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Étalonnage d’une plaque de physique nucléaire :
application à l’étude des traces isolées produites par le
rayonnement cosmique au niveau de la mer
Jean Edmont
To cite this version:
ÉTALONNAGE
D’UNEPLAQUE
DEPHYSIQUE NUCLÉAIRE :
APPLICATION A
L’ÉTUDE
DES TRACESISOLÉES
PRODUITES PAR LE RAYONNEMENTCOSMIQUE
AU NIVEAU DE LA MERPar JEAN EDMONT.
Sommaire. 2014 Les traces laissées
par les particules électrisées élémentaires dans l’émulsion
photo-graphique permettent l’étude de ces particules du point de vue masse et énergie.
Une plaque photographique utilisée en physique nucléaire a été étalonnée en utilisant des particules
connues 2014
proton 2014 ce
qui a permis l’étude de certaines traces provenant du rayonnement cosmique au niveau de la mer.
L’étude des
particules
chargées
par la méthode de laplaque photographique,
présente
certainesdifficultés;
laparticule
ne s’arrête pastoujours
dans l’émulsion
(existence
d’un parcoursrésiduel),
deplus,
la tracepeut
s’affaiblirpendant
lelaps
detemps précédant
ledéveloppement.
Dans ces
conditions,
àpartir
des seules donnéesexpérimentales
(nombre
degrains d’argent
de latrace 1N sur un parcours visible
AR,
densité linéaire-.dN ) ?
il faut rétablir la courbe N =t (R)
que .
l’on aurait obtenue sans
affaiblissement,
N et R étantcomptés
àpartir
de la fin de la trace.On
sait,
en
effet,
que les courbes N =f
(.R) correspondant
à desparticules
de
mêmecharge Z
et de massesrespectives
M et M’ sonthomothétiques
dans lem
rapport
MI ,
le centre étantl’origine;
ces courbes sont donccaractéristiques
de laparticule
consi-d érée.
Le
présent
travail aeu
essentiellement pourobjet
la discriminationquantitative
desparticules
enregistrées
dans les émulsions nucléaires actuellesdans le cas où il faut tenir
compte
du parcours résiduel(traces
incomplètes).
En
premier
lieu,
nous avonsprocédé
à l’étalon-nage desplaques
utilisées pour ces études : pourceci,
les courbes N =f (R)
correspondant
à desparticules
de nature connue,provenant
de réactionsnucléaires,
ont été construites.L’influence du
fading
sur la forme de la courbe a été étudiée de la même manière.Une relation
empirique
existant entre N et Ra été mise en
évidence,
cequi
apermis
d’établiraisément une relation entre la densité linéaire
£
ret .R. La détermination du parcours résiduel
dR et
par cette méthode a été ainsi facilitée et a
pû
êtresystématisée.
Il en est de même de la mesure des masses
(quelques exemples d’application
sontdonnés).
rLa
comparaison
de la courbe(R)
avecdR
la courbe
dR
=fl(R) (énergie
dEperdue
parélé-ment
dR)
apermis
de montrer quel’énergie cédée
par la
particule
était mieux utilisée auxgrandes
vitesses,
dupoint
de vue formation del’image
latente.
Dans la seconde
partie,
les traces isoléesprovenant
durayonnement
cosmique
au niveau de la mer, sont étudiées :particules
de Z = 2 etisotopes);
particules
de Z = ~(H’, isotopes
etparticules
intermédiaires).
Nous nous sommes limités à
l’interprétation
expé-rimentale des résultats.
1.
ÉTALONNAGE
D’UNEPLAQUE
DE
PHYSIQUE
NUCLÉAIRE.
I. Construction des courbes N dR
r --- f(B)
=::I(R)
correspondant
à desprotons.
Extension auxcourbes
N,
etfl
= f (R)
pour deutons ettri-dR -
1
tons. Influence du
fading.
-- Lesplaques
utilisées pour cette étude sont des « Nuclear Researchemulsions »
(Ilford)
C2-~-- B
développées
entre3o et
40
mn. Les mesures ont été faites avec unmicroscope Lemardeley (objectif
1/15 immersion,
oculaire x10).
Seule lapartie
centrale duchamp
a été utilisée de manière à être assuré d’une netteté suffisante. Le micromètre oculaire a été étalonné
préalablement
(i
division =~,~;3
micron).
La construction des courbes a été effectuée en
utilisant des parcours de
protons provenant
du choc de neutrons de la réactionsur les noyaux
d’hydrogène
des matériaux entourantla
plaque.
Lesprotons
ont sensiblement la même directionprivilégiée
que les neutrons; cette direc-tion faisant un trèspetit
angle
avec laplaque,
ungrand
nombre deprotons
s’arrêtait dans l’émulsion. A. Unepremière
étude a été faite pour éliminerl’effet du
fading.
- Cecien
développant
laplaque
immédiatement
(i
h 1 ~mn)
après l’exposition.
