entre 2 y 5 cm del radio, empleando un vaso de ionización de tan solo 2 mm de profundidad. Los resultados se muestran en la Fig. 42, en la que se observa que la curva consta aproximadamente de cuatro líneas rectas de diferentes pendientes representadas por PQ, QR, RS, ST.

Un resultado tal es de esperar, pues más adelante se demostrará que en el radio, cuando se encuentra en equilibrio radiactivo, existen cuatro productos de rayos $\alpha$ distintos. Cada uno de estos productos del radio emite un número igual de partículas $\alpha$ por segundo, pero el alcance de cada uno es diferente. Si a₁ es el alcance de una corriente, a₂ el de otra, la ionización en el recipiente AB, cuando dos corrientes entran en el recipiente, debería ser es decir,

Por tanto, la pendiente de la curva debería ser en este caso de 2nb/ρ, mientras que si solo entra una corriente, debería ser nb/ρ. Cuando llegan tres, la pendiente debe ser 3nb/ρ y para cuatro, 4nb/ρ. Estos resultados se cumplen de manera bastante aproximada en la práctica.

La curva (Fig. 42) consta de cuatro partes cuyas pendientes están en la proporción 16, 34, 45, 65, es decir, casi exactamente en la razón 1, 2, 3, 4.

También se hicieron experimentos con capas muy delgadas de bromuro de radio, en cuyo caso, como hemos visto (Fig. 40), cabe esperar una forma de curva muy diferente. Un ejemplo de los resultados se muestra en la Fig. 43, curvas I., II. y III.

• La curva I. se obtiene a partir de bromuro de radio que ha sido calentado para expulsar la emanación, y las curvas II. y III. a partir de la misma sustancia varios días después, cuando la emanación volvía a acumularse.

La porción PQ, que está ausente en la primera curva, se debe probablemente a la actividad «inducida» producida por la emanación. Mediante un examen cuidadoso de los cambios sucesivos en las curvas después de que el radio haya sido calentado para expulsar la emanación, es posible determinar el alcance de los rayos $\alpha$ de cada uno de los diferentes productos, y esto ha sido llevado a cabo hasta cierto punto por Bragg y Kleeman.

Más adelante se verá que los resultados aquí obtenidos apoyan de un modo novedoso la teoría de los cambios radiactivos que ha sido propuesta a partir de datos de carácter completamente diferente.

La pendiente hacia el interior de la curva de la Fig. 43 debida al radio indica que las partículas $\alpha$ se convierten en ionizadores más eficaces a medida que su velocidad disminuye. Esto concuerda con las observaciones sobre los rayos $\beta$. En algunos casos, Bragg también observó que las partículas $\alpha$ son los ionizadores más eficaces justo antes de perder su capacidad de ionizar el gas.

Así pues, podemos concluir a partir de estos experimentos que las partículas $\alpha$ de una sustancia radiactiva simple recorren una distancia definida en el aire, a una presión y temperatura determinadas, y que la ionización termina de forma bastante abrupta.

Si los rayosatraviesan una lámina de metal, el alcance efectivo de la ionización disminuye en una distancia correspondiente a ρd, donde ρ es la densidad del material en comparación con el aire y d su espesor.

Los rayos $\alpha$ de una capa gruesa de una sustancia radiactiva simple constan de partículas $\alpha$ de diferentes velocidades, cuyos alcances en el aire se encuentran entre 0 y el alcance máximo.

La ionización de las partículas por unidad de trayectoria es mayor cerca del final de su recorrido y disminuye algo a medida que nos acercamos a la fuente radiante.

Una fuente compleja de rayos como el radio emite cuatro tipos de rayos, cada uno de los cuales tiene un alcance diferente pero bien definido.

A partir de esta teoría es posible calcular aproximadamente la disminución de corriente que debe observarse cuando se colocan hojas de papel metálico sobre una gran área de sustancia radiactiva. Este es el método que se ha empleado para obtener las curvas de las Figs. 35 y 38.

Supongamos que se emplea una capa muy fina de materia radiactiva simple (por ejemplo, una placa de bismuto cubierta de radioteluro o una placa metálica activada por la exposición a la presencia de las emanaciones de torio o radio) y que el recipiente de ionización tiene la profundidad suficiente para absorber los rayos $\alpha$ por completo.

Sea d el espesor de la placa metálica, y ρ su densidad en comparación con el aire. Considérese un punto P próximo a la cara superior de la placa. El alcance de las partículas que se mueven desde un punto, cuando la trayectoria forma un ángulo θ con la normal en P, es a – ρd sec θ, donde a es el alcance en el aire. Los rayos procedentes de puntos tales que las trayectorias forman un ángulo con la normal mayor que

será así absorbida en la placa. Integrando sobre el área circular bajo el punto P, es fácil demostrar que la ionización total en el vaso es proporcional a

Las curvas que muestran la relación entre la corriente y la distancia de metal atravesada deberían ser, por tanto, parabólicas con respecto a d. Este es aproximadamente el caso para una sustancia simple como el radiotelurio.

La curva para una capa gruesa de radio sería difícil de calcular debido a la complejidad de los rayos, pero sabemos por la experiencia que es aproximadamente exponencial.

Una reseña de algunas investigaciones recientes realizadas para determinar el intervalo de velocidad en el cual la partícula $\alpha$ es capaz de ionizar el gas se da en el Apéndice A. Los resultados allí presentados apoyan firmemente la teoría de absorción de los rayos $\alpha$ analizada anteriormente.

