CHAPITRE VI - Examen des résultats expérimentaux
3) AUTQIQNISATION PAR EMISSION P RESULTATS EXPERIMENTAUX
1.712 kev. (Interdite 1®^ or
2, 5 kev; L ^ 0, 16 kev. Suzor et Charpak [ 8S] [89] [90] [91J ont étudié le rayonnement émis en coïncidence avec le rayonnement p au moyen d’un double compteur 2 ti
fonctionnant en compteur proportionnel. Après avoir éliminé les effets pa rasites résultant du bombardement par le rayonnement p des matériaux constituant la source elle-même, les supports et les différents organes du compteur dans le voisinage immédiat de la source, ils ont mis en évidence le rayonnement électronique d'autoionisation. L^un des deux compteurs dé tectait, par ajustement adéquat du taux d’amplification, le rayonnement d'énergie quelque peu supérieure à l’énergie de liaison K dans le ^ tan dis que le second analysait le rayonnement de faible énergie. En faisant va rier le taux d'amplification de ce dernier, Suzor et Charpak ont déterminé, après correction du bremsstrahlung interne, le spectre intégral des élec trons émis en coïncidence avec le rayonnement (1 .
-3
Ils ont trouvé, avec une probabilité de 5 x 10 par p , un rayonne ment électronique d'énergie supérieure à 5 kev., auquel on n'a pu donner d'interprétation. Entre 0, 5 et 5 kev. , les résultats trouvés sont en bon ac cord avec la théorie, tant du point de vue de la forme du spectre que de son intensité. Celle-ci est de l'ordre de 2, 8 x 10 e /p , soit:
0,72 X l/Z^ e~/8 .
Le rayonnement électronique enregistré étant essentiellement consti tué par les électrons éjectés de la couche K et les électrons Auger résul tant des vacances dans la couche K, et étant donné d'autre part que le ren dement de fluorescence dans cette couche est « 1 (0,056 [102] ), ce ré sultat est à comparer avec la valeur: 1,41 x l/Z^ e /g , somme des pro babilités d'éjection d'un électron K et de production de vacance dans la couche K (par excitation et ionisation). ( 1. 86 X \/7? e /6 , si l'on tient compte des effets d'écran .selon Levinger).
Les valeurs théoriques sont plus élevées que celle déterminée expéri mentalement. a) ISOTOPE j|p. Caractéristique s Emission 6 E dre) [79] . Pas de rayons ï . 32 Atome résiduel: wS. Ib Energie de liaison: K
-145.
Renard a étudié le rayonnement de bremsstrahlung interne et le rayon nement résultant du phénomène d'autoionisation au moyen d'un compteur proportionnel et d'un analyseur d'impulsions. Une première série de mesu res effectuées entre 3 et 30 kev. [92] n'a pas permis de mettre en éviden ce le rayonnement X-K du S . D'autre part, le rayonnement constitué par les électrons éjectés a dans cette région d'énergie, une intensité petite à coté de celle du bremsstrahlung et n’a donc pas été détecté.
Par la suite, Renard[43 j^3larelevé en dessous de 3 kev., le spectre de rayons X-K du S au moyen de sources minutieusement préparées de fa çon à éliminer tout effet de diffusion parasite. Par intégration graphique du pic obtenu, il a déterminé les valeurs 3,4 X 10”'’' et de 4, 8 X 10""^ pho tons K/P de la probabilité d'autoionisation.
£n améliorant la technique expérimentale, en particulier, en déviant du compteur le rayonnement |3 par un puissant champ magnétique. Renard
[94] a redéterminé l'intensité relative du rayonnement X-K et obtenu 2,6 X 10” photons K/P . Compte tenu du rendement de fluorescence théo rique [102] , la probabilité d'autoionisation dans la couche K serait ainsi de 4,7 X 10”^ vacances K/P , soit: 1,2 X 1 /Z^ vac. K/3 , en accord très satisfaisant avec la valeur théorique: 0,76 x l/Z^ vac. K/P (O, 94 x l/z^
vac. K/p , si l'on tient compte de l'effet d'écran selon Levinger). L'énergie de la transition P étant relativement élevée, la valeur théorique est en réa lité quelque peu plus grande par effets d'échange.
