Sur la détermination par la méthode wilson de la nature et de l'énergie des particules émises lors des transmutations. application à la réaction 105B (α, p) 136C

HAL Id: jpa-00233607

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00233607

Submitted on 1 Jan 1938

HAL is a multi-disciplinary open access

archive for the deposit and dissemination of

sci-entific research documents, whether they are

pub-lished or not. The documents may come from

teaching and research institutions in France or

abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est

destinée au dépôt et à la diffusion de documents

scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,

émanant des établissements d’enseignement et de

recherche français ou étrangers, des laboratoires

publics ou privés.

Sur la détermination par la méthode wilson de la nature

et de l’énergie des particules émises lors des

transmutations. application à la réaction 105B (α, p)

136C

F. Joliot, I. Zlotowski

To cite this version:

LE

JOURNAL

DE

_PHYSIQUE

, .

ET

LE

RADIUM

SUR LA

DÉTERMINATION

PAR LA

MÉTHODE

WILSON

DE LA NATURE ET DE

L’ÉNERGIE

DES PARTICULES

ÉMISES

LORS DES TRANSMUTATIONS.

APPLICATION A LA

RÉACTION

_105B

_{(03B1, p)}

_136C

Par F. JOLIOT et I. ZLOTOWSKI. Laboratoire de Chimie Nucléaire. Collège de France.

Sommaire. 2014 L’étude par la méthode Wilson de l’incurvation des trajectoires par un _{champ magnétique}

élevé a été utilisée pour la détermination de l’énergie et de la nature des _particules lourdes _(protons,

deu-térons, hélions) émises lors des diverses réactions nucléaires. Les trajectoires des rayons émis par les cibles

sont observées dans une chambre à détente, spécialement construite pour ce genre d’études, où règne un _champ

magnétique de 16 000 gauss environ, produit par deux grosses bobines sans _fer, dans _lesquelles circule _pendant la détente un courant de 8 000 ampères.

On a effectué deux séries d’études : 1° l’étude de la distribution _{énergétique} des _protons émis lors de la réaction :

2° l’analyse des _trajectoires des particules émises lors de l’irradiation par les rayons 03B1 d’une cible _épaisse de

paraffine lourde ₍₉₈ pour 100 de _deutérium).

Comme source _{des rayons} 03B1 on a utilisé dans les deux cas une forte _préparation de _polonium d’environ 80 millicuries.

Les résultats _numériques de la _première série de mesures, concernant le processus

105B

(03B1, p)

136C

sont les suivants :

On a trouvé un _{groupe de protons correspondant} à Q = _4,4 MeV, valeur s’accordant avec celle déduite des masses _{calculées par Oliphant. L’énergie} maximum des _protons observés est de 9 MeV _(03B1 incidents de

4,8 MeV) et _{le groupe correspondant s’étend,} en raison des conditions _{géométriques, jusqu’à 7,5} MeV. Entre

7,5 et 6,5 MeV on n’observe aucun _proton, tandis _{qu’entre 6,5} et 5,5 MeV il y a un nouveau groupe

corres-pondant à _Q = _2,0 MeV. Il semble donc que le groupe _Q = _{3,1 MeV, précédemment signalé}

par d’autres

auteurs, n’existe pas, et _qu’il doit être _remplacé par deux groupes : Q = _4,3 et _Q = _{2,0 ± 0,3} MeV d’in-tensité _comparable.

SÉRIE VII. TOME IX. N’ 10. OCTOBRE 1938

1. Introduction. -

L’interprétation

par la

mé-thode Wilson des processus de transmutation

ren-contre des difficultés tenant en

_général

à l’incertitude

sur la nature et

_l’énergie

des

_particules

lourdes émises.

L’aspect

des

_trajectoires

de

_brouillard,

_{qui dépend}

de l’ionisation

_spécifique,

est insuffisant _pour

pré-ciser la nature des

_{particules correspondantes.}

S’il

est facile de

_distinguer

sur un même

cliché,

les

tra-jectoires épaisses

tracées par des hélions de celles

plus

fines tracées par des

protons,

il n’en est

_plus

de même

_lorsqu’il

_s’agit

de

_distinguer

les

_trajectoires

tracées par des

particules

lourdes de même

_charge

comme

H

et

H

ou bien

4He

et

3He.

comme

i

et

1H

ou bien

2He

et

2He.

D’autre

_part,

_{les rayons émis} ont souvent des parcours, dans le gaz de la

chambre, supérieurs

au

diamètre de

_celle-ci,

et leur

_{énergie cinétique}

ne _peut

pas être calculée. Celle-ci

peut,

cependant,

être déterminée

_lorsque

la transmutation a lieu au sein

du gaz, en mesurant les

_angles

_{formés par les}

tra-jectoires

de la

_particule

_incidente,

_{du noyau résultant}

projeté,

et de la

_particule

_émise,

à condition

toute-fois de connaître la nature de ces _noyaux et

_l’énergie

cinétique

de la

_particule

incidente.

Pour déterminer

_{l’énergie,}

ou

_plus

exactement la

quantité

de mouvement des

_particules

lourdes

ioni-santes,

il suffit

_{d’appliquer}

un

_{champ magnétique}

suivant l’axe de la chambre à détente

_qui

aura _pour

effet d’incurver les

_{trajectoires ;}

_{le rayon de}

cour-bure en

_chaque

_point

sera

proportionnel

à la

quan-tité de mouvement de la

_particule.

