Apéndice A. Propiedades de los rayos $\alpha$.

Aquí se da cuenta brevemente de algunas investigaciones realizadas por el autor sobre las propiedades de los rayos $\alpha$ del radio, investigaciones que no se completaron a tiempo para que los resultados pudieran incorporarse en el texto.

Los experimentos se emprendieron principalmente con el fin de determinar con precisión el valor de e/m de la partícula α del radio, para resolver definitivamente si es o no un átomo de helio.

En los experimentos previos del autor, de Becquerel y de Des Coudres sobre este tema (secciones 89, 90 y 91), se había utilizado como fuente de rayos α una capa gruesa de radio en equilibrio radiactivo. Bragg (sección 103) ha demostrado que los rayos emitidos por el radio en tales condiciones son complejos y consisten en partículas proyectadas en un intervalo considerable de velocidad.

Para obtener un haz homogéneo de rayos es necesario utilizar una capa muy delgada de una sustancia radiactiva simple como fuente de rayos. En los experimentos que siguen, esta condición se cumplió utilizando un hilo fino que se hizo activo por exposición durante varias horas en presencia de una gran cantidad de emanación de radio. Al cargar el hilo negativamente, el depósito activo se concentró sobre él, el cual quedó intensamente activo.

El depósito activo contiene inicialmente radio A, B y C. La actividad del radio A desaparece prácticamente en unos quince minutos, y la radiación α se debe entonces enteramente al único producto radio C, ya que el radio B es un producto inerme. La actividad del radio C disminuye hasta aproximadamente el 15 por ciento de su valor inicial después de dos horas.

Desviación magnética de los rayos α.

Se empleó el método fotográfico para determinar la desviación del haz de rayos en un campo magnético. La disposición experimental se muestra en la Fig. 106.

Los rayos procedentes del alambre activo, colocado en una ranura, atravesaban una rendija estrecha y caían normalmente sobre una placa fotográfica, situada a una distancia conocida por encima de la rendija. El aparato estaba encerrado en un tubo de latón que podía ser evacuado rápidamente a baja presión mediante una bomba Fleuss. El aparato se colocó en un campo magnético intenso y uniforme, paralelo al plano de la rendija.

El campo magnético se invertía cada diez minutos, de modo que al revelar la placa se observaban dos bandas estrechas, cuya distancia entre ambas representaba el doble de la desviación del haz de rayos respecto a la normal debido al campo magnético.

Se comprobó que la anchura de la banda era la misma tanto si se aplicaba el campo magnético como si no, lo que demostraba que el haz de rayos era homogéneo y estaba formado por partículas α proyectadas con la misma velocidad.

Colocando la placa fotográfica a diferentes distancias de la rendija se encontró que los rayos, tras entrar en el campo magnético, describían el arco de un círculo de radio $\rho$ igual a $42\text{,}0\text{ cm}$. La intensidad del campo H era de $9470$ unidades C.G.S., de modo que el valor de H$\rho$ para las partículas $\alpha$ expelidas por el radio C es de $398.000$. Esto concuerda bien con los valores máximos de H$\rho$ encontrados previamente para los rayos del radio (véase la sección 92).

La desviación eléctrica de los rayos del radio C aún no se ha medido con precisión, pero se puede obtener una determinación aproximada de e/m para las partículas α suponiendo que el efecto térmico del radio C es una medida de la energía cinética de las partículas α expelidas por él.

Hemos visto en la sección 246 que el efecto térmico del radio C presente en un gramo de radio en equilibrio radiactivo es de 31 calorías gramo por hora, lo que corresponde a una emisión de energía de 3·6 × 10⁵ ergios por segundo.

Ahora bien, cuando se alcanza el equilibrio radiactivo, el número de partículas α expelidas por el radio C por segundo es igual al número de partículas α expelidas por segundo por el radio en su actividad mínima. Este número, n, es de 6·2 × 10¹⁰ (sección 93).

sustituyendo el valor de n, y el valor de la carga iónica e.

El valor de e en este caso no se ha asumido, puesto que n = i/e, donde i era la corriente medida debida a la carga transportada por los rayos α.

