Nouveaux modes de fission de l'uranium. Tripartition et quadripartition

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Nouveaux modes de fission de l’uranium. Tripartition et

quadripartition

Tsien San-Tsiang, Ho Zah-Wei, R. Chastel, L. Vigneron

To cite this version:

NOUVEAUX MODES DE FISSION DE L’URANIUM TRIPARTITION ET

_{QUADRIPARTITION}

Par TSIEN SAN-TSIANG*, HO _ZAH-WEI*, R. CHASTEL et L. VIGNERON.

Laboratoire de Chimie Nucléaire du

_Collège

de France.

Sommaire. 2014 Utilisant la

technique de la _{plaque photographique,} nous avons mis en évidence la tripartition et la _{quadripartition du noyau composé $$23692} U.

Dans le cas de la tripartition, les deux _fragments lourds ont des parcours et des masses _comparables

à ceux _qu’on observe dans la _bipartition.

Le troisième _fragment a le _plus souvent une masse inférieure à 10, cependant, dans un cas nous avons

observé la valeur 32. Le parcours du troisième fragment, exprimé en _{équivalent d’air,} varie entre 2

et ₄₅ cm avec la valeur la plus probable 28 ± 2 cm. Sa direction d’émission est de _préférence perpen-diculaire à celle des deux fragments lourds. Les masses M3 semblent former un _spectre avec un maximum de probabilité vers la masse très _{légère M3} = _{5; cependant,} en tenant _compte des erreurs

expéri-mentales, tous les cas _(sauf le cas _{M3 = 32)} sont _compatibles avec une valeur _unique de la masse _comprise

entre 4 et 7. L’énergie cinétique de _tripartition 154 ± 10 _{MeV, légèrement supérieure} à celle de la bipar-tition, est _{qualitativement} en accord avec la _{prévision théorique.} La _fréquence du _phénomène par rapport à celle de la _bipartition est _0,003 ± _0,001.

Un _groupe de particules de faible _{énergie (E} 3 _MeV) semble être émis au moment de la fission. S’il entre dans la _catégorie des phénomènes de tripartition, sa _fréquence serait environ pour 100 de celle de la _bipartition.

Deux cas de quadripartition ont été observés : l’un _correspond à _{quatre fragments} lourds _(M > 20), l’autre _correspond à trois _fragments lourds et un _{léger. L’énergie cinétique moyenne} est environ 100 _MeV, en bon accord avec la _{prévision théorique.} La fréquence de la _{quadripartition par rapport} à celle de la _bipartition est _{0,0002 ± 0,00015.}

Dans le cas de la fission du noyau composé 23992 U, ni _tripartition avec troisième _fragment de _long parcours, ni quadripartition n’ont été observés. Seule l’émission de la _{particule légère de parcours court}

a été _{enregistrée.} Son _énergie, sa _fréquence et _l’aspect du _phénomène sont tout à fait semblables à ce

qui a été observé avec _{le noyau composé} 236 U.

Une _partie de ces _{résultats est confirmée par} d’autres auteurs.

La discussion de la plupart des résultats concorde d’une façon satisfaisante avec le mécanisme de la tripartition déduit du modèle de la goutte liquide du noyau. Dans le langage courant, les trois fragments

se sont _séparés simultanément. L’émission du troisième _fragment de _{long parcours pourrait} être liée

avec les niveaux moins élevés du noyau composé.

1. z

HISTORIQUE

ET INTRODUCTION.

Après

la découverte en

_Ig3g

de la fission des

noyaux lourds par la

capture

d’un neutron

_{[1, 2],}

de nombreu.x travaux effectués dans différents pays ont conduit aux résultats suivants

_{[3] :}

10 Le noyau

de ’ 3 ; I~ capturant

un neutron

_peut

se scinder en

_{deux noyaux}

_{plus légers}

dont les

masses varient autour des valeurs les

_{plus probables}

suivantes

_[~]

_{(fig. 1) :}

D’après

la connaissance de

_l’énergie

de liaison des _noyaux, une telle cassure libère une

_grande

quantité d’énergie

E f

d’environ 180 à

_{I go MeV.}

Cette

_énergie

se manifeste en

_{majeure partie}

sous

forme

d’énergie

cinétique

des deux

_fragments

projetés

dans des directions

_opposées.

Le

_rapport

* _{Membre d’outre-mer de l’Académie Nationale de}

Peiping, Chine.

des

_{énergies cinétiques}

initiales des deux

_fragments

est inverse de celui cle leurs masses

Les

_expériences

_comportant

la mesure de l’ioni-sation des

_fragments

individuels ont

_permis

d’obtenir la distribution

_statistique

de leurs

_énergies

ciné-tiques qui

se

_groupent

en effet en deux courbes

de répartition

dont les

_énergies

les

_{plus probables}

sont d’environ 60 MeV _{et go} MeV. La _{valeur moyenne} de

_l’énergie

_cinétique

totale est

_~5]

Le reste de

_l’énergie

~1E =

_{E_ j}

-

Ecin,

soit environ 3o

MeV,

est

_partagé

entre

_l’énergie

d’excitation interne des

_fragments

et

_l’énergie

_emportée

_par les neutrons émis lors de la fission et dont le nombre moyen est

compris

entre 2 et 3

[6].

Ces deux

_{fragments chargés possédant}

une

grande

énergie

peuvent

traverser une certaine

_épaisseur

de matière comme les

_particules

a et les

_protons

[7].

Fig. i. -

Pourcentage des produits de fission du noyau composé ~!7 en fonction de leur masse.

Différentes méthodes ont

_permis

d’obtenir les

parcours de ces

_fragments

de fission : ils varient autour des deux valeurs suivantes

_{[8] :}

RI == 1,9 cni d’air pour le

_fragment

lourd _Ail1,

R2 == 2,:)) »

_léger

_1ff’}..

En se basant sur la théorie du

_passage

des atomes

chargés

à travers la

matière,

Bohr

_{[8, 9]}

a _pu

cons-truire à l’aide des données

_{expérimentales}

les courbes de vitesse des

_fragments

en fonction du parcours

( V - R) qui

ont été très utiles pour nos

travaux.

3~ _{Les noyaux}

_{y g U}

et

_{2 ~ ~Th}

ne donnent le

phéno-mène de _{fission que par}

_capture

d’un neutron

rapide.