On sait combien

l’emploi

de cette méthode est

_précieux

_pour l’étude

de nombreux

_phénomènes

lors

_desquels

des

parti-cules

_{légères, négatons}

ou

positons,

sont émises. Dans

ce cas

_{l’application}

d’un

_champ

_magnétique

vement faible

(de

l’ordre de

_quelques

centaines de

gauss)

est

_déjà

_{suffisante pour} mesurer des

énergies

cinétiques

pouvant

atteindre

_plusieurs

millions d’élec-tronvolts.

Si l’on désire étudier _par cette méthode les

parti-cules lourdes ionisantes en mouvement

_rapide

(quel-ques 106

eV),

particules

dont la masse au _repos est

plusieurs

milliers de fois

_{plus grande}

_que celle des

élec-trons,

il est nécessaire

_{d’appliquer}

des

_champs

magné-tiques

élevés,

de l’ordre de

_plusieurs

dizaines de milliers de _{gauss, pour}

_permettre

la mesure

conve-nable des rayons de courbure des

_{trajectoires.}

La

_production

d’un

_{champ magnétique}

très intense dans le volume

_important

d’une chambre à détente

présente

certaines difficultés. La

_première

installation de ce _genre tut construite en _{1924 par} P.

Kapi-Fig. 1. -

Chambre Wilson pour l’étude des particules lourdes. 1

Pression maxima : 10 _{kg :} cm2. _{Champ magnétique} maximum : 16 000 gauss. Echelle :

_:10’

tza

₍₁₎

en vue d’étudier la

perte

d

_énergie

_{des rayons} ce

du

_polonium

le

_long

de leur _{parcours dans le gaz} de la chambre. Ce

_dispositif,

consistant en un

_petit

solénoïde sans fer _parcouru un court instant

_{(1 ~ZOOe}

sec)

par un courant de très

_grande

_intensité,

per-mettait d’obtenir un

_champ

de 50.000 gauss dans une très

_petite

chambre à détente

₍₂

à

_4,5

cm de

diamètre).

La

_longueur

des

_trajectoires

observées ne

dépassait

pas 3 cm.

Plus tard l’étude des rayons

cosmiques

par la

mé-thode Wilson nécessita

_l’emploi

de

_champ

magné-tique

élevé

_{(Kunze, Anderson, Blackett,}

Leprince-Ri-nguet,

Ehrenfest et

_{d’autres) (2).}

Les chambres Wilson

de

_grandes

_dimensions,

_{rectangulaires}

ou

cylin-driques

(16

à 27 cm de

diamètre),

furent

placées

dans

des

_champs

_magnétiques

de 14 000 à 19 000 _gauss

produit

par des bobines sans fer ou avec fer.

A notre connaissance cette méthode n’avait _pas

méthode à ce _genre

_d’étude,

en

_particulier

en ce

qui

concerne la détermination de la nature et de

l’énergie

des

_particules

lourdes

_chargées

émises lors de certaines transmutations.

2.

_Dispositif

_{expérimental. - A)}

CHAMBRES

A DÉTENTE ET DISPOSITIFS CONNEXES. - La chambre

a été

_prévue

_{pour fonctionner dans} un

champ

magné-tique

élevé et _{pour diverses}

_pressions

_comprises

entre

1 et 10

_{kg ~cm2.}

On a choisi l’acier

_amagnétique

et le laiton comme matériaux de construction. L’ensemble

de

_l’appareil

_représenté

sur les

_figures

1 et 2

com-prend

trois

_{parties :}

la chambre à détente d’une forme

analogue

à celle décrite _par Mott-Smith

₍₃₎

_(fig.

_3),

le

_dispositif

_pour

_régler

le

_degré

de

_détente,

et le

dispositif

de déclenchement. La chambre à détente

r 19../..

est divisée en deux

compartiments séparés

l’un de

l’autre par une membrane mobile de caoutchouc de 2 mm

_{d’épaisseur}

serrée entre deux

_disques

de laiton.

Le bord circulaire de la membrane est très

forte-ment serré entre les deux

_parties

de la chambre

fixées ensemble _{par dix gros boulons. Les}

_disques

M sont reliés par une

_tige

à un autre

_piston

P

_pouvant

se

_déplacer

à l’intérieur d’un

_cylindre

a entre une

position

haute fixe et une

_position

basse déterminée

par la

pièce

A. A l’aide d’une vis R

disposée

à la

partie

inférieure de

_{l’appareil,}

la

_pièce

A

_peut

être

montée ou descendue ce

_qui

_permet

un

_{réglage rapide}

du

_degré

de détente de la chambre. Un tube

_élastique

« résisto » soudé entre le couvercle du

_cylindre

et le

piston

P assure l’étanchéité du

_compartiment

D.

Le

_cylindre

a

communique

_par l’intermédiaire

du tube b avec le

_dispositif

de déclenchement

cons-titué par une _{soupape E} commandée par un

_système

de levier.

Fig. 3.

effectuer le

_remplissage

de la chambre il faut tout

d’abord

_bloquer

_{la soupape E} et ouvrir tous les

robinets à

_pointeau

et introduire l’air

_comprimé

de

la bouteille dans toute l’installation à la

_pression

voulue.

_(Lorsqu’il

est nécessaire d’introduire un _gaz

plus précieux

dans la chambre à

_détente,

il suffit de

laisser fermé le robinet 2 pour mettre la chambre

en communication avec le

_récipient

du gaz choisi en ouvrant les robinets T et

_1.)

Une fois la

_pression

choisie établie on ferme les robinets

_1,

2 et 4 et on

augmente

la

_pression

dans le

_compartiment

au-des-sous du

_piston

P

_jusqu’à

ce _que celui-ci

_atteigne

sa

position

haute fixe. La détente s’effectue en

_appuyant

sur le levier

_K,

la soupape E s’ouvre

_rapidement

mettant en communication les

_{compartiments}

B et F.