A partir de la desviación magnética, se sabe que

De estas dos ecuaciones obtenemos

Estos valores concuerdan sorprendentemente bien con los valores anteriores del autor y de Des Coudres (sección 91). Debido a la incertidumbre asociada al valor de n, no se le puede conceder demasiada importancia a la determinación de las constantes de las partículas α mediante este método.

Disminución de la velocidad de las partículas α al atravesar la materia.

Se realizaron algunos experimentos para determinar la velocidad de las partículas α del radio C después de atravesar espesores conocidos de aluminio. Se empleó el aparato anterior y se observó la distancia entre las bandas fotográficas para capas sucesivas de papel de aluminio, de ·00031 cm de espesor cada una, colocadas sobre el alambre activo.

La placa fotográfica se colocó a 2 cm por encima de la rendija, y el campo magnético se extendía 1 cm por debajo de la rendija. La cantidad de desviación de los rayos es inversamente proporcional a su velocidad después de atravesar las pantallas de aluminio. Las impresiones en la placa fueron nítidas y claras, y prácticamente iguales en todos los casos, lo que demuestra que los rayos seguían siendo homogéneos tras pasar a través del aluminio.

Se obtuvo una impresión fotográfica clara para 12 capas de papel de aluminio, pero no fue posible obtener ningún efecto a través de 13 capas.

Este resultado muestra que la acción fotográfica de los rayos, al igual que la acción ionizante, cesa de forma muy abrupta.

Los resultados obtenidos se muestran en la tabla siguiente. Suponiendo que el valor de e/m es constante, la tercera columna da la velocidad de las partículas α tras atravesar el aluminio. Esta se expresa en función de V₀, la velocidad de la partícula α cuando se retiran las pantallas.

La velocidad de la partícula α se reduce así en solo un 36 por ciento aproximadamente de su valor inicial cuando deja de producir cualquier acción en la placa fotográfica.

Ahora Bragg ha demostrado (sección 104) que la partícula $\alpha$ produce aproximadamente el mismo número de iones por cm de trayectoria en el aire en todo su recorrido. En consecuencia, la suposición más simple que se puede hacer es que la energía de la partícula $\alpha$ disminuye en una cantidad constante al atravesar cada capa de lámina.

Después de pasar a través de 12 capas, la energía cinética se reduce al 41 por ciento del máximo. Por lo tanto, cada capa de lámina absorbe el 4,9 por ciento de la energía máxima. La energía cinética observada de la partícula $\alpha$ después de pasar a través de capas sucesivas de lámina, y el valor calculado según las suposiciones anteriores, se muestran en la siguiente tabla.

Los valores experimentales y teóricos concuerdan dentro de los límites del error experimental. Podemos concluir así, como primera aproximación, que se extrae la misma proporción de la energía total de las partículas $\alpha$ al atravesar distancias iguales de la pantalla absorbente.

Alcance de la ionización y acción fotográfica en el aire.

La caída brusca de la impresión fotográfica después de que los rayos hubieran atravesado 12 capas de papel de aluminio sugirió que podría estar directamente relacionada con la caída brusca correspondiente de la ionización en el aire, tan claramente puesta de manifiesto por Bragg. Se comprobó que este era el caso. Se halló experimentalmente que la absorción en cada capa de papel de aluminio era equivalente a la producida por una distancia de 0,54 cm de aire. Doce capas de papel de aluminio correspondían así a 6,5 cm de aire. Ahora bien, Bragg halló que los rayos $\alpha$ del radio C ionizan el aire a una distancia de 6,7 cm, y que la ionización disminuye entonces con gran rapidez. Podemos concluir, por tanto, que los rayos $\alpha$ dejan de afectar a la placa fotográfica a la misma velocidad a la que dejan de ionizar el gas. Este es un resultado muy importante y, como veremos más adelante, sugiere que la acción sobre la placa fotográfica se debe a una ionización de las sales fotográficas.

La velocidad de las partículas α de los diferentes productos radiactivos puede calcularse inmediatamente, conociendo el alcance máximo en el aire de los rayos α de cada producto. Este último ha sido determinado experimentalmente por Bragg. La velocidad se expresa en función de V₀, la velocidad inicial de las partículas α del radio C. Los rayos del radio C son emitidos con una velocidad mayor que los rayos de los demás productos del radio.