Les valeurs des masses et des

_énergies

cinétiques

des

_fragments

sont connues avec moins de

_précision

_{que pour 23¡;U :}

L’ensemble de ces faits

principaux

est relatif à la

bi partition

des _{noyaux d’U} et de Th en deux

frag-ments

_chargés,

dont le nom a été donné par F. Joliot

en

_Ig3g

lors de ses travaux

_originaux

sur ia preuve

physique

de ce

_phénomène

_[2].

Du

_point

de vue

_{énergétique,}

Bohr et Wheeler

_(13]

ont _{estimé que}

_l’énergie

totale libérée dans une

bipartition symétrique (AI,

=

M2)

serait environ

200

_MeV,

soit 10 à 20 MeV de

_{plus qu’avec}

les

masses

_inégales

_M1=

138,

M~ = g6.

Une fission

en trois

_{fragments chargés}

de même masse donnerait

une

_énergie

d’environ 210 à

220 MeV,

légèrement

supérieure

à celle de la

_bipartition

_symétrique.

Par contre une fission en

_{quatre fragments}

de même masse donnerait une

_énergie

inférieure

(i 5o

lB1e V).

En se basant sur le modèle de la

_goutte

_liquide,

Present

_{[ 1 l}

_J

avait montré

_qu’une

fission en trois

fragments

est

_{dynamiquement possible}

et il était souhaitable que cette vue

_théorique

soit confrontée avec

_{l’expérience.}

A la conféren,ce de

_physique

de

_Cambridge

_qui

a eu lieu en

_juillet

_1946,

_Livesey

et Green ont

projeté

une

_photo

sur

_laquelle

une

bipartition

de l’uranium était

accompagnée

d’une

_longue

trajectoire,

semblable à celle d’une

_particule

a.

aucune

_explication

du

_phénomène

n’a été donnée par les auteurs. L’un de nous

_(T.

S.

_T.)

a

_{pensé qu’il}

était

_possible

_que cet

_aspect

soit dû à une fission en

trois

_{fragments chargés.}

Des

_expériences

ont été faites aussitôt et les résultats ont été

_positifs.

Nos deux

_{premières publications (1946)}

appor-taient la preuve

expérimentale

des

_phénomènes

de

_tripartition

et de

_{quadripartition}

_[15,

_16].

En

_{I g!~~,}

Demers

_{[ 17]}

et en

₁₉₄₇

_Livesey

et Green

_{( ~ 8] ;}

Farw ell,

Segrè

et

_Wiegand

_{[ 1 g]}

ont

_{indépendamment}

publié

leurs résultats

_{expérimentaux}

sur l’émission

d’une

_{particule légère}

_accompagnant

la fission de l’uranium.

Dans

_l’exposé

suivant,

nous allons d’abord décrire

les méthodes

_{expérimentales}

que nous avons

employées, puis

les résultats

_auxquels

nous sommes parvenus, ensuite nous confronterons les résultats des différents auteurs.

Enfin,

nous donnerons

quelques

considérations

_théoriques

sur ces nouveaux

phénomènes.

I I. -

PROCÉDÉS EXPÉRIMENTAUX.

*

Après

la

_préparation

des

_plaques

_{photographiques}

spécialement

riches en

_argent

par Ilford Ltd sous

la direction du Dr Powell de l’Université de

Bristol,

les recherches de

_physique

nucléaire ont été beau-coup facilitées.

Ces

_{plaques [20],}

dans des conditions de

dévelop-pement

normal donnent pour les rayons a des

trajectoires

individuelles presque continues tandis

que celles des

protons

ont des

_grains

légèrement

séparés. L’homogénéité

de ces

_plaques

est telle

que la fluctuation de parcours

des rayons

oc naturels

monocinétiques

est seulement trois fois

_{plus grande}

que celle

qu’on

observe _{par les} méthodes de la chambre de Wilson ou de

_{l’an~plificateur}

propor-tionnel : leur

_{pouvoir séparateur}

est environ 3 mm

Afin

d’utiliser ces

_plaques

_pour

_enregistrer

les

trajectoire

des

_{f ragments}

de

_fission,

nous avons

opéré

comme suit : ,

Une

_plaque

« Ilford nuclear research ~~ de

_type

_C2

et d’une

_épaisseur

d’émulsion de

_{!~o ~}

est

_trempée

pendant

5 mn dans une solution de nitrate d’urane

(U 02)

(N 03)2.6

H

20,

lavée ensuite

_{légèrement,}

puis

immergée

pendant

3 mn dans de l’alcool

éthylique,

le

_séchage

est terminé dans un courant d’air. Ainsi

_imprégnée

de sel

_d’uranium,

elle est

enveloppée

dans du

_papier

noir

_{puis transportée}

près

du

_cyclotron

où elle est soumise à l’action des neutrons lents. Le

_cyclotron

du

_Collège

de France fournissant les neutrons _{par la réaction}

D-Be,

la

_plaque

était

_placée

dans un bloc de

_paraffine

ralentisseur de 5 cm

_{d’épaisseur,}

lui-même

protégé

par un écran de

plomb

de 5 cm

_{d’épaisseur}

destiné

à absorber la

_{plus grande partie}

des rayons y

produits

dans la cible du

_cyclotron.

Après

iomn

d’irradiation,

la

_plaque

était

immé-diatement

_développée

dans un bain dilué de

révé-lateur Ilford _{ID 19 :}

Nlétol ... , _{j g} Sultite de Na _{(crist. )...} 30o

Hydroquinone...

16 Carbonate de Na

_(crist.)

... 200

Bromure de K... 10

Eau...

_Q.

_{S. pour 2 1} de solution

(Révélateur

Ilford

ID19.)

z

La dilution du révélateur et le

_temps

de

déve-loppement

dépendent

de la concentration dlt sel d’uranium et du

_phénomène

_qu’on

cherche. Nous nous

_proposions

d’avoir des

_trajectoires

de

_fragments

de fission bien

_{développées}

dans toute

_{l’épaisseur}

de l’émulsion

_{photographique,}

sans être

_{trop gênés}

par les

trajectoires

des

_protons

_projetés

_{par les}

neutrons;

nous avons donc utilisé comme révélateur

i

_{partie ( I D 19)}

_{+ ig}

_parties

d’eau

et nous avons

_développé

_pendant

_~to

mn à la

tempé-rature d’environ 18~ C.

Dans ces

_conditions,

vu l’effet de désensibilisation

provoqué

par la

présence

du sel d’urane

_[22],

les

fragments

de fission étaient bien visibles dans toute

_{l’épaisseur}

de la couche sensible et appa-raissaient comme des

_lignes

_noires,

_épaisses

_presque

continues,

les _{rayons a} dus à la

_{désintégration}

radioactive naturelle de

_l’uranium,

moins

nombreux,

apparaissaient

comme des

_lignes

fines

pointillées.