Ce dernier étant à la

_{pression atmosphérique}

le

_piston

P solidaire des

_disques

M tombe

_rapidement

effec-tuant la détente dans la chambre d’observation. En fermant la soupape E on fait remonter le

_piston

_P,

le gaz

comprimé

étant constamment en

communi-cation avec. Il faut remarquer que,

_grâce

à l’inertie

du

_{piston P,}

_l’appareil

fonctionne

_{parfaitement,}

même

lorsque

la

_{pression atmosphérique}

_règne

dans la

cham-bre à détente. Si l’on désire travailler à des

_pressions

plus basses,

il est nécessaire de relier le

comparti-ment F à une _pompe à vide.

En faisant varier le volume de ce

_compartiment

(empilement

de

_disques)

ou bien l’ouverture du

ro-binet à

_pointeau

7 on

_peut

facilement

_régler

la

vitesse de chute du

_piston,

facteur

_jouant

un rôle

important

sur le «

_temps

d’efficacité » des

dé-tentes.

Les détentes ont été effectuées dans l’air saturé de vapeur d’un

mélange

de 65 pour 100 d’alcool

éthylique

et 35 pour 100 d’eau. Le

_degré

de

_détente,

celle-ci s’effectuant à

_partir

de la

_pression

atmos-phérique,

est

_compris

entre

_1,20

et

1,23

suivant la

_{température.}

Un

anneau de

_graphite

_{colloïdal, peint}

sur

la

_glace

à l’intérieur de la

_chambre,

est relié continuellement au

_pôle

d’une batterie de 100

_V,

l’autre

_pôle

étant relié à la masse de

_{l’appareil.}

Eclairage

et

_{dispositif photographique.}

-

L’éclairage

de la chambre est

réalisé à l’aide d’un arc à charbon

imprégné

(30 A ;

120

_V)

et _d’un

sys-tème

_composé

d’un miroir

_sphérique

et d’une lentille concave

_disposée

dans

la

_paroi

de la chambre à détente. La

zone éclairée est

_comprise

entre deux

plans

horizontaux distants de

_2,5

cm.

La

_paroi

intérieure de la chambre est recouverte de

_graphite

colloïdal de

façon

à éviter l’éclairement de la

_glace

supérieure

par la lumière réfléchie. Le

disque

de laiton formant le

_piston

M

est recouvert d’une feuille de

_cellophane

noire humidifiée _{par le}

_mélange

d’alcool et d’eau.

L’appareil

photographique

utilisé dans nos

expé-riences est un Kimamo Zeiss

_chargé

avec des films

de cinéma format courant. ~En raison du

_champ

magnétique

intense dans

_lequel

sont

_placées

toutes

les

_pièces

de l’installation nous avons

_employé

un

obturateur à rideau

_0,

avec un ressort en

maille-chort,

déclenché à distance _{par le} mouvement du

levier

_qui

_provoque la détente

_(voir

la

_fig.

_1).

B)

CHAMP

_{MAGNÉTIQUE. -}

Nous devons à M. le

professeur

Cotton d’avoir bien voulu étudier le

problème

de l’établissement d’un

_{champ magnétique}

uniforme de l’ordre de 16 000 _{gauss dans le}

_grand

volume

_occupé

_par notre

_appareil

Wilson

_(cylindre

de 18 cm de diamètre et de 11 cm de

_hauteur)

et

d’avoir mis à notre

_disposition

un local et les

géné-ratrices

_puissantes

nécessaires au Laboratoire du

Grand Electroaimant à Bellevue. Avec le concours

de M.

_Tsaï,

M. Cotton fit construire deux _grosses

bobines

_(fig.

₄₎

de 70 cm de diamètre

_extérieur,

22 cm

de diamètre intérieur et de 20 cm de hauteur.

_Chaque

bobine se _compose de 25

spires

des tubes creux en

laiton,

à section extérieure carrée. Le

_poids

de

_chaque

bobine,

y

compris

les

_flasques

et les

_ajutages

de

circulation

d’eau,

n’est que de 200

kg.

L’intervalle

entre les deux bobines

_placées

horizontalement l’une au-dessus de l’autre est de

_4,8

cm. Le faisceau

lumineux éclairant la chambre à détente est canalisé

horizontalement par les

flasques

entre les deux bo-bines. La résistance

_électrique

des bobines est de

1 ~40e

d’ohm. Les bobines

_peuvent

_supporter

d’une

façon permanente

une intensité maximum constante

de l’ordre de 8 000 A. Le

_champ

_magnétique

corres-pondant

dans le volume de la chambre à détente

Fig. 4.

il est nécessaire de faire circuler dans les

_spires

creuses un courant d’eau à 10

_kg

de

_pression

_pour éviter un

échauffement excessif des bobines. L’alimentation

des bobines est _{fournie par deux grosses}

généra-trices en série de

puissance

totale de 1 500 kW.

L’étude de l’intensité et de la distribution du

_champ

magnétique

dans le volume de la chambre ont été faites avec M. Tsaï à l’aide d’un fluxmètre et d’une

bobine étalonnée. Le

_champ

dans le volume considéré

est uniforme _{à 1 pour 100}

_près.

La détente étant effectuée à des intervalles de

l’ordre d’une

_minute,

nous n’établissions le courant

que

pendant

quelques

secondes. Le courant

commen-çait

à circuler

_quelques

secondes avant la

_détente,

un

_dispositif

_{automatique signalait}

_lorsque

la valeur du courant désirée était atteinte et l’on déclenchait

rapidement

l’appareil.

