Rayons X

 

Structure de l'atome.. 1

Les modèles. 1

Quelques expériences sur la structure de l'atome. 8

Les Rayons X.. 39

Introduction. 40

Le spectre continu des rayons X.. 46

Interprétation du spectre d’émission discontinu. 52

Absorption des rayons X.. 56

Les électrons AUGER.. 58

Questions. 63

Travaux Pratiques. 104

Matériel. 105

Expériences. 116

Bibliographie.. 125

 

 

Structure de l'atome

Les modèles

Au début du XXième siècle, 2 modèles, fondamentalement différents, étaient en présence :

 

 

 

 

 

- Le modèle planétaire de J. Perrin présenté en 1901 :

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

- Le modèle globulaire de J.J. Thomson présenté en 1903 :

 

 

 

 

 

 

 

 

 

- A la même époque, Thomson demande à son élève Rutherford de vérifier son modèle globulaire à la lumière des expériences de diffusion des particules a (voir le paragraphe Expériences sur la structure de l'atome). Les calculs de Rutherford lui permettent de proposer (1911) un modèle d'atome proche de celui de Perrin. L'atome est constitué d'un noyau quasi ponctuel (10-15 m) concentrant toute la charge positive et d'un nuage d'électrons entourant le noyau.

Malheureusement, l'atome de Rutherford est de nature instable : le mouvement de l'électron autour du noyau fait de l'atome un dipôle rayonnant, c'est à dire que l'atome perd de l'énergie et l'électron "retombe" sur le noyau au bout d'un certain temps.

 

- En 1913, Bohr a une idée qui va sauver le modèle atomique Rutherford. Il pense à appliquer à l'atome d'hydrogène, le postulat de la théorie des quanta que Planck émit pour expliquer le rayonnement du corps noir (1900) :

Les échanges d'énergie matière-rayonnement se font de façon discontinue, ils ont la forme En = ne avec le grain d'énergie appelé quantum e = hn.

Bohr en déduit la quantification de l'action  de l'électron de masse m dans son mouvement circulaire uniforme centré sur le noyau. Cela conduit à la quantification du rayon des trajectoires :

 

 avec , interprétées comme étant les seules trajectoires stables et ne donnent pas lieu à un rayonnement. Z est le numéro atomique, c'est à dire le nombre de charges positives dans le noyau, Z=1 pour l'hydrogène. Le plus petit rayon, correspondant à n=1 est  et s'appelle rayon de Bohr. On a pris l'habitude d'associer une "couche" à chaque valeur de n et de les désigner par les lettres majuscules K, L, M, ... Plus tard, dans les années 25, on montrera que sur une couche n, ne peuvent pas graviter plus de 2n2 électrons (règle de Stoner).

L'énergie est elle aussi quantifiée, on dit que l'atome possède des niveaux d'énergie :

 

 

 

L'énergie la plus négative, correspondant à la liaison électron-noyau la plus forte et appelé niveau fondamental, s'écrit : . Elle est égale à l'énergie qu'il faut fournir à l'atome d'hydrogène pour lui arracher son électron.

L'absorption ou l'émission d'énergie avec l'extérieur n'est possible que lorsque l'électron change d'orbite stationnaire. Bohr postule que ce processus s'effectue sous forme de photons d'énergie :

 

 (Loi des fréquences)

 

- En 1916, afin d'expliquer la structure fine des spectres d'émission, c'est à dire la présence de raies supplémentaires, Wilson et Sommerfield supposent que les électrons ont des trajectoires elliptiques et non circulaires dont la quantification amène à la définition de 2 nouveaux nombres quantiques. Puis Sommerfield introduit de façon arbitraire un nombre quantique interne j . Le premier nombre quantique n, est appelé nombre quantique principal.