Les

_protons

de recul étaient presque invisibles et

donnaient non des

trajectoires

mais un fond de

grains

isolés.

En irradiant avec des neutrons

_rapides,

ce

_procédé

simple

de

_{développement}

ne nous a _pas donné

de résultats

satisfaisants,

les

_protons

de recul étant

_trop

nombreux. Les

_trajectoires

de fission étaient

_noyées

dans une

_{grande quantité}

de

_grains

isolés formant un enchevêtrement dense. En

_essayant

de diminuer ce _{fond par la diminution de la}

concen-tration du révélateur ou la diminution de la durée de

_{développement,}

les

_trajectoires

de

fission,

elles-mêmes,

n’étaient

_plus

très bien

_{développées}

et par

conséquent

leur

longueur

n’était

plus

très bien définie.

Après plusieurs

essais,

le sel d’uranium semblant manifester deux effets de désensibilisation : a. effet

physique

se manifestant au moment de la formation de

l’image

latente;

~. effet

_chimique

se manifestant au moment du

_{développement,}

nous avons

_opéré

de la

_façon

suivante : une

_{plaque, imprégnée}

d’abord

dans une solution très concentrée

_(plus

de 20 _pour

100)

de sel

_d’urane,

était

_exposée

comme

_{précédemment}

mais aux neutrons

rapides

et

_pendant

un

_temps

assez court. La

_grande

concentration d’urane désen-sibilise d’une

_façon

_appréciable

_{pour la formation} des

images

latentes dues aux

_protons

de recul mais elle ne

_gêne

_pas

_beaucoup

la formation des

_images

latentes dues aux

_fragments

de

fission,

beaucoup

plus

ionisants. Aussitôt

_après

l’irradiation et avant le

_{développement,}

nous avons lavé la

_{plaque pendant}

i h dans l’eau courante pour faire sortir presque

tout le sel d’urane

inclus,

puis

nous l’avons

_immergée

quelques

minutes dans une solution diluée de nitrate d’urane afin d’avoir la même concentration en

surface et en

_profondeur.

Faute de faire le

_premier

lavage,

l’effet de désensibilisation

_chimique

au

développement

dû au sel d’urane est _{tel que la}

plaque

n’est

développée qu’en

surface,

le révélateur

ayant

enlevé le sel en surface mais non en

_profondeur.

Dans ces

_conditions,

_malgré

la

_grande

_quantité

de

_protons

de recul

_produits

dans la

_gélatine,

la

plaque

se

_prête

assez bien à l’étude des

_phénomènes

liés à la fission

_provoquée

par des neutrons

rapides,

Ces

_{plaques développées}

convenablement,

fixées.

séchées,

sont observées au

_microscope

à immersion

de fort

_{grossissement (grandissement}

linéaire = z o00

environ).

La correction à

_apporter

sur les mesures

verticales et

_qui

est due au

_départ

du bromure

d’argent provoquant

un affaissement de la

_gélatine

sera étudiée dans

_{l’Appendice}

no 1.

III. --

RÉSULTATS

EXPÉRIMENTAUX

OBTENUS AVEC LES NEUTRONS LENTS.

A.

_Trajectoires

des

_fragments

de

_bipartition.

- La

plupart

des

_trajectoires

observées

(ura-nium + neutrons

_lents)

sont

_rectilignes,

les deux

fragments

de fission étant

_projetés

dans des

direc-tions

_{opposées, il}

est

_impossible

de

_préciser

sur la trace observée le

_point

où la

_fission

a eu lieu

_{[15, 25].}

. La densité des

grains

dans la

trajectoires

diminue

que celles des

trajectoires

de fission

déjà

observées

à la chambre Wilson

_[8].

Souvent vers la fin de la

trajectoire (

environ (

de la

_longueur

de

_trajectoire

d’un

_fragment

de

fission ,

_{il y} a une courbure

due

aux

_petits

chocs nucléaires successifs et une fois

sur 1 o

environ,

on observe des fourches dues aux

chocs nucléaires :

_projection

d’un atome

_présent

dans la

_{plaque ( U,}

Ag,

Br, 0, N, C,

...)

par un des

fragments

de fission.

Fig. 2. - Distribution

statistique des parcours des traces de

_bipartition

de _{~gs U}

dans l’émulsion _{photographique.}

Correction : l’unité de _longueur est le micron et non le mm.

La

_figure

2

_représente

la

statistique

des

longueurs

des traces se trouvant

_dans

un

_plan

_peu incliné sur l’horizontale

_(chacune

d’elles

_{correspond à}

deux

_fragments

de fission

_associés).

La courbe de

répartition

diffère peu d’une courbe de

_Gauss,

le parcours le

plus probable

est

2~,5 ~.

et la

_largeur

de la courbe est

_2,95

_[J.. En utilisant la valeur

_4,4

cm

d’équivalent

d’air pour la somme moyenne des parcours de deux

fragments

de fission

associés,

mesurée à la chambre Wilson par

Boggild,

Brostrom et Lauritsen

_[8],

nous obtenons

_{l’équivalence}

suivante pour les

fragments

de fission :

i _1-1 d’émulsion = _o,i8 cm

_{d’équivalent}

d’air

_[25].

Nous savons que

l’énergie

cinétique

totale de deux

_fragments

de

_bipartition

se distribue

statis-tiquement

autour de la valeur 5o

MeV,

la

_largeur

de la courbe obtenue

_dépendant

des conditions

expérimentales. D’après

les meilleurs

résultats,

obtenus

par

Flammersfeld,

Jensen et

Gentner,

[5]

cette

_largeur

est 23 MeV.

1

La fluctuation des parcours de fission observée est donc due à deux causes : a. fluctuation de

_l’énergie

cinétique

de

fission;

b. fluctuation de parcours pour

une même

_énergie.

En admettant 23 MeV comme

limite

_supérieure

de la

_largeur

due à la fluctuation

de

_{l’énergie,}

ce

_{qui correspond}

à une

_largeur

de

la courbe

_statistique

des _{parcours de 1,7 ~,} nous

déduisons la limite inférieure de la

_largeur

de _parcours pour une même

_énergie

initiale soit

La limite inférieure de la

_largeur

relative est donc la suivante

Dans un travail

_précédent

_[21],

nous avions

déterminé la

largeur

relative pour les rayons a

monocinétiques

dans le _{même genre} de

_{plaques :}

avec des rayons « de parcours

équivalent

à environ

3 cm d’air la

_largeur

relative était environ icpour 100.