Le courant aussitôt

_après

était

_interrompu.

Dans toutes nos

_{expériences,}

la

fréquence

des détentes fut de 50 à _{75 par heure. Ce}

mode de fonctionnement avait

_l’avantage

d’être

économique,

les

_{génératrices}

ne débitant le courant

maximum que

pendant

peu de

temps

au cours de

chaque

série

_{d’expériences.}

3. Examen des

trajectoires

‘ de brouillard,. Nature et

_énergie

des

_particules.

- Les

parti-cules lourdes ionisées dont nous observons les

tra-jectoires

de brouillard subissent un ralentissement

progressif

en traversant _{le gaz de la} chambre. Les

projections

des

_trajectoires

sur la

_plaque

photogra-phique perpendiculaire

à la direction du

_champ

magnétique,

ne sont _{pas des} cercles comme dans le

cas des

_trajectoires

d’électrons

_rapides,

mais des

courbes dont le rayon de courbure _diminue

pro-gressivement

en

_{s’éloignant}

de la source.

_Supposons

la vitesse initiale

_{perpendiculaire}

à la direction du

champ

magnétique

et

_appliquons

les relations

semi-empiriques

entre _{le parcours} et la vitesse :

(k,

constante _pour un _gaz absorbant

_{donné ;}

_{m, e,} masse et

_charge

de la

_{particule ;}

_vo, vitesse initiale normale au

_champ;

_v, vitesse

_après

un _parcours

_r).

Au

_{point correspondant}

sur la

trajectoire,

on a :

(p,

rayon de

courbure ; Ha champ magnétique).

En éliminant v entre

₍₁₎

et

₍₂₎

on a la relation entre

vo et p pour diverses valeurs de r

Si l’on connaît la nature de la

_particule,

c’est-à-dire e et m, cette formule

_approchée

_{à J 5 pour} 100

près

dans le domaine des vitesses

_qui

nous

_intéresse,

permet

de déterminer vo mesurant r et le _rayon de courbure

_{correspondant}

_(1~

_peut

être calculée

_d’après

les

_tables,

connaissant la nature du _gaz et sa

_pression).

MESURE DES RAYONS DE COURBURE. - Le rayon

de courbure varie en

chaque point

de la

trajectoire.

Cependant,

pour des

particules

dont les parcours sont

au moins de l’ordre du diamètre de la chambre nous

confondons la

_trajectoire

de

_part

et d’autre du

_point

où l’on désire connaître p avec une

_petite

_portion

de cercle

_(1,

5 cm à 5 cm de

_base).

Le _rayon de

cour-bure moyen est mesuré sur cette base à l’aide d’un

appareil

à vis

_{micrométrique}

_permettant

la

détermi-nation de la flèche _{pour six}

_longueurs

de cordes

diffé-rentes

_(fig.

_5).

Dans la formule

_précédente

reliant la vitesse

ini-tiale et _{le rayon de} courbure avec la distance r entre

la cible et le

_point

où l’on mesure la

_flèche,

nous avons

supposé

que la vitesse initiale est

_{perpendiculaire}

à la

direction du

_{champ magnétique. Lorsqu’elle}

fait un

398

. Fig. 5.

projeté

sur le

_plan

normal au

_champ,

c’est-à-dire

sur la

plaque photographique,

est donné _{par :}

La

_longueur

de

_trajectoire

7m mesurée sur la

_plaque

est reliée à la

_longueur

_{effectivement parcourue par}

rm = r sin oc et

la formule

(3)

devient

Pour déterminer ce il est nécessaire

_d’employer

un

appareil

de

_prise

de vue

_{stéréoscopique. Cependant,}

dans nos

_expériences

les rayons sont canalisés dans

un _{cône peu} ouvert dont l’axe est

_{perpendiculaire}

au

_champ.

Nous n’avons examiné _{que les}

_trajectoires

dont la

_longueur

est

_supérieure

à la moitié du

dia-mètre de la chambre. La zone éclairée a une hauteur

de

_2,5

cm. On trouve ainsi la valeur minima de

ce = 800 _et de sin ce =

0,985.

L’erreur maxima

com-mise sur pm et rm en

_supposant

ce =

900,

pour tous les rayons observés avec un seul

_objectif,

ne

_dépasse

pas

1,5

pour 100.

Les mesures sont effectivement conduites de la

façon

suivante : on choisit sur une

_image

_agrandie

du cliché

_(environ

2 _{fois par}

_rapport

à la

_grandeur

naturelle)

un

_petit

_segment

de

_{trajectoire régulier}

et l’on mesure le rayon pm en le considérant comme

une

_portion

de cercle. La corde de cette

_portion

étant de l’ordre de

1,5

cm _{à 5 cm,} on admet que

l’énergie E

de la

_particule,

calculée

_d’après

correspond

au

_point

milieu de l’arc choisi. Si l’on

connaît la nature de la

_particule

on

_peut

calculer,

à

_partir

de ce

_point,

le _parcours restant

d’après

les tables.

On mesure, d’autre

part,

le _{parcours effectué}

"

jusqu’au point d’énergie E

soit ri. Le parcours total

rt =

(rr

1- ru)

permet

de calculer

_{l’énergie.}

initiale

Eo.

Cette mesure est contrôlée en la

_répétant

pour divers

points

de la

_trajectoire

et _pour des

_longueurs

de

, corde diif érentes. La

figure

6 montre un

exemple

de

/

détermination de

Eo

pour un

_proton.