Es difícil determinar a partir de los experimentos si el alcance de 3·8 cm pertenece a los rayos de la emanación o del radio A.

La velocidad media de las partículas $\alpha$ es, por tanto, ·90 V₀, y la variación máxima para los productos individuales no difiere en más de un 10 por ciento del valor medio.

Los resultados de Becquerel, discutidos en la sección 92, reciben inmediatamente una explicación a partir de los resultados anteriores. Las partículas $\alpha$, expelidas del radio en equilibrio radiactivo, tienen todos sus alcances comprendidos entre 0 y 6,7 cm de aire. La velocidad de las partículas $\alpha$ que son capaces de producir una impresión fotográfica varía entre 0,64 $V$₀ y V$₀.

Las partículas que tienen solo un corto alcance en el aire son proyectadas con una velocidad menor que aquellas que tienen un alcance mayor. Las primeras sufren, en consecuencia, una mayor desviación por un campo magnético. Cabe esperar, por tanto, que la curvatura aparente de la trayectoria de los rayos en un campo magnético uniforme sea mayor cerca del radio que a cierta distancia.

Alcance de la acción fosforescente en el aire. También se realizaron algunos experimentos para ver si la acción de los rayos $\alpha$ al producir luminosidad en sustancias como el sulfuro de cinc, el platinocianuro de bario y la willemita cesaba a la misma distancia que la acción ionizante.

Se colocó un hilo muy activo sobre una placa móvil, cuya distancia a una pantalla fija de sustancia fosforescente podía variar. La distancia a la cual cesaba la acción fosforescente pudo determinarse con bastante precisión.

Luego se colocaron diferentes grosores de papel de aluminio sobre el hilo activo, y se midió la distancia correspondiente a la cual desaparecía la luminosidad.

Los resultados se muestran gráficamente en la Fig. 107, donde las ordenadas representan la distancia de la pantalla fosforescente al hilo activo, y las abscisas, el número de capas de papel de aluminio, cada una de 0,00031 cm de grosor.

Se ve que la curva que une los puntos es una línea recta.

• 12·5 espesores de lámina absorbieron los rayos en la misma medida que 6·8 cm de aire, de modo que cada espesor de aluminio correspondía en poder absorbente a ·54 cm de aire.
• Para una pantalla de sulfuro de zinc, la acción fosforescente cesó a una distancia en el aire de 6·8 cm, lo que demuestra que los alcances fotográfico y fosforescente de los rayos α en el aire eran prácticamente idénticos.

Los experimentos con platinocianuro de bario y willemita resultaron más difíciles, ya que los rayos $\beta$ y $\gamma$ del hilo activo producían una luminosidad comparable con la producida por los rayos $\alpha$.

Sin embargo, se obtuvieron resultados bastante concordantes introduciendo una hoja delgada de papel negro entre el hilo activo y la pantalla. Si la luminosidad cambiaba perceptiblemente, se deducía que los rayos $\alpha$ todavía producían un efecto, y de este modo se pudo determinar aproximadamente el punto de cese de la acción fosforescente.

Por ejemplo, con ocho grosores de lámina sobre el hilo activo, el grosor adicional de aire requerido para suprimir el efecto fosforescente de los rayos $\alpha$ fue de 2,5 cm para la willemita y de 2,1 cm para el platinocianuro de bario.

La distancia correspondiente para el sulfuro de zinc fue de 2·40 cms., un valor intermedio entre los otros dos.

Como ocho capas de papel de estaño equivalen a 4·3 cm de aire, los alcances en el aire de la acción fosforescente para el sulfuro de cinc, el platinocianuro de bario y la willemita corresponden a 6·7, 6·8 y 6·4 cm respectivamente.

Las diferencias observadas se deben muy probablemente a errores experimentales.

Discusión de los resultados. Hemos visto que las acciones ionizante, fosforescente y fotográfica de los rayos $\alpha$ emitidos por el radio C cesan después de recorrer prácticamente la misma distancia de aire.