# PARTE IV.

Los rayos $\gamma$ o muy penetrantes.

105. Además de los rayos $\alpha$ y $\beta$, las tres sustancias activas —el uranio, el torio y el radio— emiten una radiación de un carácter extraordinariamente penetrante. Estos rayos $\gamma$ son considerablemente más penetrantes que los rayos X producidos en un tubo de vacío «duro». Su presencia se puede observar fácilmente en una sustancia activa como el radio, pero es difícil de detectar en el uranio y el torio a menos que se utilice una gran cantidad de material activo.

Villard⁵⁷, utilizando el método fotográfico, llamó la atención por primera vez sobre el hecho de que el radio emitía estos rayos tan penetrantes, y descubrió que no eran desviables por un campo magnético. Este resultado fue confirmado por Becquerel⁵⁸.

Usando unos pocos miligramos de bromuro de radio, los rayos γ pueden detectarse en una habitación oscura por la luminosidad que excitan en el mineral willemita o en una pantalla de platinocianuro de bario.

Los rayos α y β se absorben por completo colocando un grosor de 1 centímetro de plomo sobre el radio, y los rayos que entonces atraviesan el plomo consisten enteramente en rayos γ. El muy gran poder de penetración de estos rayos se observa fácilmente al notar la ligera disminución de la luminosidad de la pantalla cuando se colocan placas de metal de varios centímetros de espesor entre el radio y la pantalla.

Estos rayos también producen ionización en los gases y se investigan mejor mediante el método eléctrico. La presencia de los rayos γ procedentes de 30 mgrs. de bromuro de radio puede observarse en un electroscopio después de atravesar 30 cm de hierro.

106. Absorción de los rayos γ. En un examen de las sustancias activas por el método eléctrico, el autor⁵⁹ halló que tanto el uranio como el torio emitían rayos γ en una cantidad aproximadamente proporcional a su actividad. Se empleó un electroscopio del tipo mostrado en la Fig. 12. Este se colocó sobre una gran placa de plomo de 0,65 cm de espesor, y la sustancia activa se situó en un recipiente cerrado debajo de ella.

Se observó primeramente la descarga debida a la ionización natural del aire en el electroscopio. La ionización adicional debida a la sustancia activa debe ser la producida por los rayos que han atravesado la lámina de plomo y las paredes del electroscopio.

La siguiente tabla muestra que la descarga debida a estos rayos disminuye aproximadamente según una ley exponencial con el espesor de plomo atravesado.

Usando 100 grs. de uranio y torio, la descarga debida a los rayos a través de 1 cm. de plomo fue bastante apreciable y fácilmente medible. Los resultados mostraron que la cantidad de rayos $\gamma$ era aproximadamente la misma para pesos iguales de óxidos de torio y uranio. El poder de penetración también era aproximadamente el mismo que para los rayos del radio.

El escritor demostró que la absorción de los rayos γ del radio era aproximadamente proporcional a la densidad de la sustancia atravesada. Recientemente, McClelland ha realizado un examen más detallado de la absorción de estos rayos en diversas sustancias⁶⁰.

La curva (Fig. 44) muestra la disminución de la corriente de ionización en un recipiente de prueba debido a los rayos β y γ con capas sucesivas de plomo. Se observa que los rayos β son detenidos casi por completo por 4 mm de plomo; la ionización se debe entonces enteramente a los rayos γ.

Para no dejar duda alguna de que todos los rayos $\beta$ eran absorbidos, el radio se cubrió con un espesor de 8 mm de plomo, y se realizaron mediciones del coeficiente de absorción $\lambda$ para espesores adicionales. El valor medio de $\lambda$ se calculó a partir de la ecuación habitual

donde d es el espesor de materia atravesada. La siguiente tabla muestra el valor de λ,

• (I) para los primeros 2,5 mm de materia atravesada (tras pasar inicialmente a través de 8 mm de plomo),
• (II) para el espesor de 2,5 a 5 mm,
• (III) para de 5 a 10 mm,
• (IV) de 10 a 15 mm.

CUADRO A.

En la tabla anterior, la absorción en el aluminio, el vidrio y el agua fue demasiado pequeña para determinar con precisión la variación de $\lambda$ con la distancia recorrida.

Se observará que, para las sustancias más densas, el coeficiente de absorción disminuye con la distancia que han recorrido los rayos. Esto indica que los rayos son heterogéneos. La variación de $\lambda$ es más marcada en las sustancias pesadas.

La Tabla B da los valores de λ divididos por la densidad para los números anteriores. Si la absorción fuera directamente proporcional a la densidad, el cociente sería el mismo en todos los casos.

TABLA B.

λ dividido por la densidad.

Los números de la columna I varían considerablemente, pero la concordancia se vuelve más estrecha en las columnas sucesivas, hasta que en la columna IV la absorción es casi exactamente proporcional a la densidad.

Se observa que la absorción de los tres tipos de rayos de las sustancias radiactivas es aproximadamente proporcional a la densidad de la sustancia atravesada, una relación observada por primera vez por Lenard para los rayos catódicos.

Esta ley de absorción se cumple así tanto para las partículas electrizadas positiva como negativamente proyectadas desde las sustancias radiactivas, y también para los pulsos electromagnéticos que se cree constituyen los rayos γ; aunque la absorción de los rayos α, por ejemplo, es 10.000 veces mayor que la de los rayos γ.