Les erreurs ne

dépassent

pas 5

pour 100.

NATURE DE LA PARTICULE. - Si l’on s’est

trompé

sur la nature de la

_particule,

c’est-à-dire sur les

valeurs de e et m on constate _que les mesures de

_Eo,

pour diverses valeurs de rm, sont très différentes.

Les

_particules

lourdes ionisées émises lors des

réac-tions nucléaires _sont, dans la

_plupart

_{des cas, des}

protons

ou des hélions et

_parfois

des

_deutérons,

_plus

rarement

2 e

et

1H.

Considérons une

_trajectoire

incurvée dans le

_{champ magnétique}

H. Les rayons de

courbure

correspondant

à deux distances de la source

ri et _r2 satisfont aux relations :

On a, d’autre

part,

avec une assez bonne

approxi-mation,

d’après

la relation

_{semi-empirique}

parcours-vitesse

4 n2 A 2

De ces 4

_équations

il vient :

en

_{posant :}

On mesure K sur des

trajectoires

tracées par des

particules

connues, comme des

_protons

_par

_exemple.

Pour les

_protons,

deutons et hélions on aura

suc-cessivement

On voit

_qu’il

sera

_aisé,

_{par cette}

_méthode,

de

dis-tinguer

ces

_particules.

Les différences entre les A

sont très

_grandes

et

_{l’approximation}

sur les mesures

, ne

peut

pas

apporter

d’erreur sur la détermination

de la nature de la

_particule.

Nous

_signalons

que notre

_appareil

Wilson

_permet

d’étudier _{directement le parcours total des}

parti-cules

_observées,

celui-ci

_pouvant

être réduit à une

longueur

inférieure au diamètre de la chambre en

augmentant

la

_pression

_{du gaz.} Dans les

_expériences

décrites

_ci-après

nous n’avons _pas

_jugé

nécessaire d’utiliser cette méthode.

4. Etude de la réaction

15B

_{(oc, p)}

16C.

- Dans

la

_plupart

des recherches sur les

_particules

lourdes

ionisées émises lors des réactions

_nucléaires,

_l’énergie

des divers _{groupes de} ces

_particules

a été déduite des valeurs des parcours mesurés par la méthode

d’ab-sorption.

Lorsque

les intensités _{des groupes} sont

faibles,

les mesures _par cette méthode sont très

imprécises

et, d’autre

_part,

il est très difficile de

séparer

nettement _{les différents groupes,} car les

particules

de parcours

plus

long

se

_superposent

toujours

à _{celles de parcours}

_plus

court. En

_outre,

le caractère indirect de ces mesures

_implique

la

né-cessité d’introduire dans les calculs définitifs la

relation

_{parcours-énergie}

_pour

_chaque

sorte de

parti-cules,

ainsi que leur coefficient

_{d’absorption}

dans le corps absorbant choisi dont les valeurs ne sont

con-nues

_qu’avec

une

_précision

de l’ordre de 10 pour

100.

L’emploi

de la méthode Wilson avec

_champ

magné-tique

décrite ci-dessus nous a semblé

_préférable

pour ce _{genre de} recherches

(3 a).

L’étude de la réaction

1~B

_{(oc, p)}

13 C

a été

l’objet

de nombreux travaux

_(4).

La valeur de la masse de

16C

que l’on

peut

calculer à l’aide du bilan

énergé-tique

de la réaction était en désaccord avec la valeur

directe donnée _{par le}

_{spectrographe}

de masse et

avec celle _que l’on déduit d’autres réactions

nu-cléaires. C’est une des raisons

_qui

nous firent choisir

comme

_première

_application

de notre méthode

l’analyse

du

_spectre

des

_particules

_chargées

émises lors de la _{transmutation du bore par} les _rayons a.

On sait que la réaction

nucléaire :

donne naissance à

_plusieurs

_{groupes de}

_protons,

dont chacun

_correspond

à une certaine valeur de

_Q.

Au début on n’a observé que 4 _groupes

_protoniques

pour

lesquels

Paton

(5)

a calculé les valeurs

de Q

suivantes :

_{3,1 ; 0,35 ;}

_{- 0,78}

et

_{- 1,86}

MeV.

Confor-mément aux

_{prévisions théoriques}

la valeur maximum

de Q

mesurée doit être

_égale,

aux erreurs

d’expé-riences

_près,

à celle

_{déduite, d’après}

la réaction

_(1),

des masses exactes des _noyaux

_{réagissants.}

_Or,

le

Q

maximum donné par Paton étant

3,1

MeV

(6),

les valeurs calculées s’élèvent à

_{3,95 ;}

à

_4,3

ou à

4,77 MeV,

suivant que l’on choisit les valeurs des

masses déterminées _par

_Bainbridge

et Jordan

(7)@

par

Oliphant

(8)

ou _{par Aston}

_(9).

Ce désaccord fit penser

qu’un

autre _{groupe de}

_protons,

_d’énergie

d’environ

1 MeV

_plus

élevée _{que celle du groupe le}

_plus

éner-gique

observé,

avait

_échappé

aux

expérimentateurs

ou bien _que

_l’énergie

des

_protons

les

_{plus rapides}

était très notablement sous-estimée. En

_effet,

récem-ment Maier-Leibnitz et Maurer

_(1°)

ont observé un

groupe de

protons

correspondant

à Q

.--.

3,7 MeV,

valeur voisine du nombre

_théorique

déduit des

don-nées de

_Bainbridge

et Jordan.

Nous nous sommes attachés en

_premier

lieu à

vérifier ces

_résultats,

du moins en ce

_qui

concerne

les groupes de

plus

grande énergie.

