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rayons dans l’air de la chambre d’ionisation était toujours complète.

Dans les courbes obtenues la région initiale n’est pas semblable à celle que prévoit le calcul précédent ; le coefficient $\mu$ a une valeur finie pour $l=0$ et croît ensuite constamment avec l’épaisseur de matière traversée en tendant vers l’infini quand le rayonnement transmis tend vers 0. Si toutefois on suppose que dans la courbe théorique le point d’inflexion se produit pour des valeurs de $l$ très faibles, on conçoit que la région qui précède ce point n’ait pu être observée. Une courbe d’absorption obtenue avec les rayons $\alpha$ du radium C est représentée dans la figure 127, III.

Dans le Tableau suivant on a indiqué le coefficient d’absorption initial $\mu _{0}$ pour des écrans d’aluminium très minces et le parcours $a_{Al}$ des rayons dans l’aluminium, c’est-à-dire l’épaisseur d’aluminium nécessaire pour l’absorption totale.

	Uranium.	Polonium.	Actinium dépôt actif (actinium B).	Thorium dépôt actif Thorium (B+C).	Radium dépôt actif (radium C).
$\mu _{0}{\tfrac {1}{\mathrm {cm} }}$....................	3100	1050	900	500	400
$a_{Al}$ en centimètres...	10.10-4	28.10-4	32.10-4	40.10-4	45.10-4

(Meyer et v. Schweidler.)

2^o Couche active épaisse. — Quand la couche active a une épaisseur appréciable, il faut tenir compte de l’absorption des rayons par la matière active elle-même. Soient, comme précédemment, $l$ l’épaisseur de l’écran et $\varepsilon$ l’abaissement de la courbe d’ionisation par unité d’épaisseur de cet écran ; soit $\varepsilon ^{\prime }$ l’abaissement de la même courbe par unité de longueur de trajet dans la matière active. Une couche infiniment mince de matière active, située à une profondeur $x$ (fig. 126 ; II) et ayant l’épaisseur $dx,$ donne lieu dans l’air à une production d’ions

$dx{\frac {\mathrm {N} n}{2}}\int _{0}^{\theta }\sin \theta \left(a-{\frac {l\varepsilon +x\varepsilon ^{\prime }}{\cos \theta }}\right)d\theta ,$