Sixtrajectoires
deprotons
(800,
850, 880,
880,900,
1040
p)
ont été retenues.Cinq
des courbes obtenues sontpratiquement
superposées,
la d.. A7V t t . f’ . ’5 )dispersion
étant inférieure pour .R =goo microns. Par contre la sixième courbe est notablement
plus
élevée(fl] =
7. 10-’ à goomicrons
(N ,
1).
rig. 1.
La
proximité
assezprolongée
de latrajectoire
et de la surfaceair-gélatine
semble être cause de cette différence assezimportante;
le voile de laplaque
est en effetplus
intense à la surface et le nombre degrains
parasites
introduits lors ducomp-tage
estplus
important
que pour unetrajectoire
se trouvant àl’intérieur
de l’émulsion. Lephéno-mène contraire
(diminution apparente
du nombre degrains)
est observélorsque
la tracelonge
lasur-face
verre-gélatine
sur une assezgrande
distance.EXISTENCE D’UNE RELATION EMPIRIQUE 1~’ = ARP.
- Elle est mise en évidence
par la
représentation
graphique
delog
N en fonction delog
R. La courbereprésentative
est en effet sensiblement une droite.L’erreur introduite
2013
est inférieure ào,~. 1 0-’
entre100-1000 micron s
et d2N-
10-’- entre 5o et 10o microns. YOn trouve comme relation
Ceci
permet
de calculer facilementdî%7-
dans le même intervalle.2013 Ll,v
RELATIONS ENTRE
LV, lily
ET R POUR LES DEUTONSdR
ET TRITONS. - Ces relations
se déduiront facilement
de
(1)
et(2)
en tenantcompte
des remarques faitesprécédemment
sur l’homothétie et l’affinité des courbesreprésentatives.
Fig. 2.
RD et
Rp
étant les coordonnées d’unpoint
de la courbe dudeuton,
nous avons : 2Rp
etND
-- 2 NP relationsqui
donnent,
en tenantcompte
de(1),
soit
dans le cas du
triton,
le même calcul nous donne,
Des transformations
analogues
sur la formule(2)
Remarques. - 1°
Ces relations pour les deutons et les tritons n’ont pu être vérifiéesexpérimentale-ment sur un
grand
nombre departicules.
Toutefois,
une
particule
d’origine cosmique
a donné commecourbe
-ce
qui
est trèsproche
de la courbe du deuton.Fig. 3.
DISCUSSION. - Ces relations ont été établies
expérimentalement,
enprenant
la moyenne desmesures. Dans leur utilisation
ultérieure,
il seranécessaire de tenir
compte
de ladispersion
de cesmesures, car celle- ci sera cause d’une
erreur
systé-matique.
Tous les nombres N trouvés à goo microns sontcompris
dans un intervalle AN depart
et d’autreAN
de la valeur moyenne, tel que
N
5 . 10-2.La
dispersion
des mesures a d’autrepart
été étudiée par larépartition statistique
des nombres N degrains
contenus dans un intervalle de76
microns delongueur,
situé à une distance constante(1 go microns)
de l’extrémité.Les résultats sont résumés par le tableau suivant.
L’intervalle contenant tous les nombres N est : -.
Le courbe de
répartition
ci-contre montre que les nombres N sont sensiblementplus
resserrés que si la distribution était totalement due au hasard. Le calcul de l’écartquadratique
moyen donne J ~ 3ce
qui
est très inférieur à la valeur = 9,qui
serait donnée par unerépartition
gaussienne.
Les courbes
T,
D,
P,
représentent
la valeur moyenne delog N
en fonction delog R,
Or,
log
est connu avec toute la
précision
désirable. Mais I1’Fig.4.
peut
varier entreN+AN
etN -1N,
tel que 5. I o-?. CommeN == loge
d(logN),
les valeursi N
°gC
de
log N
sont données par :Les
points
représentatifs
delog N
enf (log R)
sont donc
compris
dans trois bandesqui
se che-vauchentpartiellement
pour les deutons et les tritons.Cette
disposition
est assez fâcheuse pour la sûretédes
déterminations,
comme nous le verrons par la suite.qo Les domaines de valabilité de ces formules
empiriques
se déduisent de celui duproton;
à savoir 100-2000 microns pour le deuton et I503 ooo microns
pour
le triton.3~
L’exposant
de la formule nedépend
pas de la masse de la
particule,
mais seulementdu nombre Z. °
B.
Étude
faite endéveloppant
laplaque
troismois
après
l’exposition.
Influence dufading.
-Des
plaques identiques
auxprécédentes
ayant
étéimpressionnées
en mêmetemps,
ont étédéveloppées
dans les mêmesconditions,
mais trois moisaprès
l’exposition.
Cesplaques
ont été conservées dans des conditionsidentiques
à cellesqui
furent expo-sées auxrayons’
cosmiques.
Les
grains
ont étécomptés
surquatre
traces deprotons
(825,
5oo,
35o et 3oomicrons).