L’installation de la chambre Wilson et des bobines

sans fer pour l’établissement d’un

_champ

magné-tique

de 16 000 _gauss environ a été décrite dans les

Fig. 7. ,

A. Source radioactive,.’ - B. Cible bombardée. - C. Écran

mobile. - D. Piston de la chambre à détente.

ainsi _{que la} source de

_particules

« à l’intérieur de la

chambre

_(fig.

7),

est _{constituée par} une couche de

bore finement

_pulvérisé

de

_3,4

cm

_équivalent

_d’air,

déposée

directement sur une feuille très mince de

mica,

légèrement

mouillée d’une

_goutte

de baume de Canada. Les _rayons « incidents étaient émis _par

une source de

polonium

de 84

millicuries,

_déposée

électrolytiquement

sur un

_disque

en

_argent

de 7 mm

de diamètre. Ce

_disque

était

_{disposé parallèlement}

et face à la cible et

_éloigné

d’elle de 1 mm

seu-lement. Les _rayons «

_{qui atteignent}

la cible de

bore

_ayant

subi une

_absorption

dans 1 mm d’air et

dans

_{0,94 mg/cm2}

de

_mica,

leur

_énergie

à la surface du bore est

_4,7

MeV.

Étant

données les conditions

_{géométriques}

du

dispositif,

seules les

_particules

_{émises par la} cible dans des directions faisant un

_{angle compris}

entre

00 et _~ 750 avec les _rayons « incidents étaient

obser-vables.

956

_trajectoires

ont été

_{photographiées}

et 286

ont _pu être mesurées. Pour 270 les variations du rayon de courbure le

long

de chacune des

trajec-toires

_indiquent

_que ce sont des

_protons

_qui

les

tra-cèrent. Pour 16 d’entre elles il en est différemment

et la nature des

_{particules qui}

les tracèrent sera

discutée

_plus

loin.

_Signalons

_que nous n’avons _pas

observé de

_trajectoire

incurvée dans le sens d’une

charge négative

ce

_qui

démontre

_qu’il

_y a

certai-nement moins d’un

_proton

_négatif

sur 1000

_protons

positifs

émis. L’émission de ces

particules,

dont

l’exis-tence est _peu

_{probable, pouvait}

être

_envisagée

lors

d’une réaction comme la suivante :

Nous avons _{mesuré par la} méthode

_déjà

décrite

l’énergie

initiale des

_protons

émis. La distribution

statistique

des

_énergies

des

_protons

est

_{représentée}

sur la

_figure

8.

_L’énergie

maximum mesurée est de

9,0 ~ 0,15

MeV. Nous avons calculé la valeur de

Q correspondant

à la réaction

₍₁₎

_par la formule :

i-E,,,

m,

_énergie

_cinétique

et nombre de masse de l’hélion

Ep, mp

--- - du

proton

mr nombre de masse du noyau formé

0

_angle

fait _{par le rayon} a et _{le rayon} H.

Dans le cas

_particulier

de la réaction

étudiée,

cette

formule devient :

Pour les

_protons

_d’énergie

maximum :

il vient :

valeur très voisine de celle que l’on déduit des valeurs

des masses données _par

_Oliphant

et

_supérieure

de

0,7

MeV à celle obtenue _{par Maier-Leibnitz par la} méthode

_{d’absorption.}

Le

_grand

nombre de rayons dont

l’énergie

est

inférieure à

_3,0

MeV

_s’explique

facilement si l’on

tient

compte

de

_{l’absorption}

dans la cible

_épaisse

et

aussi du fait

_qu’il

_y a dans la cible une

_petite

quan-tité de substances

_{hydrogénées}

_(baume

de

_Canada).

L’énergie

maximum des

_protons

_projetés

élastique-ment est dans nos

_{expériences 3,0}

MeV.

5.

_Analyse

du

_spectre

des

_protons

émis. - La

distribution

statistique

met nettement en évidence

plusieurs

groupes de

protons

dont

_{certains, grâce}

à la méthode

_employée,

sont bien

_séparés.

Ainsi entre

_6,5

et

_7,5

MeV nous n’observons aucun

_proton.

Si l’on veut

_{analyser plus}

en détail le

_spectre

des

groupes de

protons,

il faut tenir

_compte

de

l’élargisse-ment des raies du côté des basses

_énergies,

dû à la mauvaise

_géométrie

de

_{l’expérience imposée}

_par la

question

d’intensité. Cet

_{élargissement}

tient au fait

que nous

_employons

une cible

_épaisse

de

_laquelle

sortent des

_protons

de transmutation

_produit

_par des _rayons oc

d’énergies

diverses et sous des

_angles

variant entre - 75~ et

+ 75°. Nous devons tenir

compte,

d’une

_part,

de la

_transparence

de la barrière

d’énergie potentielle

pour

chaque

tranche fine de la

cible _et, d’autre

_part,

des conditions

_angulaires

d’émission et d’observation.

La courbe de

_transparence

dans le cas du bore a

l’allure de la

_figure

_{9 ;}

elle est calculée

_d’après

les

expressions

suivantes

_{(11) :}

Fig. 9.

Po - transparence == rapport

entre le nombre des rayons oc

qui

traversent la barrière et le nombre total de rayons

oc d’énergie

E, arrivant

directe-ment sur les noyaux

_(moment

de

quantité

de

mouvement l

_{nul ;}

on

néglige

l >

0).

Z, z

et

_{A, a -}

nombres

_atomiques

et nombres de

masses des noyaux

_{réagissants.}

B =

_énergie

maximum de la barrière.