 

- A la fin du XIX ième siècle, la théorie électromagnétique de Maxwell, de nature continue, était triomphante car elle permettait d'expliquer toute une série de phénomènes notamment la diffraction et les interférences des ondes. Mais elle échouait à expliquer l'effet photoélectrique, le rayonnement du corps noir et l'effet Compton ce qui motiva les travaux sur la quantification de Planck et Einstein. Ce n'est qu'à partir de 1924 avec le modèle ondulatoire ou quantique (de Broglie, Heinsenberg, Schrödinger, ...) que les 2 points de vue, onde - corpuscule, furent unifiés dans une seule théorie.

 

Quelques expériences sur la structure de l'atome

 

\begin{figure}\begin{center}
\psfig{figure=geiger.eps,width=4in}\end{center}\end{figure}- En 1911, Geiger et Marsden réalisent une expérience qui les rend célèbres : ils bombardent de fines feuilles d'or (10-7 m d'épaisseur) avec des particules a (particules chargées positivement). Ils constatent alors que la majorité des particules a traverse la matière sans modification de direction. Cependant, ils remarquent qu'une particule sur 105 est déviée à plus de 90°. Ce phénomène ne peut être expliqué par le modèle de Thomson qui se trouve ainsi invalidé au profit du modèle de Perrin et Rutherford.

 

 

 

 

 

 

- La première expérience d'ionisation d'un gaz par bombardement électronique a été réalisé en 1902 par Lenard.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Le tube est rempli de vapeur de mercure sous faible pression. Un filament chauffé émet des électrons dont la vitesse d'éjection (sous l'effet thermique) faible, sera supposée nulle dans la suite. Le filament étant relié à la masse (VF = 0) et le potentiel grille étant positif (VG > 0), les électrons sont accélérés entre le filament et la grille; ils acquièrent alors l'énergie cinétique

1/2 mv2 = eVG.

 

Le potentiel de la plaque étant fortement négatif, les électrons accélérés n'auront pas une énergie suffisante pour atteindre la plaque, ils seront repoussés et retourneront vers la grille.

Par contre, leur énergie peut être suffisante pour ioniser des atomes de mercure, c'est à dire leur arracher un électron lors de collisions inélastiques (l'énergie cinétique n'est pas conservée). Les atomes  de mercure ainsi ionisés qui sont des ions positifs, sont accélérés vers la plaque négative où ils génèrent un courant I.

On observe alors que pour un potentiel grille inférieur à un certain potentiel VI, il ne passe aucun courant dans le circuit. Par contre pour VG > VI, le courant croît mettant ainsi en évidence l'existence d'ions positifs. On en déduit que VI est le potentiel seuil à partir duquel l'atome est ionisé. VI est appelé potentiel d'ionisation et l'énergie d'ionisation EI=eVI s'interprète comme l'énergie nécessaire pour arracher un électron à l'atome et l'amener à l'infini. Lenard obtint VI=10.5 V.

 

- Franck et Hertz reprennent en 1913, en les perfectionnant les expériences de Lenard. Ils montrent clairement que le potentiel d'ionisation dépend du gaz utilisé. Dans une seconde expérience, ils vont s'intéresser aux électrons qui bombardent les atomes.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

La différence avec le montage précédent est que le potentiel plaque est "seulement " légèrement inférieur au potentiel grille.

Supposons qu'un électron ait des chocs élastiques avec les atomes : l'énergie perdue dans chaque choc élastique est négligeable (du fait de la grande différence de masse électron-atome) et cet électron doit pouvoir atteindre la plaque qui n'est que légèrement répulsive.

Ce n'est pas le cas d'un électron ayant subi des chocs inélastiques dans lesquels il perd une grande partie de son énergie cinétique de départ. Cet électron ne pouvant pas atteindre la plaque, ne contribuera pas au courant électrique mesuré par l'appareil G.