Hemos visto en la sección 84 que el valor de la constante de absorción λ para el plomo es 122 para los rayos β del uranio. El valor para los rayos γ del radio varía entre ·64 y ·44, lo que muestra que los rayos γ son más de 200 veces más penetrantes que los rayos β.

107. Naturaleza de los rayos.

Además de su gran poder de penetración, los rayos $\gamma$ se diferencian de los rayos $\alpha$ y $\beta$ en que no son desviados de manera apreciable por un campo magnético o eléctrico.

En un campo magnético intenso, puede demostrarse, utilizando el método fotográfico, que existe una discontinuidad abrupta entre los rayos $\beta$ y $\gamma$, ya que los primeros se desvían por completo separándose de los segundos. Esto indica que, en lo que respecta a la acción de un campo magnético, no hay una transición gradual de las propiedades magnéticas entre los rayos $\beta$ y $\gamma$.

Paschen⁶¹ ha examinado los rayos $\gamma$ en un campo magnético muy intenso y, a partir de la ausencia de desviación de estos rayos, ha calculado que, si consisten en partículas electrizadas que portan una carga iónica y son proyectadas con una velocidad cercana a la de la luz, su masa aparente debe ser al menos 45 veces mayor que la del átomo de hidrógeno.

Ahora nos queda por considerar si los rayos $\gamma$ tienen carácter corpuscular, o si son un tipo de pulso electromagnético en el éter similar a los rayos Röntgen. Se asemejan a los rayos Röntgen en su gran poder de penetración y en su ausencia de desviación en un campo magnético.

Los experimentos anteriores parecían indicar una diferencia importante entre la acción de los rayos $\gamma$ y los rayos X. Es bien sabido que los rayos X ordinarios producen una ionización mucho mayor en gases como el sulfuro de hidrógeno y el cloruro de hidrógeno gaseoso que en el aire, aunque las diferencias de densidad no sean grandes.

Por ejemplo, expuesto a los rayos X, el sulfuro de hidrógeno tiene seis veces la conductividad del aire, mientras que con los rayos $\gamma$ la conductividad apenas supera la del aire.

Los resultados obtenidos por Strutt a este respecto ya se han dado en la sección 45. Allí se muestra que la conductividad relativa de los gases expuestos a los rayos $\gamma$ (y también a los rayos $\alpha$ y $\beta$) es, en la mayoría de los casos, casi proporcional a sus densidades relativas; pero, bajo los rayos X, la conductividad relativa de algunos gases y vapores es mucho mayor que para los rayos $\gamma$.

Hay que recordar, sin embargo, que los resultados obtenidos por Strutt correspondían a «rayos X blandos», cuyo poder de penetración era mucho menor que el de los rayos $\gamma$.

Con el fin de comprobar si la conductividad relativa de los gases producidos por los rayos X dependía de su poder de penetración, A. S. Eve⁶² realizó algunos experimentos con un tubo de rayos X muy «duro», que emitía un tipo de rayos inusualmente penetrante.

Los resultados de las mediciones se muestran en la tabla siguiente, donde la conductividad para cada tipo de rayos se expresa en relación con el aire como unidad. Los resultados obtenidos para los rayos X «suaves» por Strutt y por Eve para los rayos γ se añaden para su comparación.

Se observa que los rayos duros muestran una concordancia mucho mayor que los rayos blandos con la ley de densidades hallada para los rayos $\gamma$. Los altos valores obtenidos previamente para los vapores de cloroformo y tetracloruro de carbono se reducen enormemente, y son muy casi los mismos que para los rayos $\gamma$.

Por otra parte, el vapor de yoduro de metilo constituye una excepción y sigue mostrando una alta conductividad. Sin embargo, los rayos $\gamma$ eran cuarenta veces más penetrantes que los rayos X duros, y es probable que el valor del yoduro de metilo se redujera con rayos X aún más penetrantes.

Conductividades relativas de los gases.

Se encontró que los rayos X duros producen mucha más radiación secundaria que los rayos $\gamma$, pero este efecto es probablemente también una función del poder de penetración de los rayos primarios. Más adelante se verá (sección 112) que los rayos $\gamma$ dan origen a una radiación secundaria del tipo de los rayos $\beta$. Esto también se ha observado para los rayos X.

Considerando la evidencia experimental en su conjunto, existe sin duda una similitud muy marcada entre las propiedades de los rayos γ y los rayos X. La idea de que los rayos γ son un tipo de rayos X muy penetrantes también recibe apoyo de consideraciones teóricas.

Hemos visto (sección 52) que se cree que los rayos X son pulsos electromagnéticos, similares en algunos aspectos a las ondas de luz corta, que se generan por la detención repentina de las partículas de los rayos catódicos. Por el contrario, también cabe esperar que se produzcan rayos X tanto en el inicio repentino como en la detención repentina de los electrones.

Dado que la mayoría de las partículas β del radio son expulsadas del átomo de radio con velocidades mucho mayores que las de las partículas catódicas en un tubo de vacío, surgirán rayos X de carácter muy penetrante. Pero el argumento más sólido en favor de este punto de vista se deriva de un examen del origen y la conexión de los rayos β y γ procedentes de sustancias radiactivas.

Se demostrará más adelante que la actividad de los rayos α observada en el radio proviene de varios productos de desintegración acumulados en el radio, mientras que los rayos β y γ provienen únicamente de uno de estos productos llamado radio C. Se encuentra también que la actividad medida por los rayos γ es siempre proporcional a la actividad medida por los rayos β, aunque mediante la separación de los productos la actividad de estos últimos pueda hacerse experimentar grandes variaciones en su valor.