Une formule
empirique
de la formelog
N =f
(log
R)
a pu être établie.donnant 1 moyen avec une 2 pour
un parcours R
supérieur
à 100 microns. Les nombres R sontcompris
dans un intervalle tel queIl est à remarquer que
l’exposant
p de hV .--- AR’’a
légèrement
diminué :0,82
au lieu deo,84.
Des mesures
analogues premettent
une évaluationdu vieillissement d’une
trace,
par lasimple
mesurede
l’exposant
p etcomparaison
à la courbe donnant la variation de p avec letemps
séparant l’exposition
dudéveloppement.
Toute théorie dufading
doitexpliquer
la variation de p.On a noté aussi au cours du dénombrement des
grains
unchangement
d’aspect
de ceux-ci. Alorsque dans le
premier
cas(développement
immédiat)
les
grains
étaient par amas, ils sontsouvent,
cettefois, isolés,
même vers la fin de la trace.C.
Plaques
développées
quatre
moisaprès
l’expo-sition. -
Il subsiste peu de
longues
tracesaprès
quatre
mois. La formuleempirique
donnant ~r enf (R)
est cette fois
L’exposant
p a donc diminuérapidement
entre trois etquatre
mois. Onpeut
penser que la chuteFi g. 5.
de p sera de
plus
enplus
rapide
et que les traces deviendront très viteindiscernables,
à cause du voile.II.
,Application
de cette étude. - a. AuRENDE-MENT DE L’IONISATION. - Des courbes donnant
la variation de
l’énergie
duproton
avec le parcoursont été établies
expérimentalement [ ~ ].
Onpeut
en déduire facilement la variation de
l’énergie
dEperdue
par élément dR en fonction de R. Il estintéressant de comparer la courbe =
f’ (.R)
à::f
= f 1 (R)
afin de donner une idée de l’utilisationde
l’énergie
aux différentes vitesses.Entre 100 et o0o
microns,
onpeut
établir entre E et R une relationempirique
de la formeE étant
exprimé
en MeV et R enmicrons,
relationqui
donne .E dans cet intervalle à moins de 10-’près.
Cette relation nous donne, dans le même
intervalle,
soit,
en tenantcompte
de(2),
’Cette formule nous
permet
de construire la courbe dN =f (dE)
entre lespoints
A et B(fig. 6).
Au delàFig. 6.
de B
(parcours plus
courts),
onpeut
construirequelques points
en déterminantgraphiquement
etdE
àpartir
des courbes N =f (R)
et E= f , (R).
Au delà de
A,
onpeut extrapoler,
enprolongeant
la
partie
sensiblementrectiligne
CA,
qui
coupe ,, dJV ,,,’
l’axe pour
Él
o,45.
%Cette densité résiduelle
correspondant
à uneperte d’énergie
nulle,
s’expliquerait
par laprésence
de
grains
parasites
duvoile,
dénombrés en mêmetemps
que ceuxqui
appartiennent
réellement à la trace. Cette densitéo,~ 5
g/micron
est une limitesupérieure
qui
peut
se retrouver en considérant lesgrains
du voilequi
forment unalignement.
Pour avoir la courbe exacte dN =
f(dE),
ilfaut déduire de dN cette valeur constante il est à remarquer toutefois que cette valeur est
supérieure
à la réalitélorsqu’il s’agit
de densités linéraires2013-
assezimportantes
(correspondant
àdR
de faibles
parcours),
car à cemoment,
lesgrains
de la trace sont nettement différents de ceux
pro-venant du voile.
donne des indications
qualitatives
sur le rendement de l’ionisation. Lerapport
‘~~~
croîtdepuis
les faibles parcoursjusqu’à
une limitesupérieure
pour des parcours trèsimportants. L’én,ergie
cédée par laparticule
semble donc mieuxutilisée,
en cequi
concerne la formation de
l’image
latente,
lorsque
laparticule
a unegrande
vitesse,
cequi
confirme le mécanismeproposé
par M. P. Cuer[2].
b. A LA DÉTERMINATION DU PARCOURS RÉSIDUEL
DANS LE CAS DES TRACES INCOMPLÈTES. - La
p1u-part
des traces isoléesd’origine cosmique
ne seter-.
minent pas dans l’émulsion
(8£
%).
Leur étude dupoint
de vue nature eténergie
est doncplus complexe
que pour desparticules
obtenues par des réactions nucléaires. En cequi
concerne lacharge,
il est facile dedistinguer
àpremière
vue, dans lesplaques
étu-diées
(C2 + B)
développées
entre 3o et 5o mn, lespar-ticules de Z = i de celles de Z > 1. Pour
celles-ci,
la trace est continue sur un trèsgrand
parcours.Mais pour des
particules
Z == I, il estimpossible
de donner a
priori,
la masse, donc de déterminerà
partir
de ladensité,
le parcours résiduel effectuéen dehors de l’émulsion sensible.
Le seul critère
premettant
de déterminer cesdeux facteurs dont
dépend
la connaissance del’énergie
est la variation de la densité degrains
sur leparcours
visible.