Ce dispositif met en évidence l'existence de niveaux dans l'atome. Les résultats peuvent s'interpréter de la manière suivante :

a) 0<VG<VR : tous les chocs sont élastiques et l'augmentation de VG permet une meilleure collection des électrons émis par le filament, ce qui explique que le courant augmente.

b) VG»VR : certains électrons ont un choc inélastique aux environ de la grille. Dans ce choc, ils perdent toute leur énergie et ne peuvent plus atteindre la plaque, ce qui explique la présence d'un maximum de courant (le courant se sature).

c) VG³VR : il y a maintenant beaucoup plus d'électrons qui ont un choc inélastique au voisinage de la grille, le courant diminue.

d) VG>VR : Les électrons qui ont eu un choc inélastique avant la grille, dans le plan P1, sont réaccélérés entre P1 et G. Le courant augmente à nouveau.

e) VG»2.VR : certains électrons ont un choc élastique dans le planP2. Ils ont étés réaccélérés mais subissent un second choc au niveau de la grille et ne peuvent plus atteindre la plaque, le courant diminue.

 

 

Franck et Hertz trouvent VR=4.9 V, valeur inférieure à la tension d'ionisation VI=10.5 V, l'atome n'a donc pas perdu d'électrons mais a absorbé de l'énergie. Ce phénomène est dit résonant et VR est appelé  potentiel de résonance. Ils observent l'émission d'une lumière qui est interprétée comme l'émission de photons d'énergie hn = Ef - Ei où Ei est le niveau d'énergie de l'atome avant le choc et Ef le niveau "excité". Ce grain d'énergie est égal à l'énergie reçue lors du choc soit hn = eVR et compte tenu de l=c/n on calcule lR = (hc)/(eVR)=2 537 Å. L'atome se "désexcite" par une transition brutale entre 2 niveaux discrets.

 

- Franck et Einsporn améliorent encore le dispositif expérimental et en 1920, parviennent à mettre en évidence des niveaux atomiques beaucoup plus fin du mercure.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

- Balmer et Rydberg (1885) en faisant passer une décharge électrique dans un tube contenant de l'hydrogène sous faible pression, constatent l'émission de lumière. Le spectre, obtenu par dispersion sur un prisme est constitué de peu de raies de forte intensité chacune :

 

Ils remarquent que le spectre s'écrit empiriquement :

Chaque valeur de n correspond à une raie. Ainsi,

            n=3 ==> Ha

            n=4 ==> Hb

            n=4 ==> Hg

            n=5 ==> Hd

 

 

En 1906, Lyman découvre une autre série de raies dans l'ultraviolet lointain (» 1 200 Å), il pose

En 1908, Passchen découvre une nouvelle série dans l'infrarouge proche (» 18 000 Å)vérifiant la relation :

La même année, Ritz énonce sa célèbre "règle des combinaison". En une seule formulation empirique, il regroupe tous les résultats :

 

 

 

Cette relation comparée à la loi des fréquences de Bohr donne l'expression de la constante dite de Rydberg . On a représenté ci-dessous le spectre de l'hydrogène.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Les Rayons X

Introduction

Découverts en 1895 par Roentgen, ces rayons ne sont déviés ni par un champ électrique ni par un champ magnétique. Ils ne sont donc pas constitués de particules chargées. Ont peut aussi montrer qu’ils n’ont pas de masse. On sait que l’on peut produire de tels rayons par bombardement d’un métal (anticathode) avec des électrons rapides accélérés par une tension V et acquérant une énergie cinétique eV.

La spectrographie des rayons X; est tout à fait analogue à la spectrographie de la lumière visible et ultraviolette par les réseaux de diffraction. La longueur d’onde très courte des rayons X nécessite l’emploi de réseaux dont les traits sont très serrés. Il est possible de construire de tels réseaux et des expériences ont pu être faites, qui ont conduit à la mesure absolue de la longueur d’onde des rayons X. Cette valeur absolue est tirée directement de la formule fondamentale des réseaux :