La

_comparaison

de ces deux _{résultats montre que} la valeur obtenue avec les

_trajectoires

de fission est raisonnable _{et que} les conditions de

dévelop-pement

sont

convenables;

l’insuwsance de

dévelop-pement

se traduirait par une diminution

_{irrégulière}

du parcours et par

conséquent,

par une

_augmentation

de la

_largeur

relative.

B. La fission en trois

_{fragments chargés}

(tripartition).

- Certaines

traces

_présentent

_l’aspect

de trois

_lignes

de

_{grains d’argent}

issues d’un même

point (planche, fig.

A, B, C,

D).

Souvent une des trois

_lignes

est

_{plus longue}

et

_plus

_fine,

ce

_qui

indique

que la masse du

fragment

correspondant

est

_beaucoup

_{plus légère}

_{que celle des deux}

_fragments

lourds

_ayant

donné naissance aux deux autres

branches.

_Cependant

un

_jugemcnt

basé sur l’ioni-sation du

_{fragment léger}

_{mesurée par la densité} de

_grains

_{révélés par unité} de

_longueur

ne

_permet

pas de déterminer la masse de

façon

précise :

selon le cas, des masses

_comprises

entre 2 et 12 sont

compatibles

avec les apparences observées.

Des

_{analyses précises,}

_portant

sur la conservation

de

_{l’impulsion (voir appendice}

no

₂₎

montrent

_qu’il

est

_{impossible d’interpréter}

tous ces cas comme la

projection

par un

_fragment

de

_bipartition

d’un

élément contenu dans l’émulsion

_(U,

_Ag,

Br, 0,

N, C,

_H).

Les calculs

_portant

sur les cas observés nous ont amenés à supposer

qu’il s’agit

d’un nouveau mode

de fission de

l’uranium,

c’est-à-dire la fission en

trois

_fragments

_{chargés (tripartition),}

les inter-valles

_séparant

l’émission de ces trois

_fragments

n’étant pas décelables et étant

_comparables

à la vie moyenne du noyau

composé.

Autrement

dit,

dans le

_langage

courant, les trois

_fragments

sont émis simultanément

_{[ 15,}

_2g].

cr. Calcul d’un cas de _{tripartition.} - Prenons

un

_exemple

_pour montrer comment nous _pouvons

Fig. A, B, C. --

Tripartitions du noyau composé avec l’émission d’un troisième _{fragment léger} de long parcours R~ (à peu près à la même _échelle). - A :

R2 = ₄₄ cm _{équivalent d’air ’760} mm-ISo C (le plus long qu’on a _observé); F : R3 = 17 cm

équivalent d’air 76o mm-i5- C (un des moins _longs); G : R3 = _a5J cm _{équivalent 76o} mm-I5" C (parcours voisin du

parcours le plus probable). On voit la différence de l’angle entre M, et M~ dans les cas B et C. Cette différence de _l’angle

se _{traduit par la différence} de masses _{calculées pour M, : M3 = 9 2 (cas B)} et M. = 5 rh _{i (cas C).}

Fig. D. -

Tripartition du noyau composé ’’96 U en trois _fragments lourds : _{Mt = I2 i ± I3, M, - 77} ~-- _{8, M3} = à5

Fig. E et F. -

Quadripartitions du _{noyau composé}

Fig. G. - Une

particule légère liée à la

_partie

centrale et _rectiligne d’une trace de fission représentant une _paire de fragments lourds Mi et _{M~ (obtenu} avec l’uranium irradié aux neutrons _rapides).

Nous utilisons d’abord les courbes V - R de Bohr

_[8,

q], qui

donnent la vitesse en fonction du

Fig. 3. -

Mi et _{M~ : fragments} lourds. fragment léger.

parcours pour les deux groupes des

_fragments

de fission

_(fig.

4

a~.

Pour un parcours donn,é R = 2,1 cm

nous relevons sur ces courbes deux

_points

P et

_Q

dont les ordonnées sont les

vitésses

_{pour 11~1= ~}

40

et M =

_98.

Fig. 4 a. - Vitesse

en _{fonction du parcours (V-R)} , pour les fragments

de fission et les _particules a.

Nous

_reportons

ces

_points

sur la

_{figure fi}

b et construisons la courbe V - M relative au par-cours 2,1 cm en

_extrapolant

linéairement entre P et

_Q,

ce

_{qui paraît justifié}

_{pour les} masses voisines

des masses

_indiquées,

c’est-à-dire dans l’intervalle de masses 60 M I5o.

Nous

_opérons

de même pour le parcours ~,35 cm

de l’autre

_fragment

lourd.

Pour le

_{fragment léger}

_(troisième

_fragment),

quand

le _parcours esf

_{in f érieur}

èL 2 ou 3 cm

_d’air,

nous utilisons la relation V - l~ connue pour les rayons « et celles

prévues théoriquement

_par

Knipp

et Teller

_[23]

_par un calcul basé sur les mesures

expérimentales

effectuées sur les atomes de recul

C,

N,

0 et F.

_{Quand le}

_parcours est

_supérieur

à io cm,

la relation V - R des rayons a

(24)

est valable

avec une bonne

_{approximation}

pour toutes les

masses

_comprises

entre 2 et 12.

Le manque de

_{renseignements}

_{expérimentaux}

dans la zone 20 1~T 60 nous

_oblige,

dans la construction des courbes Y - M à raccorder avec

le minimum de courbure les

points

où M > 60 et ceux où M 20. Cette

imprécision

introduit

une erreur d’environ 15 pour ioo sur les masses

calculées

_comprises

entre 20 et 60 et d’environ 10 _pour 100 seulement sur les masses

_comprises

entre 60 et i so.

Fig. G. b. - Vitesse _en fonction de la masse (V-M)

des ions lourds pour un _parcours donné.

Dans une

_{tripartition,}

il y a conservation de la

masse et conservation de

_{l’impulsion.}

Nous _supposons

que le noyau

composé -"’1,U

est

_responsable

de la

tripartition

et

_{qu’il n’y}

a _pas de neutrons émis lors de la fission en trois

_fragments.

On a donc

Nous allons voir

_qu’on

_peut

obtenir les

massues

par une suite de tâtonnements successifs :

ex. PREMIER

_3).

- Nous choisissons

arbitrairement les valeurs des masses

_(130,

_ioo,

_6).

Nous lisons les vitesses

_{correspondantes}

sur les

courbes V - M de la

_figure

4

b.