En ce qui concerne les derniers résultats obtenus. Renard [94] faisait remarquer que (l'intensité du bremsstrahlung calculée en tenant compte du miême angle solide effectif sous lequel ce rayonnement et le rayonnement d'autoionisation ont été enregistrés, est en net désaccord avec celle prévue par la théorie. Si l'on ajuste l'angle solide (principale cause d'erreurs) de façon à ce qu'il ait concordance, les résultats obtenus pour l’autoionisation
seraient alors en désaccord avec la théorie.
b) ISOTOPE ^^S .
Caractéristiques -**E = 168 kev. (Transition permise) m^x •
Pas de rayons y .
35
Atome résiduel: ^yCl .
Energie de liaison: K = 2, 8 kev; L 'v 0, 20 kev. Emission
[85]. .
Rubinson et Howland [45] ont relevé par la technique du compteur pro portionnel équipé d'un sélecteur d'amplitudes, le spectre des photons X-K résultant de l'autoionisation. Les mesures ont été effectuées durant deux
-146-ang au moyen
de
cinq sources d'activité sensiblement égale et préparées avec grand soin et ont conduit à la moyenne de (2,47 0,6) x 10"^ photons K/P . En tenant compte du rendement de fluorescence de 0, 108 (+ 20 %)déter- miné expérimentalement [l 12],la probabilité d'autoionisation serait ainsi de(2,3+.0,7)x 10vac. K/P soit (0,66j^0,2)x l/Z^ vac, K/p .
Les états des couches K , L et M étant occupés dans le chlore, la probabilité d'autoionisation théorique est égale à 0,76 x l/Z^ vac. K/P (0, 94 X I/Z^ vac. k/p avec effet d'écran selon Levinger), Cependant, étant donné que la transition P est permise et que l'approximation non relativis te est applicable, ces nombres doivent être multipliées par le facteur 1, 5 afin de tenir compte des effets d'échange. Soit donc théoriquement
1. 14 (ou 1.41) X l/Z^ vac. K/P . L'accord est très satisfaisant.
c) ISOTOPE 17Cl.
Caractéristiques; Emetteur ^ E =714 kev, (a J = 2, non) [103] .
max, *• -'
Pas de rayons
y.
( < 10 ^ %) (Capture K: 1,7 %; P" : 98,3 %) [84] .Atome résiduel: ^^Ar . 1 O I
Energie de liaison: K. = 3,2 kev; L/v0,25 kev.
Charpak et Suzor [9l] ont appliqué leur méthode du double compteur 2 Tl proportionnel à l'étude du rayonnement émis par le Cl^^ en coïnci dence avec le rayonnement P . Les résultats obtenus ont été publiés avec ceux du p32 lesquels ont été par la suite considérablement modifiés par amélioration de la technique expérimentale. Les résultats obtenus pour le chlore n'ayant pas été revus, nous estimons qu'ils ne se prêtent pas à ta comparaison avec la théorie.
d) ISOTOPE °^Kr .
Caractéristiques
)
Pas de rayons y (''-'O, 65 %), 85
Atome résiduel: ,
Energie de liaison: K = 15, 2 kev; L ^ 1, 9 kev. Emission p
-147-Snell et Pleasonton [98] ont déterminé au moyen de cet isotope le spec tre de charge des atomes résiduels. Le Krypton, gaz rare, a été choisi afin que le phénomène à observer ne soit pas perturbé par des effets moléculai res, Le principe de la méthode utilisée consiste à accélérer par une certai ne différence de potentiel les atomes résiduels se formant dans le gaz Kr radioactif sous une pression suffisamment faible pour que le parcours des atomes soit supérieur aux dimensions de la chambre, et à analyser ensuite le flux d'ions sous l'influence d'un champ magnétique. En fait, le champ ma gnétique est constant et la détection des particules accélérées se fait après un angle de déviation déterminé. En augmentant progressivement la tension d'accélération, on enregistre ainsi les atomes résiduels de charge décrois sante, inversement proportionnelle à la tension appliquée.
Voici les résultats obtenus:
Charge Intensité rel. Charge Intensité rel.
1 79,2 + 1,0 % 6 0,66 + 0,04 % 2 10,9+0,2 % 7 0,40 + 0,02 % 3 / 4 ' 3,91 + 0, 12 % 8 0, 19 + 0,02 % 3, 12 + 0, 13 % 9 0,093 + 0,01 % - 5 1, 51 + 0,07 % 10 0,026 + 0,006 % 11 non observable
Etant donné que la transition 4 p -»■ 4 s dans la dernière couche du Rb correspond à une énergie inférieure à l'énergie d'ionisation de l'ion Rb"*"^ (voir remarque dans paragraphe précédent), la probabilité d'autoionisation dans la dernière couche serait égale à 0, 109 ± 0,002 vacances /p , La pro babilité totale d'autoionisation dans l'ensemble des 3 autres couches serait égale à 0,099 ±0,012 vacances/g.