d ( sin i' - sin i ) = k l

d = intervalle du réseau; i = angle d’incidence; i' = angle de diffraction; k est un nombre entier; et l est la longueur d’onde. Puisque d est connu par construction du réseau, que i et i' peuvent être mesurés ainsi que k, l peut être connu en valeur absolue. Cette mesure est extrêmement délicate car l’obtention d’un spectre de rayons X à partir d’un réseau de diffraction est très difficile. Il faut en effet que la périodicité du cristal soit de l’ordre de grandeur du rayonnement à mesurer. On arrive à construire des réseaux aussi fin que 10 nm. Il faut travailler en incidence rasante pour que le rayonnement le voit comme étant constitué de raies séparées de 0,1 nm. Par contre, les réseaux naturels formés par les cristaux sont d’utilisation plus facile. La formule de BRAGG donne la relation entre la longueur d’onde et l’intervalle des plans réticulaires du cristal :

 2 d sin q    =  n  l

Si on connaît d, on peut mesurer q et connaître l. La valeur de d a été déterminée avec une grande précision pour un certain nombre de cristaux simples (comme ceux cristallisant dans le système cubique à faces centrées, exemple : NaCl). Ce sont ces cristaux qui servent maintenant à obtenir des spectres de rayons X de longueur d’onde précise. Le nombre entier positif n est l’ordre de la diffraction. Connaissant la longueur d’onde du rayonnement X diffractant sur un cristal, et en mesurant les valeurs des angles de diffraction, on saura mesurer les distances des plans de diffraction.

Le spectre continu des rayons X

Deux parties distinctes mais superposées dans le domaine des fréquences composent le spectre d’un élément : le spectre continu et le spectre de raies. Le spectre continu est indépendant de l’élément composant l’anticathode. Le spectre de raies est, au contraire, caractéristique de cet élément. Seul ce dernier est donc intéressant en ce qui concerne les niveaux d’énergie de l’atome. Cependant, le spectre continu apporte aux hypothèses quantiques de la lumière une confirmation non négligeable et c’est pour cette raison qu’il mérite un peu d’attention. Le spectre continu du tungstène par exemple dépend de la tension d’accélération des électrons, donc de l’énergie des électrons incidents. Chaque spectre présente une limite brutale du côté des grandes fréquences. La position de cette limite dans l’échelle des fréquences varie avec la tension appliquée aux électrons suivant la loi :

h n lim  =  e V

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

La ressemblance entre cette équation et celle traduisant l’effet photoélectrique a suggéré l’explication du phénomène. Alors que dans l’effet photoélectrique, l’énergie du quantum incident hn était transformée en énergie cinétique, le mécanisme qui prévaut ici est inversé : l’énergie cinétique de l’électron incident est transformée en énergie électromagnétique. Puisque le spectre émis est continu, il faut penser que tous les électrons qui ont une énergie eV transforment leur énergie cinétique au hasard des collisions, par étapes successives. Ces étapes peuvent être assimilées à des freinages successifs subis par l’électron lorsqu’il rencontre les atomes de l’anticathode. La fréquence limite que l’on peut obtenir par ce procédé correspond à la perte de la totalité de l’énergie de l’électron par arrêt brutal. L’équation exprime cette éventualité. Il faut ajouter que cette équation fournit la base d’une excellente mesure de la constante h. Redisons que la valeur limite de la longueur d’onde est indépendante de la nature de l’élément émetteur : elle ne dépend que de l’énergie des électrons incidents. La valeur nlim est appelée la limite de Duane-Hunt.

 

Interprétation du spectre d’émission discontinu

Au fur et à mesure que l’on augmente la tension accélératrice V des électrons incidents, le spectre continu se déplace vers les courtes longueurs d’onde (les hautes fréquences) et son intensité augmente. A partir de certaines valeurs de la tension accélératrice, il apparaît un spectre de raies appelé le spectre caractéristique. Ces raies sont en effet caractéristiques du métal bombardé et émetteur du rayonnement X. Ces raies que l’on appellera Ka, Kb, … sont fixes (en longueur d’onde) et ont une intensité qui augmente rapidement avec la tension accélératrice des électrons. Ces raies caractéristiques sont utilisées en cristallographie.