Soient d,
Olen 0dR
dR
(Ro)
0 et etdl
Id
RI)
les les densitésden sItesaux extrémités d’un parcours 1R visible : L’inconnue est
Ro.
_On
peut
donc connaîtrethéoriquement
2013
i
et
par
suite,
avecRI-- Ro
= 3R,
déterminerRo.
La connaissance deRo
etdo permet
de déterminerenfin la nature de la
particule
par les courbesd7V
dR
= f ’(R).
(On
supposequ’il s’agit
departicules
communes,
protons,
doutons,tritons).
Pratiquement,
il sufflt de faire la courbe N =f (L1R)
encomptant
lesgrains,
sur lapartie
visible,
et àpartir
de cette courbe déterminer les densitésdo
etdi.
Pourcela,
on.peut,
si la courbure de la courbe n’est pastrop
accusée,
prendre
lapente
de la cordejoignant
lespoints
situés àRo- a
etRo +a.
Si la courbure est par
trop
faible et le parcours visibletrop
court pourpouvoir
déterminer avecprécision do
etdl,
onprend
la valeur moyenne de la densité-,p
On ’fait une séried’hypothèses
surla masse, ce
qui
permet
de calculer la variationde la
pente
entre les deuxextrémités,
variationqui,
en
première
approximation
estégale
à4
fil;
cecipermet
de donner la nature laplus
problable
7).
Fig. 7.
La seule difficulté consiste donc à trouver la valeur de n
convenable,
car nous avons vu que cette valeurdépend beaucoup
dufading.
Cettevaleur
peut
varier entre +o,24
et~- o,1 ~.
On
peut,
si lapartie
visible est assezgrande,
déterminer une troisième valeur de
dR
r (R2) = d2.
On
possède
alors unsystème
d’équ.ations
où les inconnues sont
Ro .Rl
et.R2.
Cesystème
nepeut
être résoluqu’en
faisant certainesapproxi-mations.
Exemple.
- Uneparticule
visiblement decharge
ide 3 8oo microns as donné la courbe N =
f (R)
ci-contre8).
Fig. 8.
On a les données suivantes :
La variation
rapide
ded-1
nous fait supposer adR
priori
que laparticule
estlégère
(proton)
et par suitequ’elle
est assezprès
de sa fin enR~ (do
== i, o-’l
Par
suite,
on pourra, enpremière approximation,
négliger R~
devantR1
etR2.
Les résultats nousmontreront si cette
approximation
estlégitime.
Les calculs nous donnentavec
l’approximation
ci-dessusce
qui
donneComme
vérification,
onpeut
chercher le nombre Nde
grains
à i 800 microns.L’exposant
p de N = ARP nous est donné pard’autre
part,
en faisant
d,
=do, R
=Ro,
cette relation nousdR
-,: = ddonne le coefficient a =
o,48.
Apartir
de cettevaleur,
onpeut
calculer le coefficient b de la formuleCette formule nous donne pour valeurs de N
on voit que
Comme
. , .
Donc,
cetteparticule,
qui
est trèsprobablement
un
proton
(nombre
degrains
à oo microns :,38 ir 8 alors que la moyenne pour les
protons
est 3 5 ±10),
a un parcours résiduel de 110 ± 8,Le parcours visible étant de 3 900 -!-
50 P.
ceproton
a unetrajectoire
delongueur
totale de 3 goo -~-60fJ..
soit une
énergie
deCauses d’erreur. 7..
Longueur
visible. - Cesdéterminations seront d’autant
plus précises
que lalongueur
visible de latrajectoire
seraplus
grande.
L’exemple
précédent
montrequ’avec
unelongueur
visible de
4
ooo micronsenviron,
il est relativement facile de retrouver la formuleempirique
donnantX
== f (R)
à moins de10%
près,
et par suite de donner la nature etl’énergie
de laparticule
avec assez deprécision.
Malheureusement d’aussilongs
parcours visibles sont rares. Etpourtant,
il est souvent nécessaire de déterminer le parcours résiduel departicules
traversant l’émulsion enquelques
centaines de microns
(cas
des branchesd’étoiles).
Si la
particule
esténergique,
la variation de densitésur un parcours aussi faible est pour ainsi dire
imperceptible;
parsuite,
il est difficile ou mêméimpossible
de différencier :proton,
deuton, et triton.Une autre erreur introduite par le peu de
longueur .
de lapartie
visible est celle que l’on fait sur la densitémoyenne, ce
qui,
parsuite,
introduit une erreur 3Rsur le parcours
résiduel,
puisque d’après (2),
L’erreur erreur sur a sur la densité A
peut provenir
dedR peu provenIr e
la fluctuation
statistique
du nombre N sur l’inter-valle considéré. Cette erreur est de l’ordre de6.I0-2,
comme nous l’avons vu
précédemment.