La charge moyenne importée par l'atome résiduel est égale à ,, + 1,42 + 0,02 .
Dans le but de comparer ces résultats expérimentaux avec la théorie, Green [104] a calculé au moyen des fonctions d'onde de Hartree la proba bilité d'autoionisation dans l'ensemble des trois couches K , L et M et dans la couche N . Les valeurs théoriques sont respectivement de
0,044 vac/p et de 0,09 vac/P .
L'accord avec la seconde valeur est très satisfaisant. Par contre, la probabilité expérimentale de trouver une charge supérieure à 2 est net tement supérieure à ce que prévoit* la théorie.
-148-qn QO e) ISOTOPES 29Y et ^gSr .
Caractéristiques Emission ->E = 540 kev. et 2.300 kev. (Transi---^--- max. ^
tion interdite, le ordre • Pas de rayons y . [^O] •
90 Atome résiduel: ._Zr .
40
Energie de liaison K = 18 kev. Energie de liaison E = <v2,3 kev.
Renard [93] a effectué une première série de mesures sur le mélange constitué par le Sr^O et le produit fils Y90 en utilisant la technique du compteur proportionnel et a relevé le spectre des rayons X-K et X-L ré sultant du phénomène d'autoionisation. Par intégration graphique des pics, les résultats suivants ont été obtenus:
3,9 X 10~^photons X-K/P ; 1, 5 x 10~^ photons X-L/ji (très peu précis) Compte tenu des rendements de fluorescence théorique [10 2] , (0,69 et 0, 365 respectivement), les valeurs de la probabilité d'autoionisation sont respectivement de:
5, 8 X 10 ^ vac. K/p et 5 x 10 ^ vac. L/p
soit: 0,88 X l/Z^ vac.K/p et 0,76 X l/Z^ vac. L/g (Z = 39) Après amélioration de la technique expérimentale, les mesures sur
seul [94] ont conduit aux valeurs suivantes de la probabilité d'auto ionisation
4,75 X 10 ^vac.K/p et 60 x 10 vac. L/P ou: 0,76 X l/Z^ vac.K/p et 9, 60 x l/Z^ vac. L/P .
Les valeurs théoriques correspondantes sont:
0,65 (0,92) . l/Z^ vac.K/p et 7,80 , l/Z® vac. L/p .
L'accord avec la théorie est ainsi très satisfaisant pour cette seconde série de mesures. Cependant, la remarque qui a été formulée par Renard concernant la validité- des résultats du P32 s'applique ici également.
J49-Michalowica et Bouchez [82] ont mesuré au moyen d'un compteur à scintillations l'intensité relative du rayonnement X-K d'autoionisation d^u- ne source de Sr*^® - y90 ^ Compte tenu de la valeur théorique du rendement de fluorescence(0,68), ils ont obtenu pour la prob, d'autoionisation, la valeur;
(13, 1+ 0, 15) X 1C“ vac. K/P soit 1, 99x l/Z® vac. K/P
f) ISOTOPE O 1
Caractéristiques: Emission P [71].
E = 223 kev, (Interdit 1®^ ordre) max.
Pas de rayonnement Y , (121 kev. ^10 y/P ) [62]
147 ~
Atome résiduel: /-.Sm ,
d2
Energie de liaison K: 46,9 kev.; Ljv7,3 kev.
3oehm et Wu [86l par les techniques du compteur proportionnel et du spectromètre à scintillations, ont déterminé l'intensité relative du rayonne ment X-K et X-L d'autoionisation. Les mesures ont été effectuées avec grand soin: sources en couches uniformes sur supports de 50 n mg/cm^ en matériaux légers (L. C.600), présence de Pb évitée dans le voisinage de la source et des compteurs, recouvrement des pièces métalliques par des pla ques de lucite d'épaisseur suffisante pour conditionner les phénomènes de diffusion près des compteurs par des matériaux légers, déviation des p par un champ magnétique intense.