Así, la intensidad de los rayos γ es siempre proporcional a la velocidad de expulsión de las partículas β, y este resultado indica que existe una estrecha conexión entre los rayos β y γ. Tal resultado es de esperar si la partícula β es el origen del rayo γ, pues la expulsión de cada electrón del radio dará lugar a un pulso esférico angosto que viaja desde el punto de perturbación con la velocidad de la luz.

108. Existe otra hipótesis posible con respecto a la naturaleza de estos rayos. Se ha demostrado (secciones 48 y 82) que la masa aparente de un electrón aumenta a medida que se aborda la velocidad de la luz; teóricamente debería ser muy grande cuando la velocidad del electrón se acerca extremadamente a la velocidad de la luz. En tal caso, un electrón en movimiento sería difícil de desviar mediante un campo magnético o eléctrico.

La opinión de que los rayos γ son electrones que portan una carga negativa y se mueven con una velocidad casi igual a la de la luz ha sido defendida recientemente por Paschen⁶³.

Él concluyó a partir de experimentos que los rayos γ, al igual que los rayos β, portaban una carga negativa. Hemos visto (sección 85) que Seitz también observó que se comunicaba una pequeña carga negativa a los cuerpos sobre los cuales inciden los rayos γ, pero la magnitud de esta carga era mucho menor que la observada por Paschen.

No creo que se le pueda conceder gran peso a las observaciones de que se comunica una pequeña carga positiva o negativa a los cuerpos sobre los cuales caen los rayos γ, pues se demostrará más adelante que se produce una fuerte radiación secundaria, consistente en parte en electrones, durante el paso de los rayos γ a través de la materia. No es improbable que la pequeña carga observada no sea un resultado directo de la carga transportada por los rayos γ, sino un efecto indirecto debido a las radiaciones secundarias emitidas desde la superficie de los cuerpos.

No hay duda de que un recipiente grueso de plomo, que encierra completamente una cantidad de radio, adquiere una pequeña carga positiva, pero este resultado se produciría tanto si los rayos γ portan una carga como si no, ya que las radiaciones secundarias de la superficie de plomo consisten en partículas proyectadas que llevan consigo una carga negativa.

En esta teoría corpuscular de la naturaleza de los rayos $\gamma$, cada electrón debe poseer una gran masa aparente, o de lo contrario sería desviado de manera apreciable por un campo magnético intenso. La energía de movimiento del electrón debe ser, en consecuencia, muy grande y, si el número de electrones que constituyen los rayos $\gamma$ es del mismo orden de magnitud que el número de partículas $\beta$, cabe esperar un gran efecto térmico cuando los rayos $\gamma$ son detenidos en la materia.

Paschen⁶⁴ realizó algunos experimentos sobre la emisión de calor del radio debida a los rayos $\gamma$; concluyó que los rayos $\gamma$ eran responsables de más de la mitad de la emisión total de calor del radio y transportaban energía a una velocidad superior a 100 calorías gramo por hora y por gramo de radio.

Este resultado no fue confirmado por experimentos posteriores de Rutherford y Barnes⁶⁵, quienes hallaron que el efecto térmico de los rayos $\gamma$ no podía superar un pequeño porcentaje de la emisión total de calor del radio. Estos resultados se considerarán más adelante en el capítulo XII.

El peso de las pruebas, tanto experimentales como teóricas, apoya actualmente la opinión de que los rayos $\gamma$ son de la misma naturaleza que los rayos X, pero de un tipo más penetrante.

La teoría de que los rayos X consisten en pulsos aperiódicos en el éter, generados cuando se detiene el movimiento de los electrones, ha ganado mayor favor, aunque resulta difícil aportar pruebas experimentales para decidir la cuestión de manera definitiva.

La prueba más sólida que respalda la naturaleza ondulatoria de los rayos X proviene de los experimentos de Barkla⁶⁶, quien descubrió que la cantidad de radiación secundaria producida por los rayos X al incidir sobre una superficie metálica dependía de la orientación del tubo de rayos X. Los rayos mostraron así indicios de una unilateralidad o polarización que solo cabe esperar si los rayos consisten en un movimiento ondulatorio en el éter.

# PARTE V.

# Rayos secundarios.

109. Producción de rayos secundarios.

Hace tiempo que se sabe que los rayos Röntgen, al incidir sobre obstáculos sólidos, producen rayos secundarios de un poder de penetración mucho menor que el de los rayos incidentes. Esto fue demostrado por primera vez por Perrin y ha sido investigado en detalle por Sagnac, Langevin, Townsend y otros.

Por tanto, no es de sorprender que se observen fenómenos similares en la radiación procedente de sustancias radiactivas. Mediante el método fotográfico, Becquerel⁶⁷ ha realizado un estudio detallado de las radiaciones secundarias producidas por sustancias radiactivas.

En sus primeras observaciones, notó que las radiografías de objetos metálicos siempre estaban rodeadas por un borde difuso. Este efecto se debe a los rayos secundarios generados por los rayos incidentes en la superficie de la pantalla.

Los rayos secundarios producidos por los rayos α son muy débiles. Se muestran de la mejor manera mediante el polonio, el cual emite únicamente rayos α, de modo que los resultados no se ven complicados por la acción de los rayos β.