Prenant comme unité

_{d’impulsion}

celle d’un

_proton

de 10~ cm : s,

_{l’impulsion}

résultante suivant OY

est

L’impulsion

résultante suivant OX est

Écart

relatif suivant OX

P.

DEUXIÈME ESSAI

Impulsion

résultante suivant OY

Écart

relatif

Impulsion

résultante suivant OX

Écart

relatif

L’impulsion

suivant OY est donc

_compensée

à

i _pour 100

près,

mais suivant OX la

compensation

n’est pas encore

_parfaite.

-Y. TROISIÈME ESSAI.

Impulsion

résultante suivant OY

Écart

relatif suivant OY - o.

Impulsion

résultante suivant OX _

Écart

relatif suivant OX

Nous _voyons

_qu’en

_passant

du deuxième au

troi-sième

essai,

l’écart relatif de

_{l’impulsion}

suivant OX

change

de

_signe

et

_augmente

en valeur

absolue,

ce

_{qui indique}

_que nous avons

_{déjà dépassé}

le meilleur

point

de

_compensafion

de

_{l’impulsion.}

Comme nous ne _{pouvons pas}

_prendre

_{pour les} masses des valeurs

non

entières,

nous

_adoptons

donc le résultat du

deuxième essai comme solution

E2,

E3

étant les

_{énergies cinétiques}

de chacun des trois

_fragments

calculées

_d’après

la masse et la vitesse.

_L’énergie

_cinétique

totale des trois

fragments

est

8. ERREUR SUR LA MASSE

_M3.

-

Tandis que les erreurs sur

_M,

et

_{M~ dépendent}

surtout de la fluc-tuation des parcours, l’erreur commise sur

_1B13

dépend

essentiellement

de la mesure des

_angles

0,

et

_0,.

_{Admettons que l’erreur} sur la mesure

expérimentale

de ces

_angles

soit àO = + _i°, nous

pouvons déterminer les valeurs limites de la masse

_M3

on trouve

on trouve

En tenant

_compte

_qu’il

existe d’autres erreurs

inévitables et _{que les} masses sont

entières,

nous

concluons _{que la valeur de}

_M3

est

Dans les

_Appendices

n°S 3 et

_4,

nous exposerons comment les tâtonnements conduisant à la solution

peuvent

être conduits d’une

_{tacon systématique.}

b. Distribution du parcours des trois

fragments.

-Sur

_plus

de Io 00o

trajectoires,

nous avons observé

plus

de 3o cas de fission en trois

_fragments.

_{Lorsque 82}

est

_plus

_grand

_que io, nous avons _pu déterminer la masse

_M3

et éliminer le cas d’une collision d’un noyau par un des

_fragments

lourds.

_Quand

les

trajectoires

sont peu inclinées par

rapport

à l’hori-zontale

_(moins

de

_5°)

et entièrement contenues dans

l’émulsion,

aucune difficulté ne se

_présente

dans la détermination des masses et des

_énergies.

Lorsqu’elles

sont inclinées mais encore contenues toutes les trois entièrement dans

l’émulsion,

nous avons rétabli la

_figure

dans son

_plan

en faisant des

mesures en

_profondeur

au _{moyen de} la vis

micro-métrique

du mouvement vertical lent du

_microscope,

soigneusement

étalonnée

_{préalablement}

en ses

diffé-rents

points.

Il _{convient de remarquer que} lors du

développement,

les

_grains

de bromure

_d’argent

sont dissous et l’on constate un

_{aplatissement}

consi-dérable de la

_gélatine

_qui

a diminué de volume par suite du

_départ

de ceux-ci. Cet effet se manifeste

observées par 2 _{pour avoir les}

profondeurs

vraies

dans l’émulsion avant le

_{développement (voir}

l’Appendice

n

_1).

Finalement,

sur

_plus

de 3o cas, 18 ont pu être

calculés. De

_plus,

dans deux autres cas où la

trajec-toire du

_{fragment M~}

était entièrement contenue

Fig. 5. - Distribution

statistique des parcours de Mi et

dans la couche sensible mais l’un des deux

_fragments

lourds était sorti de

l’émulsion,

nous avons fait

figurer

la

_longueur

de la

_trajectoire

de

_M3

dans la

statistique

des parcours du

fragment

léger.

Une

partie

de ces résultats a

_déjà

été

_publiée

dans des

publications

antérieures

_[25,

26,

27].

La

_statistique

d’ensemble des parcours en

équi-valent d’air des cas étudiés est schématisée par les

figures

5

_(fragments

lourds

_M,

et

_M2)

et 6

_(fragment

léger M3).

Fig. 6. - Distribution statistique du parcours (la courbe en trait _{plein représente} les données expérimentales, la courbe en trait _{pointillé représente} la distribution _vraie).

On voit _{que pour les}

_fragments

_lourds,

_{les parcours} moyens sont dans le cas de la

_tripartition

Ri= 1, 9 cm _d’air,

_{R, = 2, 3}

cm _d’air,

tandis que dans le cas de la

bipartition,

on a

R1= I , g cm _{d’air, R2 = 2, ~} cm d’air.

Il semble donc que la somme

_R1

+

_R2

dans le

cas de la

_tripartition

soit un _peu

_plus

_petite

en

moyenne que dans le cas de la

_bipartition.

Pour le

_{fragment léger,}

_{il y} a un _groupe court de _{parcours inférieur à} 5 cm et un autre _groupe dont le parcours varie entre 15

et ~ 5

cm d’air avec un maximum situé vers ₂₇ cm

_(fig.

_6).

Les vitesses

correspondantes

des

_particules

varient entre

_2,4

et

_{3,4 e 109}

cm : s. Ceci

_correspond

aux cas _que nous avons

_étudiés,

mais si l’on _{note -que le}

_fragment

léger

a d’autant

_plus

de chances de sortir de la

gélatine

que son _parcours est

_plus

_long,

_{il y} a lieu pour obtenir la distribution

statistique

vraie du

phénomène

de

_corriger

la courbe en traits

_pleins

de la

_figure

6 en

_avantageant

les parcours

_longs

par

rapport

aux _{parcours courts,} on obtient ainsi

la courbe en traits

_pointillés

de la

_figure

6; le

maxi-mum d’intensité est un _peu

_déplacé

du coté des vitesses élevées et des

_grands

parcours, il se situe vers ₂₉ cm

et

_correspond

à une vitesse de _{2,9 à} 3,o X i o9 cm : s. c. Direction d’émission du fragment

léger

M3.