Cette courbe montre _que seules les

_particules

dont

_l’énergie

est

_supérieure

à

_1,3

MeV traversent

la barrière dans une

_proportion

mesurable dans nos

expériences. L’élargissement

dû à la

_géométrie

du

dispositif

peut

être estimé _par des constructions

graphiques

d’ailleurs fort

_longues.

La source de

rayons oc est

_découpée

en

petites

surfaces

concen-triques d’égale

activité,

et l’on calcule la contribu-tion relative de

_{chaque portion}

_pour l’émission des

protons

dans de

_petits

intervalles

_d’angle

e

corres-pondant

chacun à des

_angles

solides

_égaux

d’irradia-tion de la cible. La

_{superposition}

des deux effets conduit aux estimations suivantes :

Le groupe de

protons

dont

_l’énergie

maximum

mesurée est 9 MeV doit s’étendre

_jusqu’à

_7,6

_:t

0,3

MeV

_(voir

la

_fig.

_10).

La distribution

_statistique

observée montre un _groupe de 17

_protons

dont les

énergies

sont

_comprises

entre 9 et

_7,5

MeV. Entre

7,5

MeV et

_6,5

MeV nous n’observons aucun

_proton.

La valeur

_6,5

MeV

_représente

_l’énergie

maximum

d’un autre _groupe

_auquel

_{correspond pour Q}

la valeur

_2,0

MeV. Ce _{groupe s’étend}

_jusqu’à

5 MeV

environ,

ce

_qui

s’accorde avec nos estimations

gra-phiques.

En

_définitive,

nous admettons l’existence

de deux groupes de

_protons

d’intensité

_comparable

correspondant

respectivement

à

_{Q1 -}

_{4,4 ~ 0,2}

et

Q2

=

2 ~

0,2.

MeV. Par _contre le

groupe Q

=

3,1

MeV

signalé

par divers auteurs nous

_paraît

_improbable.

En

_effet,

le calcul montre _{que les}

_énergies

des

_protons

de ce _groupe, s’il

_existe,

doivent s’étendre

notable-ment au-dessous de

_7,6

MeV. Or dans cette

_région

nous n’observons aucun

_proton,

cette absence ne

peut

vraisemblablement _pas être attribuée à une

fluctuation

_statistique.

Le _groupe

_{Q -}

_3,1

MeV a été déduit _par Paton de l’observation des

protons

de 95 cm _{de parcours}

émis dans la direction e = 800 _sous l’action des rayons

oc

_d’énergie

_8,6

MeV. En calculant _{pour les mêmes}

conditions le parcours maximum _{du groupe de}

pro-tons de

_{Ql -}

_4,4

MeV on trouve _{115 cm,} ce _groupe

pouvant

s’étaler

_jusqu’à

100 cm si l’on tient

_compte

Fig. 10.

équivalent).

Il est très

_probable

_que Paton n’a pas pu suivre ce _groupe au delà de 95 cm en raison de sa

faible intensité. Enfin Bothe et Maier Leibnitz

₍₁₂₎

n’ont _pu mettre en évidence des coïncidences entre

l’émission des

_protons

_{du groupe}

_{Q =}

_3,1

MeV et

les

_quanta

y

qui

auraient dû leur être associés.

La valeur maximum

_{de Q}

=

_3,7

MeV trouvée par

Maier-Leibnitz et Maurer

(13),

par la méthode

d’ab-sorption,

serait

_d’après

nos

expériences

encore

_trop

faible d’environ

_0,7

MeV.

_Ajoutons

_que Brubacker

et Pollard

₍₁₄₎

ont

_{signalé déjà}

un _{groupe de}

_protons

correspondant

à

_{Q =}

_4,7

J~

0,5

MeV,

valeur très

voisine de notre résultat. Mais ils attribuent à ce

groupe une

_probabilité

très faible.

Lorsqu’on

admet l’existence de _{deux groupes}

protoniques

de

_Q

=

2,0

et

4,4 MeV,

il faut s’attendre

à un _groupe de

_photons

associés à la transition entre

les deux états

_{correspondants}

_(normal

et

_excité)

de

1:C

et dont

_l’énergie

est de l’ordre de

_2,5

MeV.

Or,

effectivement la

_présence

d’un tel groupe de rayons y a été

_signalée

à

_{plusieurs reprises.}

Dans ces

conditions il faut chercher des coïncidences entre

les

_photons

et les

_protons

_{du groupe}

_Q2

=

2,0

et non

pas ceux du groupe

_{Q = 3,1}

MeV. La

_largeur

du

groupe

Qz

= 2 MeV s’étendant

jusqu’à

Ep

=

4,0 MeV,

il y a _{donc très peu} de

_protons

au delà de

_{5,75 MeV,}

valeur

_{représentant}

la limite inférieure de

_l’énergie

des

_protons

décelés dans le

_dispositif

de coïncidence

de Bothe et Maier-Leibnitz. Ce

_{qui expliquerait}

pourquoi

ces deux auteurs _{n’ont pas pu constater}

le

_couplage

_{(y, p)}

dans ce cas.

En ce

_qui

concerne encore les

_protons

_d’énergie

6,5

MeV,

il convient

_{d’ajouter qu’il}

est fort pro-bable

_qu’une

_partie

de ces

_protons

est due à la

trans-mutation par résonance avec des _rayons a de

2,3 MeV,

valeur très voisine de celle

_indiquée

_par

_Miller,

Dun-cansson et

_May

_(15).

