Étude des trajectoires à faible diffusion multiple au minimum d'ionisation, se trouvant dans les émulsions nucléaires

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Étude des trajectoires à faible diffusion multiple au

minimum d’ionisation, se trouvant dans les émulsions

nucléaires

Takashi Mikumo, Monique Maitrot

To cite this version:

BIBLIOGRAPHIE. [1] DE BROGLIE L. 2014 C. R. Acad. Sc., 1926, 183, 447; 1927), 184, 273; 1927, 185, 380; J. _{Physique Rad., 1927, 7,} 235. [2] DE BROGLIE L. - C. R. Acad. Sc., 1951, 233, 641 et 1013; 1952, 234, 265.

[3] DESTOUCHES J.-L. 2014 Corpuscules et systèmes de

cor-puscules,

Gauthier-Villars,

Paris, 1941; Principes fon-damentaux de _{Physique théorique,} Hermann, Paris, 1942, t. II.

DESTOUCHES-FÉVRIER P. - La structure des théories

physiques, Presses universitaires, Paris, 1951.

[4] DESTOUCHES-FÉVRIER P. - C. R. Acad. Sc., 1946, 222, 866. [5] DESTOUCHES-FÉVRIER P. - C. R. Acad. Sc., 1950, 230, 1742. [6] VISCONTI A. - C. R. Acad. Sc., 1950, 230, 1744. [7] DESTOUCHES-FÉVRIER P. - C. R. Acad. Sc., 1951, 233, 604. [8] GUY R. - C. R. Acad. Sc., 1951, 233, 288; 1952, 234, 918. [9] DESTOUCHES-FÉVRIER P. - La structure des théories

physiques, Presses universitaires, Paris, p. 288-292.

ÉTUDE

DES TRAJECTOIRES A FAIBLE DIFFUSION MULTIPLE AU MINIMUM

D’IONISATION,

SE TROUVANT DANS LES

ÉMULSIONS

NUCLÉAIRES

Par TAKASHI MIKUMO et Mlle MONIQUE MAITROT. Institut de _{Physique atomique (Lyon).}

Sommaire. -

Après une revue _{bibliographique rapide} des différentes méthodes _susceptibles de permettre l’identification des traces tendues au minimum d’ionisation, on a étudié le _{spectre d’énergie} des traces _cosmiques au niveau de la mer trouvées dans les plaques G5 de 200 03BC. d’épaisseur déve-loppées 10 à 20 _{jours après} leur fabrication. Ce _{spectre d’énergie} est différent dans les _plaques à « grande densité de traces » et dans les _plaques « à faible densité de traces ». Dans le premier cas, on a proba-blement une _majorité d’électrons _provenant de _{gerbes cascades,} dans le deuxième une _majorité de mésons; dans le but d’identifier individuellement _chaque trace d’électron, on a _essayé de mettre en évidence une différence _d’énergie entre les deux extrémités des traces.

LE JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM. TOME _{1 H,} DÉCEMBRE _19~2, PAGE 609.

Introduction. -

Ayant

l’intention

_{d’appliquer}

la

technique

des

_plaques

nucléaires à l’étude de la

désintégration

des radioéléments

_~,

nous avons tout

d’abord examiné des

_plaques

nucléaires Ilford

_G.,

exposées

ou non dans le

_{spectrographe magnétique,}

au

_point

de vue de leur distorsion

éventuelle,

du

nombre de traces «

_parasites

» _que l’on

_peut

relever

dans ces

_plaques

et de la mise au

_point

de

_procédés

de mesure

_angulaire.

Nous avons été amenés à étudier

ainsi,

en

parti-culier,

les traces

_cosmiques

de haute

_énergie.

Dans l’émulsion Ilford

_Gg

sensible aux

_électrons,

les

particules

chargées

de

_{grande énergie}

ont des traces dont les

_{caractéristiques}

sont les suivantes

_{(cliché i) :}

1 °

_Quasi

_{rectilignes :}

leur

_longueur

atteint

_parfois

quelques

centimètres dans une émulsion de _{200 03BC}

d’épaisseur ;

elles

_présentent,

en

_général,

_{peu de}

diffu-sion

_multiple;

elles ne se terminent

_jamais

dans

l’ émulsion ;

2° Peu de

_pouvoir

ionisant : ces traces sont _presque

au minimum

d’ionisation;

Absence de

_phénomènes

secondaires;

Pas de

_changement

de densité de

_grains

extrémité à l’autre de la trace.