Donc
Cette erreur est la limite inférieure de celle commise
sur .R. Il vient en
effet,
s’y
ajouter
celles dues à la structure de laplaque
qui,
parfois,
présente.
des lacunes de sensibilité.
Lorsque
laparticule
traverse une de cesrégions,
la densité de la traceprend
une valeur bien inférieure à cequ’elle
devraitavoir normalement. Si ces zones peu
sensibles,
oupeu riches en
BrAg,
comme il s’en trouve dans lesplaques
auBore,
sont du même ordre degrandeur
que lapartie
visible,
ce facteur provoque des erreursimportantes,
maisimpossibles
à chiffrer.La
longueur
visible de latrajectoire
est donc unfacteur très
important
dupoint
de vue déterminations du parcours résiduel. Son influence est montrée par les mesures suivantes : sur desprotons
inter--B-alles de
longueur
déterminée étaient isolés et donnaient lieu à un calcul de parcoursrésiduel;
celui-ci était ensuite directement mesuré.
Il est à remarquer que
seule,
dans ces mesures,la
longueur
visible est cause d’erreur. Iln’y
a pasà tenir
compte
dufading,
tous cesprotons
en étantau même stade d’affaiblissement.
3.
Fading.
-Lorsqu’il s’agit
departicules
d’origine cosmique,
lefading
intervient pourbeau-coup dans l’erreur. Les
plaques
ont étéexposées
de deux mois à un an et par
suite,
il existe destra-jectoires
de tous lesâges.
Si le parcours visible est assezlong,
onpeut
essayer de trouverl’exposant
de la relation .~T =ARP comme il a été fait ci-dessus. Lefading
sera ainsi chiffré par la variationde p; il pourra en être tenu
compte
encomparant
cette
partie
detrajectoire
à une courbe-étaloncorrespondant
au mêmefading.
Parcontre,
si lapartie
visible estcourte,
un tel calcul estimpossible.
Par
suite,
à une densité moyenne d que l’onpeut
calculer
expérimentalement,
correspondra
unpar-cours
qui
sera donné parceci dans le cas d’un
proton.
On
peut
donc, tout auplus,
donner des valeursencadrant la valeur réelle.
(Il
faudra d’ailleursajouter
parlà
suite les erreurs dues aux autrescauses, examinées
précédemment).
Exemple.
- Unetrajectoire partant
d’une étoilecosmique
a ~8o microns delong,
etcompte
256grains.
La densité moyenne estdonc A-AT
~-0,6~7 (fig. 9).
~
F°ig, g.
Les
Fparcours
sont donc 3 00o microns et57°
microns dans les casextrêmes,
si l’on supposeque la
particule
est unproton.
Le parcours seraità doubler ou à
tripler
dans le cas d’un deuton oud’un triton.
La variation de la
pente
est donnée parSoit,
dans les casextrêmes,
Or,
cette variation depente
est enpremière
approximation
4
soit ici z o-2. Le deuton semble donc leplus
probable;
son parcours estcompris
entre i 200 et 6 ooo microns.Si,
deplus,
l’on tientcompte
de lafluctuation
statistique
de ladensité,
l, 3,R 3 8
.
t ,.
t .
d
l’erreur ,-
0,38
vients’ajouter,
cequi
donnecomme limite 8 300 > .R >
Energie
entre62 et 15 MeV.
La
précision
est donc tout à fait illusoire dans ce cas.Remarque.
- Ilpeut
parfois
être tenucompte
dufading
pour les branches d’étoiles. Ilsuffit,
eneffet,
que l’une d’elles se termine dans l’émulsion. Toutesles autres branches de la même étoile ont évidem-ment subi le même
fading.
Il est donclogique
decomparer les autres
particules
à la courbe construiteen se servant de la
trajectoire
dont on voit la fin.On élimine ainsi l’erreur due au
fading.
c. A LA MESURE DES MASSES. - Il està remarquer que
l’orsqu’il
s’agit
deprotons,
deutons,
outritons,
la détermination de la masse se fait en même
temps
li ib. 10.
que celle du parcours résiduel. Si une de ces
particules
se termine dansl’émulsion,
il estquelquefois
inté-ressant de donner sanature,
(donc
samasse).
La
comparaison
de la courbe ~f (R) [ou
dans lareprésentation
Log
iN =f
(log R)]
à la courbe étaloncorrespondant
au mêmefading, permet
enprincipe
de donner la nature de laparticule.
Il faut remarquer toutefoisqu’il
estquelquefois
impossible
de décider entre un deuton et untriton,
sont situées dans des bandes
qui
résultent de ladispersion
des mesures, et ces bandes se recouvrenten
partie.
Etant donnée la forme de la courbedonnant la
dispersion
des nombres ,N autour de la valeur moyenne, on voit que l’on nepeut
qu’attri-buer à une des
particules
uneplus
grande
proba-bilité
qu’à
l’autre.On voit par
exemple
que si uneparticule donne
pour un parcours R un nombre de
grains
1~’compris
entre ND etNi,,
le triton seraplus probable
dans lecas de la
figure
10.Lorsqu’il s’agit
departicules
qui
sont visiblement de masses inférieures à celle duproton,
la massepeut
être déduite de la formuleIl suffit de comparer la relation donnant
log
1~7en fonction de
logR
pour cetteparticule
à celle duproton
ayant
subi le mêmefading.