Pour tous les éléments, des groupes de raies sont observés, ces groupes étant nettement séparés les uns des autres comme pour l'hydrogène. Ils ont reçu les noms : groupes K, L, M, etc.

Moseley, physicien anglais, montra en 1913 que l’on pouvait représenter la fréquence des raies homologues pour chacun des éléments par une formule du type :

 n = a ( Z - s )2

dans laquelle a et s sont des constantes et Z le numéro atomique. On peut interpréter cette formule à l’aide de la théorie de Bohr relative à l’atome d’hydrogène, si on admet que l’électron incident chasse un électron de l’atome placé sur la couche n = 1 (couche K). Un électron placé sur la couche n = 2 vient le remplacer, libérant l’énergie sous forme d’une fréquence électromagnétique Ka :

La quantité s, appelée coefficient d'écran, peut être interprétée. Tout se passe comme si on pouvait appliquer le calcul de Bohr des niveaux d’énergie à tous les atomes mais en diminuant la charge réelle du noyau Z d’une quantité fictive s. Cette valeur de s reflète l’effet écran exercé par la présence des autres électrons intercalés entre le noyau et l’électron qui effectue la transition. De façon grossière, l'électron subissant la transition "voit" le noyau avec une charge Z diminuée du nombre d'électrons qui sont plus "proches" que lui du noyau.

Expérimentalement, on trouve :

 

niveau K (n=1, 2n2=2)             s » 1 à 2

niveau L (n=2, 2n2=8)              s » 10

niveau M (n=3, 2n2=18)                      s » 20

 

 

Absorption des rayons X

On peut connaître de façon simple l’intensité d’un faisceau de rayons X à l’aide d’une chambre d’ionisation. On mesure au moyen d’un électroscope la quantité d’électricité produite par les ions créés dans la chambre par le passage des photons X. Par interposition de divers matériaux sur le chemin du faisceau, cet instrument peut également servir à mesurer le pouvoir absorbant de ces substances.

Si Io est l’intensité incidente et I l’intensité transmise, on trouve que les rayons X suivent la loi habituelle d’absorption des rayons lumineux en fonction de l’épaisseur d de la matière absorbante  :

I = I0 e-m d

µ est un coefficient d’absorption caractéristique du matériel absorbant et de la longueur d’onde utilisée. Ce coefficient est approximativement proportionnel au cube de la longueur d’onde. Entre les discontinuités dont on parlera ci-dessous, le coefficient d’absorption des rayons X est donné par la loi de Bragg-Pierce : µ = k Z4 l3 où Z est le numéro atomique, l la longueur d’onde et k un facteur de proportionnalité.  La formule I = I0 e-m d n’est valable que si le mécanisme d’absorption reste le même, identique à celui de la lumière visible. Les rayons X peuvent être absorbés par un mécanisme différent en raison de l’énergie élevée de leurs photons. Cette énergie est suffisante pour chasser les électrons des couches de l’élément absorbant et on observe à ce moment une augmentation brutale de l’absorption. La courbe représentant µ en fonction de la longueur d’onde l présente donc une discontinuité chaque fois que la valeur hn correspond à l’énergie d’un électron du matériel absorbant. On observe ainsi des discontinuités pour les couches K, L, M, etc. La fréquence des discontinuités correspond à la fréquence de la limite des séries. En effet, les couches supérieures de l’atome étant remplies, l’électron doit être complètement éjecté de l’atome pour satisfaire au principe d’exclusion de Pauli.

Les électrons AUGER

 Lors des processus de formation des rayons X, il arrive que ceux-ci ne "sortent" pas tous du nuage atomique où ils sont générés. En effet, ils ont la possibilité, par effet Compton, d’expulser un électron plus périphérique, donc moins énergétique. Ces électrons expulsés de la phase solide sont appelés les électrons Auger. L’énergie de ces électrons est caractéristique du métal étudié. Ils sont donc analysés et servent à caractériser la composition du métal, et plus spécifiquement de leur surface.