Bothe et

_{Maier-Leibnitz, n’ayant}

_{pu mettre} en

évidence de coïncidence entre l’émission des

_protons

du _groupe

_Q

=

3,1

MeV et celle des

photons

corres-pondants,

avaient conclu à l’existence

_possible

d’un

état métastable de

1:C

de _{vie moyenne}

_supérieure

à

_{1 /1}

oooe sec.

_Or,

_d’après

la formule

_reportée

par Bethe

₍₁₆₎

pour une vie moyenne de l’ordre d’un millième de

seconde,

il faudrait un

changement

de

_spin

de 4 à 5.

Ce processus est extrêmement _peu

_probable,

même si la théorie n’est

_{approchée qu’à plusieurs}

ordres de

_grandeur.

Il nous semble _que notre

_{interprétation}

tenant

_compte

de l’existence d’un groupe

Q

= 2 et de

l’inexistence du groupe

Q

=

3,1

_est

plus

vraisemblable. Dans la

_région

des

_énergies

au-dessous de 5 MeV

les conditions

_{géométriques}

ne nous

_permettent

_pas

de

_distinguer

nettement _{les groupes} de

_protons.

Le nombre des

_particules

dans cette

_région

étant élevé

il serait

_possible

d’améliorer les conditions

géomé-triques

en vue d’étudier

_{spécialement}

cette

_région.

Nous admettrons dans cette

_région

les valeurs de

_Q

déterminées par les autres auteurs :

~=0,35 MeV ; (~=20130,78

MeV et

_~==20131,86

MeV. EMISSION DE DEUTÉRONS. -

_Signalons

_pour ter-miner ce

_chapitre

_que,

_parmi

l’ensemble des

trajec-toires

_{mesurées, quatre}

d’entre elles _{n’ont pas pu}

être tracées par des

protons

ni des hélions. La varia-tion du _{rayon de courbure pour} différents _parcours

montre

_qu’il

_s’agit

de deutérons dont les

_énergies

initiales sont distribuées entre 3 et

_3,8

MeV

_~1’).

Ces deutérons

_{correspondraient}

à la réaction :

prévue

par Francis Perrin

(18).

Pollard et Eaton

₍₁₉₎

avaient effectué des

re-cherches pour mettre en évidence l’émission de

deu-térons par cette réaction. Ils ont obtenu des résultats

négatifs.

Ils

_indiquaient

_que cette

_réaction,

si elle

peut

se

_produire,

doit s’effectuer avec un rendement

10 fois moins élevé que celle

qui

donne lieu à

Cliché C.

Clichés A, B et C = _Trajectoires Wilson des _protons émis lors de la i’éacliun

10 B

+4H e

-~

13 C +1H .

Incurvation produite par un _{champ magnétique} de 16 000 gauss. BIBLIOGRAPHIE

(1) P. KAPITZA, Proc. Roy. Soc., A, 1924, 105, 691; 1924, 106, 602.

(2) P. KUNZE, Z. _Physik, 1933, 80, 559; 1933, 83, 1; C. D.

AN-DERSON, Phys. Rev., 1933, 44, 406 ; 1934, 45, 498 ; P. M. S.

BLACKETT, Proc. _{Roy. Soc., A, 1936, 154, 564} et 573; L.

LEPRINCE-RINGUET, J. Phys. et _{Rad., 1936, 7, 67 ;} P. EHRENFEST jr., C. R., 1938, 206, 428.

(3) L. M. _MOTT-SMITH, Rev. Sc. Instr., 1934, 5, 346.

(3 a) F. JOLIOT et I. ZLOTOWSKI, C. R., 1938, 206, 750.

(4) W. BOTHE et H. _FRANZ, Z. _Physik, 1927, 43, 456 ; 1928,

49, 1 ; W. BOTHE, Z. _Physik, 1930, 63, 381 ; E. RUTHERFORD et J. CHADWICK, Phil. _{Mag (7), 1927, 4,} 605 ; H. MILLER, W. E. DUNCANSON et A. N. MAY, Proc. Cambr. Phil. Soc., 1934, 30, 549 ; E. R. PATON, Z. Physik, 1934, 90, 589.

(5) R. E. PATON, Phys. Rev., 1935, 47, 197.

(6) D’après le calcul de Bethe (voir M. S. LIVINGSTON et H. A.

BETHE, Rev. Mod. _{Phys., 1937, 9, 298)} cette valeur s’élève à 3,3

MeV.

(1) K. T. BAINBRIDGE et E. B. _{JORDAN, Phys. Rev., 1937, 51,}

384 et 385.

(8) M. L. E. OLIPHANT, Nature, 1936, 137, 396.

(9) F. W. ASTON, _Nature, 1936, 137, 357 et 613.

(10) H. MAIER-LEIBNITZ et W. MAURER, Z. Physik, 1937,

1017,

509.

(11) H. A. BETHE, Rev.

_Mod.

Phys., 1937, 9, 166 et 172.

(12) W. BOTHE et H. MAIER-LEIBNITZ, Z. Physik, 1937, 107, 513.

(13) H. MAIER-LEIBNITZ et W. MAURER, loc. cit.

(14) G. BRUBAKER et E. POLLARD. Phys. Rev., 1937, 51, 1013.

(15) H. MILLER, W. E. DUNCANSON et A. N. _MAY, Proc. Cambr. Phil. _Soc., 1934, 30, 549.

(16) H. A. BETHE, Rev. Mod. _{Phys., 1937, 9,} 226.

(17) I. _ZLOTOWSKI, C. R. 1938, 207, 148.

(18) F. PERRIN, C. _{R., 1932, 194,} 2211.