-Appelons

ocl

(fig. 7 a) l’angle

que fait la

trajectoire

Fige a. -

Ml et _{M2 : fragments} lourds. fragment léger.

longue

peu ionisante du

fragment léger Ma

avec

la

_{trajectoire épaisse}

du

_fragment

le

_plus

lourd

(trajectoire

la

_plus

_{courte). Appelons}

_C2

_l’angle

Fig. 7 b. - Distribution

statistique des angles et 0:3 que font Mi et _M2 avec _M,,.

que fait la

trajectoire

de

_M,

avec la

_trajectoire

épaisse

du

fragment

Nl~

un _peu moins lourd que

M1

(trajectoire

un _peu

_pius

_longue

_{que celie de}

_Mi).

des

_angles

_ai et _oc2. En

_général

₍₁₇

cas sur

_20),

el1 > 0:2,

.

ce

_{qui indique}

_que

_emporte

_{plus d’impulsion}

que

M2.

La valeur _{moyenne de la différence} des

_angles

_ai et est

Ja = _{a1- 0:} =

D’une

_façon

_générale,

les deux

_fragments

lourds sont _{émis dans des directions presque}

_opposées,

le

_fragment

_léger

est émis de

_préférence

dans une

direction

_{perpendiculaire}

à celles-ci.

d. Distribution des masses des trois _fragments.

-Ainsi que nous l’avons vu dans la section a, nous

pouvons calculer les masses des trois

_fragments.

Fig. 8. - Distribution

statistique

des masses calculées des _fragments lourds _MI et M~.

Les

_figures

8 et ga

représentent

les

_statistiques

des masses calculées pour les

_fragments

lourds et

_M2)

et le

_{fragment léger M3’}

Fig. g a. - Distribution

statistique de la masse calculée du fragment léger M~.

Pour les deux

_fragments

lourds,

les valeurs calculées les

_{plus probables}

sont

_MI

= 132 et

M2

= g?. Dans notre calcul nous avons utilisé

les relations V --- R de Bohr

_[8,

_9],

celui-ci avait

adopté

g3

et

₁₄₀

comme valeurs les

_plus

_probables

des masses dans la

_bipartition.

Etant donné

_qu’on

a déterminé

_{depuis [4]}

ces masses avec

_plus

de

précision

(Mi

= 138,

M2 = 96),

il _en résulte

que les valeurs

_corrigées

les

_{plus probables}

dans le

cas de la

_tripartition

sont

Pour le troisième

fragment,

on voit

_{que la}

masse

est _presque

_toujours

très

_légère

_(M3

₁₂₎

avec

la valeur la

_plus

_probable

vers

_M3

=

5,

sauf un cas

où

_M,

= 32

_{(planche, fig. D).}

Fig.’ g b.

- Masse de

M3 (sauf le cas _{M. = 3 2)} avec les limites d’erreurs. Le trait plein représente les limites d’erreurs expérimentales, le trait _{pointillé représente} celles dues à l’émission des neutrons lors de la _tripartition (s’il y a _lieu).

Dans ce cas

_particulier

_~z~],

le calcul donne

avec les erreurs

_possibles

-!- 1 o _pour ioo sur

_Mi

et

_M~

et 15 _pour ioo sur

_M,.

Si l’on observe les

traces sous le

_microscope,

on

constate

dans ce cas

particulier

que les trois branches ont des ionisations

distinctes,

toutes

_plus

élevées _que celle d’une

parti-cule oc

(une

particule

a, laisse une file de

_grains

distincts tandis

_{qu’un fragment}

de fission laisse une _grosse trace _presque

_continue).

La branche la

_{plus épaisse correspond}

bien à la masse calculée la

_plus

lourde

_(Mi

=

127)

et la branche la moins

épaisse

à la masse calculée la moins lourde

_(M,

=

32).

Si ce cas

_{particulier appartenait}

à la même classe de

_phénomènes

_{que les autres} cas de

_{tripartition,}

il inciterait _{à penser que} les

_{fragments légers}

n’ont pas la même masse et

_qu’il

tg a un

_spectre

de masses

~~e ceux-ci.

Examinons les erreurs

_qui

_peuvent

s’introduire

dans la détermination de la masse

_{Mg :}

1 ~

_{L’imprécision}

de la mesure des

_angles,

174

peu

IVl3;

10 _pour 100 d’erreur sur

_l’énergie

d’un

fragment

introduirait au

_plus

5 _pour ioo d’erreur

sur la détermination de

_M,.

30 Nos calculs ont été basés sur la relation V - R

de Bohr

_{qui correspond}

à une

_énergie

_cinétique

de

bipartition

de 162 MeV.

_L’emploi

de la nouvelle valeur 150 MeV diminuerait

_M3

d’environ

₄

_pour 100.

Les erreurs

₍₂₀₎

et

₍₃₀₎

sont faibles devant celle

provenant

de la cause

_(io).

Dans la section a, nous avons très

_largenient

_apprécié

celle-ci et l’on

_peut

considérer que l’erreur

indiquée

couvre

l’ensemble

des trois causes ci-dessus.

Dans la

_figure

9

b,

ces trois erreurs sont

bloquées

ensemble et la limite d’erreur

_{correspondante}

est

indiquée

par un trait

_plein

vertical.

40

Enfin nous ne savons _{pas si des} neutrons

pourraient

être émis dans une

_tripartition

comme c’est le cas dans la

_bipartition.

S’ils sont

émis,

nous n’avons aucun _{moyen de} connaître leur

impul-sion éventuelle ni sa direction : il a fallu en consé-quence la

négliger

dans le calcul. En

supposant

qu’un

neutron

_{d’énergie supérieure}

à io MeV

_[28]

soit émis dans la même direction que

.ZBl13

ou bien dans une direction

_opposée,

ce

_qui

constitue un cas des

_plus

_{défavorables,}

notre calcul introduit

sur

_IVI,

une erreur de masse

_comprise

entre i ou

2 unités de masse

_1,5).

En _moyenne, nous avons admis un _{peu arbitrairement dans la}

_{figure 9 b}

une erreur de i unité de masse. Cette erreur est

figurée

indépendamment

de celles

_signalées

_plus

haut,

par un trait vertical

pointillé.

~ On voit

(fig.

g

b)

que la zone des masses

comprises

entre 4

et 7 est

compatible

avec tous les résultats

expérimentaux :

15 cas sur _{17 sont}

_compatibles

avec les masses

4, 5

ou _{7, 16} cas sur _{17 sont}

compa-tibles avec la masse 6. Comme des erreurs non

envisagées

ont _{pu avoir lieu dans} un ou deux cas, on voit que :

Il n’est pas exclu que la masse

_{M3 « io)}

ait en

réalité une seule valeur

_{possible :}

tous les

_{f ragments}

légers

seraient des

_{particules identiques,}

la masse

_M3

serait celle d’une

_particule

bien

_définie.