 Rappelons en effet, le processus de formation. Un faisceau d’électrons incidents est accéléré sous une tension de plusieurs dizaines de milliers d’eV. Leur pouvoir de pénétration dans le métal est inférieur à 1 µm. Ils expulsent des électrons des couches profondes des nuages atomiques. Les cavités positives ainsi crées sont rapidement comblées par des électrons plus extérieurs des nuages électroniques. Dans leur saut, ces électrons perdent l’énergie correspondante à la transition sous la forme d’un photon X. C’est ce photon X qui a fait l’objet des paragraphes précédents. Il a cependant une probabilité non nulle d’expulser un électron éloigné du noyau. C’est ce dernier qui constitue l’électron Auger.

 

 

 

 

Questions

 

R=1.097 107 m-1

c=3 108 m.s-1

h=6.63 10-34 J.s

 

1/ Une source de rayons X est produite en accélérant des électrons par une différence de potentiel de 45 000 volts. Quelle sera la longueur d'onde limite en nm du rayonnement X émis ?

 rep: lmin = 0.02755 nm

 

2/ Un schéma de principe de la diffraction d’une lumière monochromatique par un réseau de diffraction de pas s est représenté ci-dessous :

Quelle relation doit exister entre p et l pour observer en P un maximum d’intensité lumineuse ?

On en déduit la relation bien connue du réseau de diffraction : s.sin(qm) = m.l

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

3/ Expérience de Von Laue (1912)

Le dispositif expérimental est schématisé ci-dessous :

Cette expérience a établi la nature ondulatoire des RX. Le fin cristal avec un arrangement périodique des atomes (ions) constitue un réseau de diffraction tri-dimensionnel et produit des interférences constructives dans des directions bien définies.

            L’interprétation de la figure de diffraction n’est pas simple. Les positions et les intensités des tâches de Laue permettent de déduire la structure et la symétrie de l’édifice atomique du cristal. L’arrangement périodique d’atomes le plus petit constitue la maille élémentaire (unit cell) et devient un centre de diffraction pour les RX.

 

 

 

La figure ci-contre est une représentation bidimensionnelle d’un cristal de chlorure de sodium, de ses centres de diffraction et d’une famille de plans passant par ces centres. Quand le cristal est soumis à un rayonnement X, les interférences constructives dues à une famille de plans particulière caractérisée par la distance d, donnent lieu à un faisceau réfléchi dont l’intensité peut être interprétée assez facilement. La distance perpendiculaire séparant les plans d’une famille donnée est reliée à la taille de la cellule élémentaire. Dans le cas particulier de la figure au-dessus, donner la relation liant d et r0 ?

 

 

 

 

4/ Spectre d'émission et loi de Bragg.

A l’aide de la figure ci-dessous, montrer que lorsque le cristal est soumis a des RX polychromatiques, seule la radiation de longueur d’onde l est réfléchie à la condition :

2.d.sin(q) = m.l (loi de Bragg)

Cette constatation est très importante pour le TP : la réflexion de RX sur un cristal monochromatise le faisceau. La longueur d’onde est déterminée par l’inclinaison du faisceau par rapport au cristal (loi de Bragg). A chaque angle q, on peut donc faire correspondre une longueur d’onde l et le but de l’une des manipulations sera de déterminer la répartition d’énergie en fonction de l (courbes l-taux de comptage, appelée spectres d’émission des RX).

 

4/ Qu’est-ce qu’un spectre d’absorption X ? Quelle est l’allure des courbes obtenues ? Comment s’interprète les discontinuités d’absorption ?

 

5/ Quelle est l’allure d’un spectre d’émission X ? Comment s’interprète le fond continu ?

 

6/ Calculer la longueur d'onde en Å du rayonnement X de la raie Ka correspondant à la transition L®K émis par le zinc (Z=30).

rep: l»1.5 Å

 

7/ A- Une série de déterminations expérimentales a pu montrer la valeur des longueurs d’onde des raies Ka de plusieurs métaux. À partir de ces résultats (tableau suivant) montrez que la loi de Moseley est satisfaite.