Si pour leproton
pour une
particule
de masse m fois celle duproton,
la relation seraCeci résulte des remarques faites sur l’homothétie
de ces courbes. Si
JYp
et N sont les nombres degrains
correspondant
à unparcours R
pour leproton
etla
particule
inconnue,
il vient :ce
qui
donne m.Pratiquement,
il faut déterminer lapente
de la droitereprésentative
delog
N enf (log .R)
pour laparticule,
prendre Nn,
la valeur laplus
probable
de N(pour
leproton
considéré) correspondant
auparcours R et mesurer N
correspondant
au même parcours R pour laparticule.
L’erreur
peut
provenir
de la détermination de p.-La
pente
de la droite sera connue avec d’autantplus
de
précision
que le parcours seraplus
long.
L’erreurpeut
provenir
de la valeur de N. - Il y a au moins’AN
l’erreur due à la fluctuation
statistique
y
5. I ô -’. C’est laplus importante
à considérer si le parcours est assezlong.
Cette erreur entraîne une erreur dm telle que
clnt ’"’
Remarque.
- Cette valeur 2;). 1 o-:l
carac-tîl
térise en
quelque
sorte lepouvoir
séparateur
maxi-mum de la méthode du
point
de vue masse, sanstenir
compte
de l’affaiblissementet des
autres causesd’erreur,
enparticulier,
zônes de sensibilitésdiffé-rentes. C’est en effet la différence de masse néces-saire
(o,25 m)
pour que deuxparticules
donnent descourbes de distribution du nombre telles que le maximum de l’une coîncide avec le minimum de l’autre. Ce
pouvoir
séparateur
est atteint seulement dans le cas où il existe de nombreuxexemplaires
dechaque
particule,
de manière à donner lieu à une sériede mesures.
2.
ÉTUDE
DES TRACES ISOLEESDUES AU’ RAYONNEMENT
COSMIQUE
AU NIVEAU DE LA MER.°
Le
rayonnement
cosmique
au niveau de la mer aété étudié par la méthode de la
plaque
photogra-phique [3].
Lesplaques
employées
étaient des NRémulsions C2 + B de 5o microns
d’épaisseur.
Letemps d’exposition
aurayonnement
est de un an àune altitude de 30 m environ. Le
temps
dedévelop-pement
a varié entre 3o et 5o mn. ~g cm2
deplaques
ont étéexplorés.
Des traces visiblement de Z = 2et due 2 = i ont été étudiées.
1. Particules Z = ’le a. ORIGINE. - Un
grand
nombre departicules
oc de moins de 5o micronsFig. I i et I 2.
est observé. La
répartition
enlongueur
de 600tra-jectoires
a montré que cesparticules
ont pourpar
champ
croîtlorsque
laquantité
d’airemprisonné
au contact des
plaques
est renouvelée au coursde
l’exposition.
Ces traces de contamination ont étésystématiquement
éliminées par lasuite,
en netenant
compte
que desparticules
ayant
plus
de a3 microns delong.
b. INFLUENCE DU FADING SUR LE NOMBRE DE TRACES. RATTRAPAGE- DU FADING PAR LE DÉVELOP-PENSENT. - Ces
particules
ont toutefoispermis
de mettre en évidence l’influence dutemps
dedéveloppement
sur le nombre N de traces parchamp.
Pour cetteétude,
desfragments
provenant
d’une mêmeplaque,
maisdeveloppés
pendant
destemps
T différents ont été utilisés. La courbe N= f
(T) présente
un maximum aux environs de!~~
mnI I).
Le
révélateur,
par une actionprolongée,
arriveraità rendre visibles des traces de
plus
enplus
affaibliespar le
fading.
ha densité de trace devrait donc atteindre une saturation. Mais un autrephénomène
intervient :
l’augmentation
du voile avec letemps
dedéveloppement (peu
de variation du nombrede
grains,
maisaugmentation
de leurgrosseur).
Parsuite,
certaines traces deviennent indiscernablespour des
temps
dedéveloppement
élevés.Remarque.
-Très peu d’autres
particules
oc(ou
isotopes)
ont été observées. 2 y de cesparticules
de
plus
de 53 microns ont été trouvées dans 19 cm2 deplaques.
Plus de 70%
d’entre elles se terminentdans l’émulsion. Leur
longueur
varie de 60 à1 ooo microns.
2. Protons et
particules
Z = i. - Les
par-tic ules visiblement de
charge
i sont asseznom-breuses. Un total de 25o de ces
particules
a étérepéré
dansigem2
deplaque.