Ils ont estimé que le rayonnement X parasite résultant du bombarde ment par les particules p de la matière constituant la source elle-même était de plusieurs ordres de grandeur plus petit que celui qui résulte de l'au toionisation.
Compte tenu des rendements de fluorescence théoriques [l02] (0,90 pour la couche K; 0, 19 pour la couche L), les résultats suivants ont été obtenus:
(3, 85 + 0, 5) X 10'^ soit (l,48 + 0,19)x l/Z^ vac. K/p et (2,05 + 0, 3) X lO" ^ soit (7,88+1, 15) x l/Z^ vac. L/p
Ils sont à comparer avec les valeurs théoriques suivantes: 0, 65 (0,92)x \/7? vac. K/p et 7,80 x l/Z^ vac. L/p .
Pour la couche L , les résultats concordent d'une façon très satisfai sante.
-150-Pour la couche K , étant donné la valeur relativement élevée du nu méro atomique, les valeurs théoriques ci-dessus doivent etre augmentées quelque peu afin de tenir compte des effets de relativité. Mais nous esti mons que la correction la plus importante résulte du fait que l'énergie dis ponible au cours de la désintégration p (déduction faite de l'énergie de re pos de la particule p émise) ne peut pas être considérée grande à coté de l'énergie de liaison des électrons K dans leur état initial (45,2 kev). L'é nergie maximum que peut emporter l'électron éjecté par autoionisation peut ainsi être au plus de 17 8 kev.
La transition P dans le cas du étant interdite du 1®^ ordre et l'approximation non relativiste étant valable ici (Z a « 1 ; Wq - m c^ ou énergie cinétique disponible p« m c^), les effets d'échange sont négligea bles.
147
Le cas de la désintégration du Pm est très proche du point de vue de la valeur de l'énergie disponible de celui que nous avons pris comme exemple à la figure l6du Chapitre IV. L'intégration graphique de la courbe (3) conduit à la valeur 0,249 X \/7? él. K éject./p compte tenu de l'effet d'écran (Leviler). Nous avons utilisé ainsi en première approximation les valeurs de f de Feenberg et Trigg [58] correspondant aux transitions per mises.
Il y a ainsi une réduction de la probabilité d'autoionisation par un fac teur 3, 7 environ.
D'autre part, étant donné que l'énergie moyenne des électrons p (en viron 62 kev. ) est du même ordre de grandeur que l'énergie de liaison des électrons dans la couche K , l'approximation de perturbation brusque n'est certainement plus justifiée et l'on doit alors traiter le problème en considé rant l'interaction coulombienne entre la particule P émise et l'électron a- tomique considéré. Rappelons que la particule p ne peut rigoureusement pas être assimilée à un centre de force ponctuel et qu'elle doit être repré
sentée par une fonction d'onde correspondant à son mouvement dans le champ du noyau et des autres électrons de la couronne. Le problème a ainsi été formulé (Chap.IV) mais, vu sa complexité, n'a pas été résolu, pour permet tre la comparaison avec les résultats expérimentaux.
On pourrait néanmoins utiliser les résultats que nous avons établisen traitant la particule P comme centre de force ponctuel. Malheureusement, dans le cas présent, la vitesse moyenne des particules p étant de 0, 5 c,le paramètre v/Z est voisin de l'unité et les relations obtenues sont difficiles à évaluer. Avec les résultats actuels, on ne peut rechercher qu'un ordre de grandeur de la probabilité d'autoionisation.
. Compte tenu de la relation( 179)du Chapitre III et du terme dipolaire (non corrigé du recul) fixant l'ordre de grandeur de la probabilité d'autoio nisation en émission a , la probabilité d'autoionisation obtenue à l'approxi mation de perturbation brusque serait environ deux fois trop faible.
-151-De ces considérations, nous estimons que la probabilité d'autoionisa tion dans le cas du Pm^^? serait ainsi de l'ordre de 0,50x l/Z^ vac.K/P -.
Le résultat expérimental est trop élevé, quoique du bon ordre de gran deur .
Le Pm^^^ constitue,’eLu point de vue expérimental un cas favorable pour la vérification des résultats que l'on obtiendrait par un traitement plus rigoureux du problème de l'autoionisation dans la couche K par émission
P •
2 10-g) ISOTOPE RaE ou "^Bi ,
o3
Caractéristiques: = 1. 170 kev, (Interdit 1®^ ordre) ?
Pas de rayons Y . (<0,01 %) [l09] . Atome résiduel: Po .