Des

_trajectoires

de mêmes

_{caractéristiques}

ont été

remarquées,

mais non

_étudiées,

_{spécialement}

_par

certains auteurs

_qui

ont attribué ces traces à des mésons ou des électrons de

grande

énergie.

Cliché 1.

d

Cliché I.

Des

_{caractéristiques précédentes,}

on

_peut

déduire que ces

_particules

ont une seule

_charge

et un

_grand

pouvoir

de

_{pénétration,}

elles ne

_perdent

_{que peu}

d’énergie

au cours de leur passage dans l’émulsion.

Nous avons tout d’abord fait la

_statistique

du nombre de ces traces _par

_{champ (de}

diamètre 100

;J),

puis

nous avons

_essayé

de les identifier.

Identification des

_particules.

- Pour connaître

la masse et

_l’énergie

d’une

_particule

_ayant

traversé

une émulsion

_{photographique,}

on

_peut

utiliser les

méthodes suivantes

_(Occhialini,

_{etc.) :}

I° Parcours résiduel dans

une

émulsion;

2° Densité de

grains

(nombre

de

_grains

par unité de

_longueur);

3°

_Angle

_{de diffusion pour} une

_longueur

variable de « cellule _»;

4°

Nombre de

_{rayons 6}

émis par unité de

longueur;

5° Déviation de la

_particule

dans un

_champ

magné-tique,

soit dans l’émulsion

elle-même,

soit dans le milieu gazeux

séparant

deux émulsions.

Chaque

méthode fournit la valeur de

_l’énergie

ou

de la vitesse de la

_particule;

la combinaison de deux

. méthodes

quelconques

donnant la masse.

Pour identifier des

_particules

dont les

caracté-ristiques

sont celles

_qui

ont été définies

_plus

haut,

les seules méthodes utilisées en

_pratique

_par les différents auteurs sont les méthodes 2~ et 3°.

Densité de

_grains.

-

Quand

une

_particule

chargée

traverse une émulsion

_{photographique,}

elle ionise des

_grains

_d’argent

le

_long

de sa

_trajectoire

et

_perd

ainsi une fraction de son

_{énergie cinétique.}

Soit une

_particule

de vitesses v, dN le nombre de

grains

ionisés dans l’intervalle dx. En

_supposant

que la densité de

grains

soit

uniquement

une

fonc-tion de la vitesse de la

_particule

et de sa

_charge,

mais non de sa masse, on obtient

_(ci.

f ormule de Bloch sur la

_{perte d’énergie}

_par

_{collisions) :}

où Ze est la

_charge

de la

_particule.

La formule

₍₁₎

est basée sur

_{l’hypothèse}

_que la densité de

_grains

est

_{proportionnelle}

à

_{l’ionisation,}

celle-ci étant la seule cause de la

_perte

totale

_{d’ énergie}

due à l’interaction de la

_particule

ionisante avec

l’émulsion.

_Cependant,

les résultats

_{d’expériences}

récentes montrent _{que, dans la}

_région

relativiste,

la densité de

_grains

ne

_change

_plus

dans la limite des erreurs

_{expérimentales,}

_{bien que la théorie}

indique

une

_augmentation

considérable de la

_perte

d’énergie (Occhialini 1950;

Fowler

_1950,

Camérini

et

al.,

i 95o),

D’abord,

il n’est pas certain que la densité de

grains

soit

_{proportionnelle}

à l’ionisation

_(Ross

et Jazac,

Surtout,

la

_particule

_peut

_perdre

son

_énergie

_par

un autre _{mécanisme que la}

_simple

ionisation

_(ou

autres causes de transfert direct

_d’énergie

_par

colli-sion) :

la

particule

déviée _par le

_champ

des atomes est accélérée et émet une radiation continue de

rayons X

(Bren1strahlung).

La

_perte

totale

_d’énergie

est alors

Or,

( 2013 2013 )

est _{donné par la formule de} Bethe-dx

Bloch basée sur le modèle d’atome de Thomas-Fermi

en

_négligeant

l’effet de

polarisation :

ois

N,

nombre _{d’atomes par gramme;}

_Z,

nombre

atomique

de la matière

traversée;

z,

charge

de la

_particule;

IZ,

énergie

moyenne d’ionisation des atomes de la matière 1 =

_{~3,~ eV;}

W max,

énergie

maximum transférable _{par collision} de la

_particule

à un électron libre.

Si

_{l’énergie perdue}

_par radiation est _{faible par}

rapport

à

_{l’énergie perdue}

_par

_collision,

on

_peut

tirer,

en

_première

_{approximation,}

-y-

_[éq.