Métal

Z

Raies Ka (nm)

Al

13

0,832

Fe

26

0,193

Cu

29

0,154

Mo

42

0,071

W

74

0,021

U

92

0,013

 

B- A l’aide des résultats précédents, identifier le métal dont la raie Ka apparaît à 0,274 nm.

rep: Z»22 ® titane 

 

 

 

 

Travaux Pratiques

Matériel

A/ Appareil à RX (une notice descriptive est placée sur la table de travail).

 

D : diaphragme.

C : cristal.

TC tube compteur pour la détection des RX.

q et 2q, angles d'inclinaison du cristal et du TC.

ATTENTION éviter de faire q = 0, si il y a des RX et que la tension du tube est différente de zéro ce qui pourrait endommager le tube.

 

 

 

 

 

 

 

1) Boutons de réglage de la tension d'accélération des électrons.

2) Déplacement du mono-cristal et/ou du tube compteur. Un bouton règle la vitesse. un autre permet de choisir quoi déplacer, notons que dans le cas général, le tube compteur se déplace d'un angle double de celui du cristal. Enfin 4 boutons permettent de choisir le sens de déplacement, de faire une remise à zéro (raz) des inclinaisons ou d'effectuer des déplacement à vitesse constante et de façon automatique.

3) les fiches bananes délivrent une tension proportionnelle à l'angle d'inclinaison soit du cristal, soit du tube compteur.

4) Entrée BNC de l'alimentation du tube compteur.

 

 

 

 

B/ Compteur intégrateur d'impulsions

 

1) Réglage de la tension d'alimentation UTC du tube compteur. Sortie BNC vers le tube et fiches bananes délivrant une tension égale à UTC / 100. Dans les expériences on réglera UTC à 500 V.

2) Calibre: comme sur un appareil conventionnel, il doit être réglé sur la valeur qui borne (sup) les valeurs expérimentales. 3 calibres: 102, 103 et 104 impulsions par seconde.

3) Constante de temps. Elle doit être ajustée en fonction de la vitesse de changement du taux de comptage. Par exemple, si le taux de comptage est stable sur une période supérieure à l0 s, une constante de temps de l0 s pourra être choisie.

4) Haut-parleur (HP).

5) Sortie en tension proportionnelle au taux de comptage :

Prenons un exemple, le taux de comptage est 3550 imp.s-l, le calibre est 104 imp.s-l, alors la tension de sortie sera de 3,55 V. Noter que la sortie sature à 10 V.

 

C/ Micro-ordinateur

Démarrer Visual Basic, charger le logiciel "RX" situé dans le répertoire Maîtrise (ou doubler-cliquer sur le raccourci "RX" situé sur le bureau. Exploiter les données avec un tableur ou Matlab.

Expériences

1/ Avant de passer aux expériences proprement dites, familiarisez vous avec le matériel. Brancher un voltmètre aux sorties de l'appareil à RX, puis du compteur intégrateur (HP activé) et vérifier qualitativement que les tensions lues sont bien proportionnelles aux grandeurs physiques: q et taux de comptage.

2/ Analyse de l'énergie des RX émis par une anode de cuivre.

Réaliser l'expérience RP6.1 du manuel mis à votre disposition en Tp.

3/ Etude des raies caractéristiques du cuivre (RP6.2).

4/ Diffraction d'ordre supérieur (RP6.3).

5/ Etude du fond continu, loi de Duane et Hunt (RP6.4).

Exploiter complètement une expérience avant de passer à la suivante.

 

Bibliographie

 

Physique atomique, B. Cagnac, J.-C. Pebay-Peyroula, Ed. Dunod (1971).

Physique atomique, B. Held, Ed. Masson (1991).

http://www.uqac.ca/chimie/Physique_atom/