84
Energie de liaison K: 93,2 kev. Emission p
[109]. max.
L 16, 2 kev. M 3, 5 kev.
Madansky et Rasetti [s] [b] ont enregistré le rayonnement de brems- strahlung interne au moyen d'un spectromètre à scintillations à cristal de Nal (Tl). Compte tenu de leurs erreurs expérimentales et de la faible inten sité relative du rayonnement X-K d'autoionisation par rapport au brems- strahlung, le rayonnement X-K était à peine perceptible et son intensité n'a pu être déterminée avec une précision suffisante pour effectuer la com paraison avec la théorie. Tout au plus, peut-on dire qu'elle est du bon or dre de grandeur.
Suzor et Charpak [89] ont également utilisé leur technique du double compteur 2 a proportionnel pour la détection du rayonnement secondaire émis lors de la désintégration de RaE , Nous ferons au sujet des résultats obtenus les mêmes remarques que pour le Cl^^ .
Novey [38] [39] a étudié le rayonnement de bremsstrahlung au moyen d'un compteur à scintillations. Au fond continu constitué par le bremsstrah- lung se superposait un léger pic dû au rayonnement X-K du RaE (ou d'un élément voisin) dont l'intensité était de quelques % par rapport au fond con tinu, du bon ordre de grandeur selon la théorie,bien qu'une fraction de ce rayonnement X soit certainement due aux effets résultats du bombardement
-152.
par les P de pièces en Pb destinés au blindage du compteur. L'auteur a en effet relevé dans le cas du p32 et dans les mêmes conditions expérimenta les le spectre de bremsstrahlung interne. Une raie d'énergie voisine de 90 kev
se superposait au spectre contiïiu.
Loehm et Wu [SbJ ont enregistré le rayonnement X-K et X-L d'au toionisation dans les mêmes conditions que dans le cas du Pml47 ,
Compte tenu des valeurs théoriques du rendement de fluorescence (O, 94 pour la couche K : 0, 47 pour la couche L ), les résultats suivants ont été obtenus:
(1,2 + 0, 5) X 10"^ ou Q, 847 X i/Z^ + 0, 35 vac.K/|j . (0,6 + 0,3)x 10'® ou 4,23 X l/Z^ ±Z,IZ vac. L/p .
Ces valeurs sont à comparer avec celles qui ont été calculées par Le- vinger et auxquelles la correction d'écran et de relativité(pour la couche K) telle qu'elle a été déterminée par cet auteur, a été appliquée.
Soit donc:
l,84x l/Z^ vac.K/p et 7,80 x l/Z^ vac.L/|3 .
Notons d'autre part que l'approximation de perturbation brusque ne se justifie plus dans le cas où l'autoionisation se manifeste au niveau de la cou che K des atomes lourds, tel que le Bi . Selon notre estimation, la proba bilité dans la couche K doit être accrue d'environ 30 %.
Les valeurs expérimentales trouvées seraient trop faibles, particu lièrement dans le cas des électrons K . Néanmoins, les résultats obtenus sont du bon ordre de grandeur.
Renard [93 j a utilisé la méthode du compteur proportionnel et a re levé le spectre des rayons X-L et X-M d'autoionisation. Les mêmes pré cautions que précédemment ont été prises. Bien que le compteur ait été pro tégé par un écran de Pb le rayonnement parasite qui pouvait en résulter était d'énergie trop faible pour pouvoir atteindre l'intérieur du compteur et être enregistré comme X-L et X-M .
Les résultats suivants ont été obtenus:
4x10 " photons L/P soit 2, 82 x l/Z^ vac, L/p . 1,46x10 ^ photons M/p soit 20,46 x l/Z^ vac. M/p .
Pour la couche L , le rendement de fluorescence théorique a été adop té. Pour la couche M , l'auteur a adopté la valeur 0,05 compte tenu de la
-153u
valeur expérimentale 0,06 déterminée dans le cas de l'U.
Dans le cas de la couche M , selon les résultats numériques de
Schwartz [3 J , la probabilité d'autoionisation serait de 4,2 8 X l/Z^ vac. M/g . Le nombre atomique Z doit être remplacé par un Zgff dont la valeur est toutefois difficile à préciser, Green a déterminé dans le cas de la désinté gration P du Kr85 [104] la probabilité d'autoionisation dans les différen tes couches atomiques au moyen des fonctions d'onde de Hartree et a obtenu en particulier la valeur de 0,038 vac. Ivl/p soit 52 X l/Z^ vac.M/P ,
•
Les résultats expérimentaux pour la couche M sont ainsi en bon or dre de grandeur, quoique trop peu élevés.