S’il en était

ainsi,

il faudrait considérer

que

le cas

_particulier

_M3

= 32

_appartient

à une autre classe de

_phénomènes

_{que la}

_plupart

des

tripar-titions

_(M3

= const.

e.

Énergie

_cinétique

des trois _fragments.

-D’après

le

calcul,

nous avons les

masses et

les vitesses des trois

_fragments

et _{par suite leur}

_énergie.

On trouve _que le

_fragment

lourd

_Mi

a une

_énergie

cinétique

moyenne

E1=

62 MeV et le

_fragment

moins lourd

_M2

une

_énergie

_cinétique

_moyenne

de

_E2

= 82 MeV.

Mais ce calcul est fondé sur la relation V - R

de

Bohr,

_qui

est basée sur l’ancienne

énergie

de

bipartition

avec la nouvelle valeur

(i5oMeV)

il y a lieu de faire une correction

corres-pondante

sur les valeurs des

_{énergies cinétiques}

_que

nous avons calculées et de

_prendre

les valeurs

-moyennes

suivantes :

58 MeV

_fragment

lourd E~ = 76 ( » lI2).

L’erreur commise sur

_l’énergie

est de l’ordre de 1 o _pour 100.

’

Fig. Io a. -

Répartition statistique de _l’énergie du troi-sième _{fragment M3.} La case _indiquée en traits _quadrillés correspond au cas où _Mg = 32.

L’énergie cinétique

du

_{fragment léger lVl3}

varie de 2 MeV à

₄₉

MeV _{suivant les parcours} et les

masses calculées des cas

_{particuliers.}

La

_figure

1 o a

représente

sa distribution

_statistique,

la valeur la

plus

frèquente

est 23 MeV

_(sous

réserve

_déjà

faite dans _{la section que les parcours}

_longs

_ayant

plus

de chances de sortir de la

_gélatine,

ils sont un

peu

désavantagés

dans la

statistique

et par suite aussi les

_{grandes énergies).}

Fig. I o b. -

Répartition statistique de _l’énergie de M3 si _{l’on suppose que} Ma = 4

(sauf le cas où _Mg = _32).

Si nous _{supposons que} toutes les

_{particules légères}

>

(excepté

le cas

_{M3 = 3 2)}

ont la même masse et que la

répartition

apparente

en un

_spectre

de masses

est due aux

_{imprécisions}

_{inévitables,}

la distribution

175

(particules

a)

on aurait la

_{répartition d’énergie}

de la

_{f gure}

le maximum

d’énergie

étant ?3 MeV et

_l’énergie

la

_plus

_fréquente

18 MeV. En

prenant

une autre valeur

_unique,

_par

_exemple

M3

=

6,

_on aurait _une distribution

qui

ne différerait

de celle de la

_figure

1 o b que par l’échelle des

énergies.

L’énergie cinétique

totale des trois

_fragments

(corrigée

conformément à la valeur 15o MeV de

l’énergie

cinétique

de

_bipartition)

a la valeur _moyenne

suivante :

Ecin

_{(tripartition)}

== 154 -‘-10 MeV.

Elle

paraît

donc

légèrement

supérieure

à celle de la

_{bipartition (15o}

MeV).

D’après

l’estimation de Bohr et Wheeler

_[13],

une

_tripartition

en trois

_particules

de masses à

peu

près

égales

libérerait une

énergie

totale

_supé-’

rieure d’environ o à 20 MeV à celle

qui

est libérée

lors d’une

_{bipartition symétrique.}

Si l’on suppose que dans la

tripartition, l’énergie

cinétique

emportée

par les neutrons et

l’énergie

d’excitation des

frag-ments est à _peu

près

la même que dans le cas de

la

_bipartition

_{(voir historique}

et

_{introduction),}

la valeur que nous obtenons est

_{qualitafivemenf}

en accord avec les

_{prévisions~ théoriques.}

i.

Fréquence

de la

_{tripartition.}

-

D’après

nos

observations,

on

_peut

conclure que :

Nombre de

_{tripartitions}

0 003 -4- ₀ 00 1. Nombre de

bipartitions

001. La

limite

d’erreur que nous

_indiquons

est

supé-rieure à celle

_qui

résulte de notre

_statistique

_par suite de la

_possibilité

_{que des}

_trajectoires

intéres-santes aient

_échappé

à l’observation.

Pour la même

raison,

la valeur o,oo3 est

peut-être un _{peu sous-estimée.}

g. Recherche sur la nature du _fragment

léger

de

long

parcours. --

Après

les preuves

expérimentales

obtenues de l’existence de ce

_fragment,

nous avons

essayé

de détecter s’il est radioactif.

Nous avons

_employé

un

_{dispositif analogue}

à celui

_qui

a

_permis

à F. Joliot de donner _{la preuve}

physique

du

_phénomène

de la fission

_{[2] :}

un

_cylindre

creux était recouvert d’une couche

_d’oxyde

d’urane.

Il était

_enveloppé

dans des feuilles de

_cellophane

et

_placé

à l’intérieur d’un

_cylindre

creux de

plexi-glass,

matière

_qui

_{s’active peu} aux neutrons. Lets feuilles de

_cellophane

avaient une

_épaisseur

équi-valente à 6 cm d’air et absorbaient certainement les

_fragments

lourds de la

_bipartition

et de la

tripar-tition,

tandis que le

_{fragment léger}

de

_long

_parcours

pouvait

les traverser et aller se fixer dans le

plexi-glass,

où sa radioactivité éventuelle aurait pu être mise en évidence.

_{L’enveloppement}

de

_cellophane

était

_{soigneusement}

étanche afin de ne

_pouvoir

être contourné par les gaz radioactifs

(Kr,

Xe,

...),

produits

lors de la fission.

L’ensemble était

_exposé

aux neutrons lents du

cyclotron puis

le manchon

_cylindrique

de

plexi-glass

était

_placé

autour d’un

_compteur

₃

de

Geiger-Muller de

pa1-oi £

" de millimètre d’aluminium.

10

Des

_expériences

ont été _{faites pour des}

_temps

d’irradiation

variables,

la même

_expérience

étant

répétée

avec urane et sans urane. Il

_n’a

_{pas été} observé de différence entre

l’activité P

du

_plexiglass

en

_présence

ou en l’absence d’urane.