84
% d’entre
elles traversent l’émulsion et environ i%
prend
nais-sance dans l’émulsion.
a. ORIGINE. -
L’origine
de cesparticules
estassez discutée actuellement..L’étude de la
répar-tition des
projections
sur leplan
de laplaque
nepermet
pas d’éclaircir ceproblème.
Eneffet,
aucunezone de
grande sensibilité,
aucune directionprivi-légiée
ne sont nettement mises en évidence(fig,
13).
Fi g. 13.
La
distribution
semble être totalement due auhasard.
11 e
hypothèse.
u Ladisposition
desplaques
lorsde leur
exposition
(plaques empilées
côtés émulsionsen
regard)
rendait trèsplausible l’hypothèse
donnant pourorigine
à cesparticules
les étoilescosmiques
produites
dans le verre. L’ordre degrandeur
de ladensité de traces
ayant
cetteorigine,
estsusceptible
d’être évalué. Soient
N,
le nombre departicules
Z == i émises en moyenne par une
étoile;
d,
lenombre
d’étoiles,
par unité
devolume; R,
le parcoursmoyen de
particules
Z = i, émises par ces étoiles.Dans l’élément de volume
dh.ds,
il y a N.d.dh.dsparticules
Z = iémises;
pour que des
particules
de parcours moyen R traversentl’émulsion,
il fautqu’elles
soient dans lecône
dedemi-angle
ausom-met 0
(cos
fi =hIR)
si h est la distance de l’élément de volume à l’émulsion(fig. 14).
par-ticules
provenant
de l’élément de volume dh.d5qui
sont visibles dans l’émulsion.Il suffit
d’intégrer
cettequantité,
h variant entre -R et-~-R,
pour avoir le nombre de tracesprovenant
du volume situé depart
et d’autre de l’élément de surface ds.Fig. 1 ~.
Soit
Si l’on suppose la
répartition
desparticules
uni-forme,
leur densité seraLe parcours moyen des
particules
de Z = i aété évalué à 3oo microns dans l’émulsion
(moyenne
sur une
quinzaine d’étoiles).
Comme le verre a unpouvoir
d’arrêt voisin de i800,
c’est-à-dire trèsproche
de celui del’émulsion,
onpeut
admettreen
première
approximation
que le parcours moyenest
également
de 3oo microns(R= 30o microns)
dans le verre.Les éléments du verre sont relativement
légers :
Si, Na, Ca, 0,
H. Parsuite,
pour calculer le nombre d d’étoiles par unité devolume,
il n’a été tenucompte
que des étoilesqui,
dansl’émulsion,
semblaientprovenir
d’élémentslégers.
Des étoiles dont le bilan donnait des masses pour le noyauprimitif,
proches
de celles deBr,
Ag,
ont étérejetées.
Il n’a pas été tenu
compte
nonplus,
des étoilesayant
l’allure de latripartition
du Bore.r~ô -+~ P1° °
-~+ 2 He ~ + H ~ .
Neuf étoiles ont été trouvées dans o, r o em3
d’émulsion.
En tenant
compte
de lacomposition
de l’émulsion cela donne 3 . ~ 0-~1 étoile par noyau.Le
poids
atomique
moyen du verre étant ^J 2o, et sa densité2,5,
on trouve le nombre d’étoiles par centimètre cube de verre :Sur les neuf
étoiles,
on a trouvé 12particules
de Z = I, soit ?~1 ^_~
1,35.
Ces nombres nous donnent comme densité 4 ~ .J. Cette densité doit d’ailleurs être une limite
supé-rieure,
car lesparticules
arrivant sur laplaque
avec une incidence presque normale seraient peuvisibles. Si l’on se fixe une limite
supérieure
de l’incidence pour une bonnevisibilité, 450
environ,il faut à ce moment, retrancher les
particules
se ,trouvant
comprises
dans le cône dedemi-angle
au sommet y =
~5".
Un calculidentique
aupré-cédent montre que cela revient à retrancher o,3 R-Nd à la densité. Celle-ci devient donc à rv e.
En
définitive,
cette densité de tracesqui
auraient pourorigine
les étoilescosmiques
du verre, est bieninférieure à celle que l’on trouve en réalité,
~e
hypothèse.
Choc de neutronsd’origine cosmique,
. sur les éléments
hydrogénés.
- Une autre
hypo-thèse
[3],
protons provenant
du chocélastique
de neutrons sur les noyauxd’hydrogène
des matériaux(bois,
papier)
entourant lesplaques,
expliquerait
peut-être
larépartition angulaire
observée,
qui
inontre une
prédominance
desparticules
ayant
destrajectoires
très peu inclinées sur la surface de laplaque.
Cettehypothèse
serait en accord avec legrand
nombre deprotons
rencontrés( ~ 75 % ),
maisd’autres
hypothèses,
également plausibles,
sont àretenir;
elles sont actuellement étudiées par lesgroupes de chercheurs que
dirige
M. Morand. b. IDENTIFICATION DES PARTICULES. --Les courbes 1V =f (R)
ont été tracéeschaque
foisqu’une
trajec-toire assezimportante
se terminait dans lagélatine.