Se generan rayos secundarios intensos en el punto de impacto de los rayos β o catódicos. Becquerel descubrió que la magnitud de esta acción dependía en gran medida de la velocidad de los rayos. Los rayos de menor velocidad produjeron la acción secundaria más intensa, mientras que los rayos penetrantes produjeron, en comparación, casi ningún efecto secundario.

A consecuencia de la presencia de esta radiación secundaria, la impresión fotográfica de una pantalla perforada con agujeros no es nítida ni clara. En cada caso hay una doble impresión fotográfica, debida a los rayos primarios y a los rayos secundarios generados por estos.

Estos rayos secundarios son desviables por un campo magnético y, a su vez, producen rayos terciarios y así sucesivamente.

Los rayos secundarios son en todos los casos más fácilmente desviados y absorbidos que los rayos primarios de los que surgen.

Los rayos $\gamma$, muy penetrantes, dan lugar a rayos secundarios, los cuales provocan una acción intensa sobre la placa fotográfica.

Cuando se colocó algo de radio en una cavidad dentro de un bloque de plomo profundo, de forma rectangular, además de la impresión debida a los rayos directos que atravesaban el plomo, Becquerel observó que también había una fuerte impresión debida a los rayos secundarios emitidos desde la superficie del plomo.

La acción de estos rayos secundarios sobre la placa es tan fuerte que el efecto en la placa se ve incrementado, en muchos casos, al añadir una pantalla metálica entre el material activo y la placa.

La acción fotográfica comparativa de los rayos primarios y secundarios no puede tomarse como una medida relativa de la intensidad de sus radiaciones.

Por ejemplo, solo una pequeña porción de la energía de los rayos $\beta$ se absorbe por lo general en la película sensible. Dado que los rayos secundarios se absorben con mucha mayor facilidad que los rayos primarios, una proporción mucho mayor de su energía se consume en producir acción fotográfica que en el caso de los rayos primarios.

Así pues, no sorprende que los rayos secundarios generados por los rayos $\beta$ y $\gamma$ puedan producir en algunos casos una impresión fotográfica comparable, si no mayor, al efecto de los rayos incidentes.

A causa de estos rayos secundarios, las radiografías producidas por los rayos $\beta$ del radio muestran en general un borde difuso alrededor de la sombra del objeto. Por esta razón, las radiografías de este tipo carecen de la nitidez de contorno de las fotografías de rayos X.

110. Radiación secundaria producida por los rayos α.

Mme. Curie⁶⁸ ha demostrado por el método eléctrico que los rayos α del polonio producen rayos secundarios. El método adoptado consistió en comparar la corriente de ionización entre dos placas paralelas, al intercambiar dos pantallas de material diferente colocadas sobre el polonio.

Estos resultados muestran que los rayos $\alpha$ del polonium se modifican al atravesar la materia, y que la cantidad de rayos secundarios producidos varía con pantallas de distinto material. Mme Curie, utilizando el mismo método, no pudo observar ningún efecto de este tipo para los rayos $\beta$ del radio. La producción de rayos secundarios por los rayos $\beta$ del radio se demuestra, sin embargo, fácilmente mediante el método fotográfico.

Ya hemos visto (sección 93) que electrones de muy baja velocidad acompañan a los rayos $\alpha$ del radio o del radiotelurio esparcidos sobre una placa metálica. Estos rayos se liberan probablemente cuando los rayos $\alpha$ escapan de la materia o inciden sobre ella, y el número emitido depende del tipo de materia utilizado como pantalla. Las diferencias mostradas en la tabla anterior al intercambiar las pantallas se explican de este modo de forma sencilla.

111. Rayos secundarios producidos por los rayos β y γ.

Un examen de la cantidad y el carácter de la radiación secundaria emitida por diversas sustancias, al ser expuestas a los rayos β y γ del radio, ha sido realizado recientemente por A. S. Eve⁶⁹.

El método experimental general empleado se muestra en la Fig. 45.

El electroscopio (Fig. 45) fue colocado detrás de una pantalla de plomo de 4·5 cm de espesor, que detenía todos los rayos $\beta$ y absorbía la mayor proporción de los rayos $\gamma$ del tubo de radio situado en R.

Al aproximar una placa de materia M, los rayos primarios incidían sobre ella y una parte de los rayos secundarios, emitidos en todas direcciones, penetraban por el lateral del electroscopio, el cual estaba recubierto con papel de aluminio de 0·05 mm de espesor. Antes de colocar la placa M en su posición, la velocidad de descarga del electroscopio se debía a la pérdida natural, a los rayos $\gamma$ de R y a la radiación secundaria del aire.

Al colocar el radiador M en su posición, la velocidad de descarga aumentaba considerablemente, y la diferencia entre la velocidad de movimiento de la hoja de oro en ambos casos se tomó como medida de la cantidad de rayos secundarios procedentes de M. La absorción de los rayos secundarios se comprobó colocando una placa de aluminio de 0·85 mm de espesor ante la cara del electroscopio.

Se encontró que los rayos secundarios eran bastante homogéneos, ya que la intensidad disminuía de acuerdo con una ley exponencial con la distancia recorrida. El valor de la constante de absorción $\lambda$ se determinó a partir de la ecuación habitual

donde d es el espesor de la pantalla.

La tabla que se presenta a continuación muestra los resultados obtenidos cuando se colocaron placas gruesas de diferentes sustancias de las mismas dimensiones en una posición determinada en M. La radiación secundaria de los fluidos se obtuvo mediante una ligera modificación en los arreglos experimentales.