Ceci montre que le troisième

_fragment

_léger

de

long

parcours ne

_possède

_{pas d’activité observable}

dans les conditions

_{expérimentales}

utilisées. Mais

nos

_expériences

n’excluent

_{pas la}

_possibilité

d’avoir

des

_périodes

_{plus longues}

que i

_jour

ou

_plus

courtes

sue 5

s.

Dans le domaine des masses

_comprises

entre 2 et 12, en

_supposant

_{que les}

_fragments

_M3

ne soient pas

uniquement

des

_particules

ex, on

_pourrait

s’attendre à

_{observer fH}

_{( T}

= 3

ans),

s),

§Li ( T = o,88s), °Be (T >

1000

_{ans), 125 B (T=o, 22 s),}

en raison de leur excès de neutrons. Ces

périodes

sont

_trop

_longues

ou

_trop

_{courtes pour que} nous

ayons eu

_l’espoir

de les détecter dans les

_expériences

simples

que nous avons réalisées.

Il est souhaitable

_{qu’une analyse}

des

_fragments

de fission soit

_entreprise

au

_{spectrographe}

de masses

dans la

_région

des

_poids

_{atomiques légers.}

En utilisant une source de neutrons

intense,

par

exemple

une

pile

à

uranium,

on

_pourrait

ainsi obtenir

davan-tage

d’informations sur la masse du

_{fragment léger}

émis lors de

_{tripartitions.}

h.

Trajectoires

courtes liées aux traces de fission.

- Dans

une

_plaque

à l’uranium irradiée aux neutrons

lents,

on observe de

_temps

en

_temps

une

_trajectoire

courte liée dans la

_partie

centrale de la trace laissée par les

fragments

lourds de fission

_(Planche,

fig.

G).

Généralement ces traces sont _peu

_épaisses

et

_paraissent

dues à un ion de masse

_légère.

Ici il

_n’y

a aucun

_angle

observable entre les deux

parties

de la trace

_épaisse;

il est donc

_impossible

de déterminer les masses en

_supposant

_que

l’appa-rence observée est due à une

_tripartition

et

d’éli-miner _par le calcul la

_possibilité

d’un choc nucléaire d’un

_fragment

de fission au début de son _parcours,,

contre un noyau d’un des

éléments

présents

dans la

plaque.

.

Cependant

une

partie

de ces

trajectoires

courtes

est émise dans une direction à peu

_près

perpendi-culaire à celle des

_fragments

lourds,

ce

_{qui indique}

que

probablement

certaines d’entre elles sont liées au

_phénomène

de fission.

176

de la trace des deux

_fragments

lourds de fission et obtenu les distributions suivantes du parcours et de

_l’angle

d’émission

(fig,

11 a et

b),

Si toutes

Fig. 1 J. - _a. Distribution

statistique du parcours des trajectoires courtes liées avec la fission. b. Répartition statistique de _l’angle d’émission des

tra-jectoires courtes mesuré par rapport à un des _fragments lourds : courbe en trait _plein.

I,a courbe en trait _{pointillé représente} la _répartition de l’angle d’émission de M3 de _{long parcours mesuré par} rapport à un _{des fragments lourds, généralement M,.}

ces

_trajectoires

étaient liées réellement au

phéno-mène de

_fission,

_{le parcours} varierait entre o et 3 cm

d’air

_équivalent

avec un _{parcours le}

_{plus probable}

de

_o;8

-!--

o,2 cm. La distribution de

l’angle

d’émission

serait,

d’autre

_part,

_plus

_{étalée que} dans le cas des

tripartitions

avec émission d’un

troisième

fragment

de

_long

_{parcours. Ceci} n’est pas en accord avec ce

qu’ont

trouvé Green et

_{Livesey, d’après lesquels}

il

_n’y

a _{pas de différence sensible} dans la

répar-tition de

_l’angle

d’émission

suivant _{que le troisième}

fragment

est de

_long

ou biep de court _parcours. La

_fréquence

de ce _genre de

_trajectoires

est environ 0,011 ± 0,001 i de celle de la fission ordinaire

(bipar-tition).

C.

_{Quadripartition}

de l’uranium sous l’action

des neutrons lents. - Au _cours de nos travaux

relatifs à la

_tripartition

de l’ur9nium sous l’action des neutrons

lents,

nous avons observé deux cas

particuliers

dans

_{lesquels quatre trajectoires}

partent

d’un

_point

commun.

_L’analyse

_précise

portant

sur la conservation de

_{l’impulsion}

montre

qu’il

est

_{improbable qu’il s’agisse}

de deux collisions de _{noyaux par des}

_fragments

de fission au même

point (défini

à o,2 ~.

près).

Ainsi nous avons été conduits à _supposer

_qu’il

s’agit

d’un nouveau

_phénomène

dans la fission

de

l’uranium, c’est-à-dire,

la fission en

_quatre

fragments

chargés (quadripartition).

a. Premier cas. - Il _a

déjà

été

_publié

en détail

dans une note

_{précédente [16] (Planche, fig. E).}

Les

_quatre

_trajectoires

sont _presque horizontales

et sensiblement

_coplanaires,

ce

_{qui supprime}

une

des trois relations de

_quantité

de mouvement.

~

Fig. 12. - Schéma du

premier cas de quadripartition. Parcours en _équivalent d’air = R.

Il n’est donc pas

possible

de déterminer les masses et les

_énergies

des

_fragments

d’une

_façon

_unique

à

_partir

des mesures

_{expérimentales (fig.}

_12).

Pour

une masse totale

donnée,

il y a une

_simple

infinité de solutions dont voici

_quelques

_{exemples :}

Tous ces cas sont calculés en

_négligeant

l’impulsion

due aux neutrons

_{qui pourraient}

être émis lors de la fission du _noyau

_composé

Il se trouve dans ce cas

_particulier

_que,

_malgré

l’infinité des solutions

possibles, Mi

et

_M2

varient peu et _que

_(M,

+

M4)

reste _presque constant.

D’après

l’observation au

_{microscope, Ma}

et

donnent des ionisations

_comparables

mais

_légèrement

plus

faibles que celles de

1Vh

et

_{M2. Malgré}

l’infinité des solutions pour les masses des

_quatre

_fragments,

lia

_géométrie

de la

_figure

et

_l’aspect

de l’ionisation

incident _{à penser que} cette

_{quadripartition}

est

assez

_symétrique

et

_qu’aucun

_fragment

n’est très

léger.

Bien

_qu’il

_y ait une infinité de

_solutions,

_l’énergie