Fig. 15.
La
représentation log
,’V =f (log R)
a montré que rarementl’exposant
de Ratteignait
o,84,
valeur trouvée pour lesprotons
expérimentaux;
la valeur laplus
basseenregistrée
pour cetexposant
est o, ~ ~ . La courbe Icorrespond
à unproton,
(P
== o~ 77~16).
La courbe II
correspond
à un deuton(au
lieu deo,8À
log
R +o,5o~
rj:0,022).
Ce deutonn’aurait donc subi aucun
fading.
. La courbe IV
correspond
à uneparticule
dont laavec une masse
plus
faible que celle duproton.
Cettehypothèse
est d’ailleurs confirmée par le faitque la
trajectoire présente
unseattering
assezprononcé.
3. Traces à
changement
apparent
d’ionisa-tion. -Quelques
particules
dont les tracesprésen-taient un
changement
apparent
d’ionisation en coursde
route,
ont été rencontrées dans lesplaques.
Cesparticules
ont sensiblement le mêmeaspect
que les autres de Z = r. Maislorsqu’on
suit latrajectoire
dansle sens des densités
croissantes,
il y a unebrusque
variation dans l’ionisation
(courbe
III);
la densitéprend
une valeur sensiblementplus
faible,
pourensuite croître à nouveau
régulièrement.
Toutefois,
on. _nenote,
en cepoint particulier,
aucunchangement
de direction bienmarqué,
ni centre très ionisant
pouvant
faire penser à laprésence
d’une étoilecosmique.
Deux d’entre elles seulement se terminent dans
l’émulsion,
et ont unelongueur
suffisante pourdonner lieu à des mesures.
Le
changement
d’ionisation se traduit sur lescourbes N =
f ~R)
par unpoint anguleux
nettementvisible. Là
partie
de latrajectoire
comprise
entre cepoint
et la fin a unelongueur
de44o microns,
et estcompatible
avec latrajectoire
d’unproton.
La
représentation
log
N -f (log R)
donne en.
effet,
une droited’équation
au lieu de
Au
point
dechangement
d’ionisation,
les densitésdéterminées
graphiquement,
sont et z,1 g depart
et d’autre. Sur l’une destrajectoires,
la densitéest
0,932,
33o micronsplus
loin(en
s’éloignant
de la fin de latrajectoire).
Ensupposant
commecharge
de laparticule primaire
Z = i(la charge
Z = 2 est
incompatible
avec l’allure de latrajec-toire),
il a étépossible
de déterminer l’ordre degrandeur
de la masse et le parcours résiduel de cetteparticule.
Il semble assez
logique,
étant donné le même affaiblissement des deux traces, deprendre
pour valeur del’exposant p
la même valeur que cellecorrespondant
à laparticule
secondaire. Enposant
il vient
ce
qui
donneRl""’
go micronsErreur
~~~
o,38 ,
>d’où 36 microns.
Le parcours d’un
proton
ayant
une densité de 1 , 1 9(même
exposant
m)
est 85 microns.La
particule
primaire
semble donc trèsproche
duproton.
L’expérience
montre, eneffet,
que lesdeux courbes
correspondant
respectivement
à laparticule
primaire
et à laparticule
secondaire sontsuperposables,
enayant
soin de faire coincider le commencement de laseconde,
avec lepoint
situéà go microns de la fin de la
première.
La
particule
primaire
aurait,
aupoint
dechange-ment
d’ionisation,
uneénergie
~3,2
MeV,
alors quele
proton
secondairecorrespondrait
à uneénergie
de8,7 MeV,
soit unchangement ag 5 MeV.
Ces
phénomènes
dechangement
apparent
d’ioni-sationparaissent plus
vraisemblablement mettreen évidence les
zônes,
desensibilités
différentes,
qui
existent
incontestablement dans les émulsionsnucléaires actuelles.
Ces recherches ont été effectuées
pendant
l’année1947-1948
au laboratoire dePhysique
del’École
NormaleSupérieure,
sous la direction de M. leProfesseur Morand. Nous tenons à le remercier
pour les conseils
qu’il
nous aprodigués,
tout aulong
de ce travail. Nous remercions demême,
M. le Dr Pierre
Cüer,
de nous avoir constammentguidé
dansl’interprétation
desrésultats,
et d’avoirdéveloppé
lesplaques
nécessaires à cette étude. Nos remercîments vont aussi à M.Guerrier,
pour les améliorationstechniques qu’il
aapportées
àl’observation des
plaques,
ainsiqu’à
noscollègues
du laboratoire pour
l’atmosphère
de cordialitéqu’ils
ont su y fairerégner.
BIBLIOGRAPHIE.
[1] P. CUER. Thèse (Paris).
[2] P.
CÜER,
Sc. et Ind. Photographiques, 1947, nos 11 et 12, p. 18.[3] MORAND, CUER, EDMONT, MOUCHARAFYER. C. R. Acad.