Se emplearon treinta miligramos de bromuro de radio, y los resultados se expresan en función del número de divisiones de la escala recorridas por segundo por la hoja de oro.

Se observará que la cantidad de radiación secundaria sigue en la mayoría de los casos el mismo orden que las densidades, y es mayor para el mercurio. El valor de (radiación secundaria)/densidad no es una constante, sino que varía considerablemente, siendo mayor para las sustancias ligeras.

La constante de absorción de los rayos secundarios de diferentes radiadores no es muy diferente, con la excepción de sustancias como el granito, el ladrillo y el cemento, que emiten rayos secundarios de casi el doble del poder de penetración que otras sustancias.

rayos β y γ.

La radiación secundaria no solo proviene de la superficie del radiador, sino también de una profundidad considerable. La cantidad de rayos secundarios aumenta con el grosor del radiador y, en el caso del vidrio y del aluminio, alcanza un máximo práctico para una placa de aproximadamente 3 mm de grosor.

En la tabla anterior, la radiación secundaria surge tanto de los rayos β como de los rayos γ combinados. Cuando los rayos β se cortaron mediante una capa de plomo de 6,3 mm de espesor, colocada entre el radio y el radiador, el efecto sobre el electróscopo se redujo a menos del 20 por ciento de su valor anterior, lo que demuestra que los rayos β proporcionaron más del 80 por ciento de la radiación secundaria.

La siguiente tabla muestra la cantidad relativa de rayos secundarios procedentes de diferentes sustancias cuando se exponen a los rayos β y γ combinados y a los rayos γ solos. La cantidad procedente del plomo en cada caso se toma como patrón e igual a 100. La cantidad de radiación secundaria hallada por Townsend a partir de rayos X blandos se añade para su comparación.

Radiaciones secundarias.

Se observará que las cantidades relativas son aproximadamente las mismas para los rayos γ solos que para los rayos β y γ juntos. Por otro lado, la cantidad de radiación secundaria producida por los rayos X es muy diferente; el plomo, por ejemplo, da muchísimas menos que el latón o el cobre. Los rayos secundarios provenientes de los rayos γ solos son ligeramente menos penetrantes que los de los rayos β y γ juntos, pero son mucho más penetrantes que la radiación secundaria de los rayos X examinados por Townsend.

La cantidad de radiación secundaria producida por los rayos $\beta$ y $\gamma$ es principalmente independiente del estado de la superficie del radiador. Se obtiene aproximadamente la misma cantidad del hierro que de la limadura de hierro; de la parafina líquida que de la sólida; y del hielo que del agua⁷⁰.

Becquerel ha demostrado que los rayos secundarios producidos por los rayos β son desviados por un imán y consisten en partículas cargadas negativamente (electrones). Se ha señalado en la sección 52 que los rayos catódicos se reflejan difusamente en el metal sobre el que inciden.

Estos rayos secundarios consisten en parte en electrones que se mueven con aproximadamente la misma velocidad que los primarios, y en parte en algunos electrones con una velocidad mucho menor. Los rayos secundarios producidos por los rayos β del radio tienen, en promedio, menor poder de penetración que los rayos primarios y, en consecuencia, menor velocidad que ellos.

Hay que recordar que los rayos β del radio son muy complejos y consisten en electrones proyectados con un margen considerable de velocidades. Los rayos secundarios son, en promedio, ciertamente más penetrantes que los rayos β emitidos por el radio que se absorben con mayor facilidad, y probablemente se mueven a una velocidad de aproximadamente la mitad de la de la luz.

Todavía no es seguro si los rayos secundarios son producidos por la acción de los rayos primarios sobre la materia, o si consisten en una porción de los rayos primarios cuya dirección de movimiento ha sido des념ida en su paso a través de la materia, de modo que emergen nuevamente con velocidad disminuida de la superficie.

112. Desviación magnética de los rayos secundarios de los rayos γ.

Se ha visto que los rayos secundarios originados únicamente por los rayos γ son de carácter muy similar a los causados por los rayos β.

Este resultado fue confirmado aún más por Eve, quien demostró que los rayos secundarios producidos por los rayos γ se desvían fácilmente mediante un campo magnético. El dispositivo experimental se muestra en la Fig. 46.

Un pequeño electroscopio estaba montado en un lado de una plataforma de plomo de 1,2 cm de espesor, que descansaba sobre un cilindro de plomo de 10 cm de alto y 10 cm de diámetro. El radio se colocó en el fondo de un orificio que llegaba hasta el centro del cilindro.

Al aplicar un campo magnético intenso, en ángulo recto respecto al plano del papel, de modo que desviara los rayos secundarios de la plataforma hacia el electroscopio, la velocidad de descarga aumentó considerablemente. Al invertir el campo, el efecto disminuyó en gran medida.

Dado que los rayos $\gamma$ no son desviados por sí mismos en un campo magnético, este resultado demuestra que la radiación secundaria es bastante diferente en su carácter de los rayos primarios, y consiste en electrones proyectados con una velocidad (deducida a partir del poder de penetración) de aproximadamente la mitad de la velocidad de la luz. Ya hemos señalado que la emisión de electrones por una sustancia atravesada por los rayos explicará suficientemente bien la carga observada por Paschen, sin necesidad de asumir que los rayos $\gamma$ transportan una carga eléctrica negativa.