Michalowicz et Bouchez [82] • ont déterminé au moyen d'un compteur à scintillations, avec des sources de RaE ayant subi une purification spi- gnée (élimination du RaD) , les valeurs suivantes de la probabilité d'auto ionisation:
(1,3 + 0,2)x lO""^ vac.K/p ou (O, 92 + 0, 14) x l/Z^ vac. K/p = 0, 5 X 10 ^ vac. L/P ou = 3, 52 x l/Z^ vac. jVl*
(résultat peu précis).
Les valeurs obtenues sont en bon accord avec celles déterminées par les deux auteurs précédents et confirment ainsi l'écart qu'elles présentent par rapport aux prévisions théoriques.
4) AUTOIQNISATIQN PAR EMISSION p'*' RESULTATS EXPERIMENTAUX
a) ISOTOPE J jNa .
Caractéristiques: Emission P^-► E = 540 kev, [111 ---^--- max.
Capture e : (9.9jt 0,6) % [i^^] . Rayonnement y de 1.2 80 kev.
^ 22
Atome résiduel: jqNc .
-154-Hamilto'n et al. [95J ont relevé le spectre dès électrons éjectés par autoionisation au moyen d'un spectromètre à champ magnétique. Les mesu res ont été effectuées à partir de 2 kev. Etant donné les faibles énergies à détecter, les sources utilisées ont été préparées avec soin: couche uniforme de Na22 par évaporation thermique, support en zapon ou en LC 600 de 20 gr/cxTi^ aluminisé, source recouverte d'un film de zapon de 10 p gr/cm®.
L'intensité du spectre décroît rapidement lorsque l'énergie augmente , conformément à la théorie. Au-delà de 2 kev,, l'intensité totale du spectre est de 0,022 e /p . Par extra
serait de 4,9 (+1,2; -3,4)x
Ce spectre est constitué par les électrons éjectés des couches K et ^ L . La probabilité d'autoionisation théorique serait ainsi de 2, 9 x 10"* e /p , (L'électron de la couche M est éjecté avec une énergie moyenne négligeable à côté de 2 kev, et n^a pas été considérée dans le calcul de la prob. ), Si l'on tient compte de la correction d'écran prévue par Levinger, la prob, serait de 7,2 X 10"^ e"/P^ .
Les résultats expérimentaux sont ainsi en très bonne concordance avec les prévisions théoriques. Remarquons que parmi les électrons enregistrés il s'en trouve qui proviennent de la désintégration du Na^2 par capture e , La valeur expérimentale ci-dessus doit donc être réduite de 10 % environ, ce qui n'altère pas les conclusions, vu l'erreur qui l'accompagne.
polation jusque l'énergie 0 , l'intensité totale 10"® e'/p .
b) ISOTOPE ^^Sc . ,
44
Caractéristiques; L'isotope Sc émet, avec une période de 57 heures (rendement de conversion; 0, 139)>- un Y de 27 1 kev. fortement convertit
L'état isomérique résultant décroît avec une période de 4 heures, en émettant un rayonnement =
1,470 Mev) suivi d'un Y de 1, 16 Mev, (rendement de conversion: 6,3 X 10"^) [3l] .
pVp^ . C^- = 0, 98 + 0,08 [100] (Théor.: 0, 96).
Bruner [7] a enregistré au moyen de spectromètres semi-circulaires le”rayonnement électronique accompagnant la désintégration du Sc^^ , L'in tensité relative de ce rayonnement entre 30 et 150 kev, a été trouvée égale à 4 du rayonnement de positrons, de loin supérieure à ce que prévoit la théorie (de l'ordre de 10”^). Il semble donc que Bruner ait enregistré en or dre principal des électrons résultant d'effets secondaires dans la source et dans so<i voisinage immédiat malgré les précautions prises par cet auteur pour les éviter. Remarquons que les sources de Sc44 utilisées ont été pré
-155-parées par séchage de gouttelettes de solution active déposées sur le support. De telles sources renferment généralement des cristaux à l'intérieur des quels les phénomènes de diffusion peuvent être importants. Selon Charpak, [911 les résultats anormalement élevés de Bruner trouveraient là leur interpré