Este es un resultado sorprendente si se tiene en cuenta que la partícula $\alpha$, tras atravesar esta profundidad de aire, todavía posee una velocidad de al menos el 60 por ciento de su valor inicial. Tomando como valor probable de la velocidad inicial de la partícula $\alpha$ del radio C $2,5\times {10}^9\text{ cm/s}$, las acciones ionizante, fosforescente y fotográfica cesan cuando la velocidad de la partícula $\alpha$ cae por debajo de $1,5\times {10}^9\text{ cm por segundo}$, es decir, una velocidad de aproximadamente ¹⁄₂₀ de la de la luz. La partícula todavía posee casi el 40 por ciento de su energía inicial de proyección en esta etapa.

Estos resultados muestran que la propiedad de los rayos α de producir ionización en los gases, de producir luminosidad en algunas sustancias y de afectar a una placa fotográfica, cesa cuando la velocidad de la partícula α cae por debajo de un cierto valor fijo que es el mismo en cada caso.

Parece razonable, por tanto, suponer que estas tres propiedades de los rayos α deben atribuirse a una causa común.

Ahora bien, la absorción de los rayos α en los gases es principalmente una consecuencia de la energía absorbida en la producción de iones en el gas. Cuando las partículas α son completamente absorbidas en el gas, se produce la misma cantidad total de ionización, lo que muestra que la energía requerida para producir un ion es la misma para todos los gases.

Por otra parte, para una fuente constante de radiación, la ionización por unidad de volumen del gas es aproximadamente proporcional a su densidad. Dado que la absorción de los rayos α en la materia sólida es aproximadamente proporcional a la densidad del medio absorbente en comparación con el aire, es probable que esta absorción sea también resultado de la energía consumida en la producción de iones en la materia sólida atravesada, y que se requiera aproximadamente la misma cantidad de energía para producir un ion en la materia, ya sea sólida, líquida o gaseosa.

Es probable, por tanto, que la producción de iones en el material fosforescente y en la película fotográfica cese aproximadamente a la misma velocidad para la cual la partícula $\alpha$ es incapaz de ionizar el gas.

Según este punto de vista, los resultados experimentales reciben una explicación sencilla. La acción de los rayos $\alpha$ al producir efectos fotográficos y fosforescentes es principalmente el resultado de la ionización. Esta ionización puede dar lugar posiblemente a acciones secundarias que influyan en los efectos observados.

Este punto de vista es de interés en relación con el origen de las «centellas» observadas en el sulfuro de cinc y otras sustancias cuando se exponen a la acción de los rayos α. Este efecto es atribuido por Becquerel a la exfoliación de los cristales bajo el bombardeo de las partículas α.

Estos resultados, sin embargo, muestran que debemos buscar más a fondo para encontrar la explicación de este fenómeno. El efecto se debe principalmente a la producción de iones en el material fosforescente y no al bombardeo directo, pues hemos visto que la partícula α no produce centellas cuando todavía posee una gran cantidad de energía cinética.

Parece probable que las centellas producidas por los rayos α deban atribuirse a la recombinación de los iones que son producidos por la partícula α en la masa cristalina. Es difícil ver cómo esta ionización podría dar lugar a una exfoliación de los cristales.

Esta estrecha conexión de las acciones fotográfica y fosforescente de los rayos $\alpha$ con su propiedad de producir iones, plantea la cuestión de si las acciones fotográfica y fosforescente en general no podrían deberse, en primer lugar, a una producción de iones en la sustancia.

Curva de ionización para los rayos α del radio C.

El Sr. McClung, trabajando en el laboratorio del autor, ha determinado recientemente la ionización relativa por unidad de trayectoria de las partículas α proyectadas desde el radio C, utilizando el método empleado por primera vez por Bragg y analizado en la sección 104.

Se utilizó como fuente de rayos un alambre activado, expuesto durante varias horas a la emanación del radio. Las partículas α eran homogéneas, ya que la película de materia radiactiva era sumamente fina.

La relación entre la ionización observada en la sección transversal del cono estrecho de rayos y la distancia desde la fuente de los rayos se muestra en la Fig. 108.