La radiación secundaria producida por los rayos Röntgen, al igual que la debida a los rayos $\beta$ y $\gamma$, consiste en parte en electrones proyectados con una velocidad considerable.

Estos tres tipos de rayos parecen tener una eficacia aproximadamente igual para provocar la expulsión de electrones de la sustancia a través de la cual pasan.

Hemos visto que los rayos X y $\gamma$ son, con toda probabilidad, pulsos electromagnéticos producidos por el inicio o la detención repentinos de electrones y, dado que estos rayos a su vez provocan la extracción de electrones, el proceso parece ser reversible.

Dado que los rayos $\beta$ atraviesan cierto espesor de materia antes de que su energía de movimiento sea detenida, la teoría nos llevaría a esperar que se genere un tipo de rayos X blandos en la materia absorbente.

PARTE VI.

113. Comparación de la ionización producida por los rayos α y β.

Con material activo sin apantallar, la ionización producida entre dos placas paralelas, colocadas como en la Fig. 17, se debe principalmente a los rayos α. Debido al escaso poder de penetración de los rayos α, la corriente debida a estos alcanza prácticamente un valor máximo con un pequeño espesor de material radiactivo. Se observaron las siguientes corrientes de saturación⁷¹ para diferentes espesores de óxido de uranio entre placas paralelas lo suficientemente separadas como para que todos los rayos α sean absorbidos en el gas situado entre ellas.

• Superficie de óxido de uranio 38 cm²

La corriente alcanzó aproximadamente la mitad de su valor máximo para un peso de óxido de 0,0055 gr. por cm². Si los rayos $\alpha$ son interceptados por una pantalla metálica, la ionización se debe entonces principalmente a los rayos $\beta$, ya que la ionización producida por los rayos $\gamma$ es pequeña en comparación. Para los rayos $\beta$ del óxido de uranio se ha demostrado (sección 86) que la corriente alcanza la mitad de su valor máximo para un espesor de 0,11 gr. por cm².

Meyer y Schweidler⁷² han encontrado que la radiación de una solución acuosa de nitrato de uranio es casi exactamente proporcional a la cantidad de uranio presente en la solución.

A causa de la diferencia en el poder de penetración de los rayos $\alpha$ y $\beta$, la relación entre las corrientes de ionización producidas por estos depende del grosor de la capa radiactiva bajo examen.

Se obtuvieron los siguientes valores comparativos de la corriente debida a los rayos $\alpha$ y $\beta$ para capas muy finas de materia activa⁷³. Un peso de $\frac{1}{10}$ de gramo de polvo fino, consistente en óxido de uranio, óxido de torio o cloruro de radio de actividad 2000, se extendió lo más uniformemente posible sobre un área de 80 cm² cuadrados. La corriente de saturación se observó entre placas paralelas separadas 5·7 cm. Esta distancia era suficiente para absorber la mayoría de los rayos $\alpha$ de las sustancias activas. Una capa de aluminio de ·009 cm de grosor absorbió todos los rayos $\alpha$.

En la tabla anterior, la corriente de saturación debida a los rayos $\alpha$ y $\beta$ del uranio se toma, en cada caso, como la unidad. La tercera columna da la relación de las corrientes observadas para pesos iguales de sustancia. Los resultados tienen un carácter meramente aproximado, pues la ionización debida a un peso dado de sustancia depende de su grado de división.

En todos los casos, la corriente debida a los rayos $\beta$ es pequeña en comparación con la debida a los rayos $\alpha$, siendo mayor para el uranio y menor para el torio. A medida que aumenta el espesor de la capa, la relación de las corrientes $\beta /\alpha$ aumenta de forma constante hasta alcanzar un valor constante.

114. Comparación de la energía irradiada por los rayos α y β. Aún no ha sido posible medir directamente la energía de los rayos α y β. Sin embargo, se puede realizar una comparación de la energía irradiada en las dos formas de rayos de manera indirecta mediante dos métodos distintos.

Si se supone que se requiere la misma cantidad de energía para producir un ion ya sea por el rayo $\alpha$ o por el $\beta$, y que se gasta la misma proporción de la energía total en producir iones, se puede hacer una estimación aproximada de la relación entre la energía irradiada por los rayos $\alpha$ y $\beta$ midiendo la relación del número total de iones producidos por ellos.

Si $\lambda$ es el coeficiente de absorción de los rayos $\beta$ en el aire, la tasa de producción de iones por unidad de volumen a una distancia $x$ de la fuente es

donde

• q₀

es la tasa de ionización en la fuente.

El número total de iones producido por la absorción completa de los rayos es

Ahora bien, $\lambda$ es difícil de medir experimentalmente para el aire, pero puede hacerse una estimación aproximada de su valor a partir del hecho conocido de que la absorción de los rayos $\beta$ es aproximadamente proporcional a la densidad de cualquier sustancia dada.

Para los rayos β del uranio, el valor de $\lambda$ para el aluminio es de aproximadamente 14, y $\lambda$ dividido por la densidad es 5·4. Tomando la densidad del aire como 0·0012, encontramos que para el aire $\lambda =0·0065$.

El número total de iones producido en el aire es, por lo tanto,

154q₀

cuando los rayos son completamente absorbidos.

Ahora, a partir de la tabla anterior, la ionización debida a los rayos β es de ·0074 de la producida por los rayos α, cuando los rayos β atraviesan una distancia de 5·7 cm de aire.

