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cette hypothèse

$i^{3}={\frac {\mathrm {K} }{a-x}}.$

D’après cette formule le pouvoir ionisant croît avec $x$ jusqu’à l’extrémité du parcours, où il prend une valeur infinie pour tomber à zéro dès que le parcours est terminé. Il semble cependant plus probable que le pouvoir ionisant doive passer par un maximum pour une vitesse très voisine de la vitesse critique et décroître ensuite progressivement jusqu’à la valeur zéro.

130. Mesure du rapport de la charge à la masse et de la vitesse pour les rayons $\alpha$. — Le rapport ${\tfrac {e}{m}}$ pour les rayons $\alpha$ peut être déterminé comme pour les rayons $\beta$ par des expériences de déviation magnétique et de déviation électrique. Dans un champ magnétique uniforme d’intensité $\mathrm {H} ,$ un rayon émis normalement au champ subit un déplacement latéral $z,$ normal au plan qui passe par le champ et par la direction primitive du rayon. Si la longueur du champ dans la direction de la vitesse initiale est $l,$ le déplacement latéral du rayon est donné par la formule

$z={\frac {l^{2}}{2}}{\frac {e\mathrm {H} }{mv}}.$

De même, si un rayon traverse sur une longueur $l$ un champ électrique d’intensité $h,$ normal à sa direction, le déplacement latéral $y$ dans la direction du champ est donné par la formule

$y={\frac {l^{2}}{2}}{\frac {eh}{mv^{2}}}.$

Si après la sortie du champ magnétique ou du champ électrique le rayon poursuit encore son trajet dans une région de champ nul, les déplacements $z$ et $y$ peuvent être facilement déduits, ainsi qu’on l’a vu dans le Chapitre I.

Les premières expériences de M. Rutherford sur la déviation magnétique et électrique des rayons $\alpha$ du radium lui ont permis d’indiquer pour ces rayons les valeurs approchées :

${\frac {e}{m}}=6.10^{3}$ unités E. M.,      $v=2,5.10^{9}\ {\tfrac {\mathrm {cm} }{\mathrm {sec} }}.$

M. des Coudres a entrepris la détermination de ces mêmes