La curva exhibe las mismas peculiaridades que las dadas por Bragg para una película delgada de materia de un tipo. La ionización de la partícula $\alpha$ por unidad de trayectoria aumenta lentamente durante unos 4 cm. Luego hay un aumento más rápido justo antes de que la partícula $\alpha$ deje de ionizar el gas, y después una rápida caída.

La ionización no parece terminar tan abruptamente como sucede en realidad, ya que hay que aplicar una corrección por el ángulo subtendido por el cono de rayos.

El alcance máximo de los rayos $\alpha$ en el aire fue de 6,7 cm, un número concordante con el obtenido por Bragg mediante mediciones sobre el alcance de los rayos del radio.

Estos resultados muestran que la ionización por unidad de trayectoria de la partícula $\alpha$ aumenta al principio lentamente y luego con rapidez al disminuir la velocidad, hasta que los rayos dejan de ionizar el gas.

Energía requerida para producir un ion.

A partir de los resultados anteriores se puede deducir fácilmente la energía requerida para producir un ion mediante el choque de la partícula α con las moléculas de gas. Las partículas α, emitidas por el propio radio, son proyectadas inicialmente con una velocidad de 0,88V₀, donde V₀ es la velocidad inicial de proyección de las partículas α del radio C. Las partículas α cesan de ionizar el gas a una velocidad de 0,64V₀.

A partir de esto se puede deducir inmediatamente que el 0,48 de la energía total de la partícula α, expulsada por el propio radio, es absorbido cuando esta cesa de ionizar el gas. Asumiendo que el efecto térmico del radio en su actividad mínima —25 calorías gramo por hora y por gramo— es una medida de la energía cinética de las partículas α expelidas, puede calcularse que la energía cinética de cada partícula α es de 4·7 × 10^-6 ergios.

La cantidad de energía absorbida cuando la partícula α justamente cesa de ionizar el gas es de 2·3 × 10^-6 ergios. Asumiendo que esta energía se consume en la ionización, y recordando que la partícula α del propio radio produce 86000 ions en su trayectoria (sección 252), la energía promedio requerida para producir un ion es de 2·7 × 10^-11 ergios. Esto es equivalente a la energía adquirida por un ion que se mueve libremente entre dos puntos que difieren en potencial en 24 voltios.

Townsend encontró que se producían iones frescos por un electrón para una diferencia de potencial correspondiente de 10 voltios. Stark, a partir de otros datos, obtuvo un valor de 45 voltios, mientras que Langevin considera que 60 voltios es un valor medio. El valor obtenido por Rutherford y McClung para la ionización por rayos X fue de 175 voltios, y probablemente sea demasiado alto.

Rayless changes. We have seen that the α particles from the radio-active substances are projected with an average velocity not more than 30 per cent. greater than the minimum velocity, below which the α particles are unable to produce any ionizing, photographic, or phosphorescent action.

Such a conclusion suggests that the property of the radio-active substances of emitting α particles has been detected because the α particles were projected slightly above this minimum velocity.

A similar disintegration of matter may be taking place in other substances at a rate much greater than in uranium without producing much electrical effect, provided the α particles are projected below the critical velocity.

La partícula $\alpha$, por término medio, produce unos 100.000 iones en el gas antes de ser absorbida, de modo que el efecto eléctrico observado es unas 100.000 veces mayor que el debido a la carga transportada por las partículas $\alpha$ por sí solas.

No es improbable que los numerosos productos carentes de radiación que se han observado experimenten una desintegración de un carácter similar a la de los productos que obviamente emiten rayos α. En el producto carentes de radiación, la partícula α puede ser expulsada con una velocidad inferior a 1·5 × 10⁹ cm por segundo y, por lo tanto, no lograr producir un efecto eléctrico significativo.

Estas consideraciones tienen una importancia considerable para la cuestión de si la materia en general es radiactiva.

La propiedad de emitir partículas $\alpha$ por encima de la velocidad crítica bien puede ser una propiedad exclusiva de una clase especial de sustancias, y no necesita ser exhibida por la materia en general. Al mismo tiempo, los resultados sugieren que la materia ordinaria puede estar experimentando una transformación acompañada de la expulsión de partículas $\alpha$ a un ritmo mucho mayor que el mostrado por el uranio, sin producir una acción eléctrica o fotográfica apreciable.