Así tenemos aproximadamente

Por tanto, alrededor de ⅙ de la energía total irradiada al aire por una capa delgada de uranio es transportada por los rayos $\beta$ o electrones. La proporción para el torio es de aproximadamente ¹⁄₂₂ y para el radio de ¹⁄₁₄, suponiendo que los rayos tengan aproximadamente el mismo valor medio de $\lambda$.

Este cálculo tiene en cuenta únicamente la energía que es irradiada hacia el gas circundante; pero, debido a la facilidad con que los rayos $\alpha$ son absorbidos, incluso con una capa fina, la mayor proporción de la radiación es absorbida por la propia sustancia radiactiva.

Esto se hace evidente si se recuerda que la radiación $\alpha$ del torio o del radio se reduce a la mitad de su valor tras atravesar un espesor de aproximadamente 0,0005 cm de aluminio.

Si se tiene en cuenta la gran densidad de las sustancias radiactivas, es probable que la mayor parte de la radiación que escapa al aire se deba a una película delgada de polvo de un espesor no mucho mayor de 0,0001 cm.

Sin embargo, puede hacerse una estimación de la velocidad relativa de emisión de energía por los rayos $\alpha$ y $\beta$ a partir de una capa gruesa de material de la siguiente manera:—Para mayor sencillez, supóngase una capa gruesa de sustancia radiactiva extendida uniformemente sobre una gran área plana. No parece haber duda de que las radiaciones se emiten uniformemente desde cada porción de la masa; en consecuencia, la radiación que produce la acción ionizante en el gas situado sobre la capa radiactiva es la suma total de toda la radiación que llega a la superficie de la capa.

Sea λ₁ el coeficiente medio de absorción de los rayos α en la propia sustancia radiactiva y σ el peso específico de la sustancia. Sea E₁ la energía total radiada por segundo y por unidad de masa de la sustancia cuando se desprecia la absorción de los rayos en la propia sustancia. La energía por segundo radiada hacia la superficie superior por un espesor dx de una capa de área unitaria a una distancia x de la superficie viene dada por

La energía total W₁ por unidad de área irradiada a la superficie por seg. por un espesor d está dada por

si λ₁d es grande.

De manera semejante puede demostrarse que la energía W₂ de los rayos β que llegan a la superficie viene dada por

donde E₂ y λ₂ son los valores para los rayos β correspondientes a E₁ y λ₁ para los rayos α. De ello se deduce que λ₁ y λ₂ son difíciles de determinar directamente para la propia sustancia radiactiva, pero es probable que la relación λ₁/λ₂ no difiera mucho de la relación de los coeficientes de absorción para otra sustancia como el aluminio. Esto se deduce del resultado general de que la absorción tanto de los rayos α como de los β es proporcional a la densidad de la sustancia; pues ya se ha demostrado en el caso de los rayos β del uranio que la absorción de los rayos en el material radiactivo es aproximadamente la misma que para la materia no radiactiva de la misma densidad.

Con una gruesa capa de óxido de uranio extendida sobre un área de 22 cm², se encontró que la corriente de saturación entre placas paralelas separadas 6,1 cm, debida a los rayos α, era 12,7 veces mayor que la corriente debida a los rayos β. Dado que los rayos α fueron completamente absorbidos entre las placas y la ionización total producida por los rayos β es 154 veces el valor en la superficie de las placas,

Ahora el valor de λ₁ para el aluminio es 2740 y el de λ₂ para el mismo metal 14, por lo que

Esto muestra que la energía irradiada por una capa gruesa de material mediante los rayos β es de solo aproximadamente el 1 por ciento de la energía irradiada en forma de rayos α.

Este cálculo se ve confirmado por estimaciones basadas en datos independientes. Sean

m₁, m₂

las masas de las partículas α y β respectivamente y

v₁, v₂

sus velocidades.

Ahora se ha demostrado que para los rayos $\alpha$ del radio

La velocidad de los rayos $\beta$ del radio varía entre amplios límites. Tomando un valor medio, resulta que la energía de la partícula $\alpha$ del radio es casi 83 veces la energía de la partícula $\beta$.

Si se proyectan números iguales de partículas $\alpha$ y $\beta$ por segundo, la energía total radiada en forma de rayos $\alpha$ es aproximadamente 83 veces la cantidad en forma de rayos $\beta$.

Más adelante se presentarán pruebas (sección 253) para demostrar que el número de partículas $\alpha$ emitidas es probablemente cuatro veces el número de partículas $\beta$; de modo que una proporción aún mayor de la energía se emite en forma de rayos $\alpha$. Estos resultados conducen así a la conclusión de que, desde el punto de vista de la energía emitida, los rayos $\alpha$ son mucho más importantes que los rayos $\beta$.

Esta conclusión está respaldada por otras pruebas que se analizan en los capítulos XII y XIII, donde se demostrará que los rayos $\alpha$ desempeñan, con mucho, el papel más importante en los cambios que ocurren en los cuerpos radiactivos, y que los rayos $\beta$ solo aparecen en las últimas etapas de los procesos radiactivos. A partir de datos basándose en la absorción e ionización relativas de los rayos $\beta$ y $\gamma$ en el aire, se puede demostrar que los rayos $\gamma$ se llevan una cantidad de energía aproximadamente igual a la de los rayos $\beta$.

Estas conclusiones se ven confirmadas por la medida directa del efecto térmico del radio, que se analiza en detalle en el capítulo XII.