_(1)]

à

partir

de

_(3).

Dans la

_région

des faibles

_énergies,

les

_pertes

diminuent

_{rapidement quand l’énergie}

augmente,

pour atteindre une _{valeur minimum pour} une

_énergie

de l’ordre de 2m c2. Elles

_augmentent

ensuite

_légèrement

avec

_{l’énergie.}

La

_perte

_d’énergie

_{par radiation} est donnée _par

où N = nombre

d’atomes par centimètre

cube,

section efficace d’ émission d’un

_quantum

W

dans *

Cas extrême relatïviste :

où

Elle est

_{proportionnelle}

à

_l’énergie

initiale de la

particule,

à Z2 et à Pour les

_{particules plus}

in

lourdes que

l’électron,

pour les mésons et, à

plus

forte raison pour les

protons, ( - dE

dx

est

les électrons de

_{grande énergie,}

c’est l’inverse

_qui

se

produit,

surtout si la matière traversée a un nombre

atomique

grand.

Mais

l’énergie

perdue

par radiation ne rend pas

les

_{grains développables :}

d’autre

_part,

la différence

d’énergie

entre les deux extrémités d’une trace n’est pas suffisante pour que la densité de

grains

varie d’une manière

_{appréciable,}

ce

_qui

aurait pu

_permettre

d’identifier les électrons de

_{grande énergie.}

Comme nous l’avons vu,

_{l’ équation (3)}

a été

obtenue en

_négligeant

l’effet de

polarisation

du milieu traversé. Cette

_équation

_{n’est’ valable que} pour une

_énergie

inférieure à celle du minimum

d’ionisation. Fermi

_{(Ig3g-Ig4a), Halpern}

et Hall ont amélioré

_{l’équation}

de Bethe-Bloch

à

_partir

de la théorie

_classique;

Bohr

_(igfi8)

et

Schonberg

à

_partir

de la _théorie

quan-tique.

Ces derniers auteurs ont montré

_que

la radiation de Cerenkov

_{(radiation électromagnétique}

_{émise par}

une

_particule

_chargée

et non accélérée traversant un milieu

_matériel)

était seule

_responsable

de

l’aug-mentation des

_pertes

_d’énergie

_{par collisions à} une distance

_supérieure

au _rayon des

atomes,

soit 0-8 cm dans la

_région

relativiste

_[ci.

calculs

_{approximatifs}

de Janssens et

_{Huybrechts (1951)}

_{pour des}

cristaux

de bromure

_d’argent

et

_plusieurs

valeurs de

_l’énergie

de la

_{particule incidente].}

Sans entrer dans les

détails,

il faut

_ajouter

que la radiation de Cerenkov est très _{peu absorbée par les}

grains

situés

_près

de la

_trajectoire

de la

_particule

et,

en

_’pratique,

ne contribue pas à la formation de

grains

développables.

Il y a donc un accroissement

des

_pertes

_d’énergie

sans un accroissement

_parallèle

de la densité de

_grains

et c’est bien ce _{que l’on}

observe dans la

_région

relativiste.

GoIdschmidt-CIermont a donné des courbes

théo-riques

reliant l’ionisation et

_l’angle

_moyen de diffu-sion par cellule de 100 03BC pour les

électrons,

les mésons 7:

_{et p}

et les

_protons.

Dans la

_région

des

énergies

supérieures

à 3oo

MeV,

on voit _que

l’ioni-sation serait

_légèrement

inférieure _{pour les}

_protons

et _{mésons que pour les électrons} et certains auteurs ont

_essayé,

_par ce _moyen, de

_distinguer

ces deux

sortes de

_particules.

Nous _{n’avons pu utiliser ici cette}

_méthode,

_qui

est _{valable pour} des traces

_{contemporaines}

situées

dans une même

_région

d’une

_plaque.

Il

_peut

_{y avoir} ici un effet de

_fading

considérable.

_Cependant,

si

l’énergie perdue

par radiation entre les deux extré-mités d’une même trace est _{insuffisante pour faire}

apparaître

une différence de densité de

_grains,

les

méthodes d’identification basées sur la mesure de

la diffusion

_risquent

d’être,

par contre,

beaucoup

plus

efficaces,

Diffusion

_multiple.

- La mesure de

l’énergie

à

_partir

de

_l’angle

de diffusion

_multiple

est la

_plus

précise

de toutes les méthodes de mesure. _{Il y} a

une abondante

_{bibliographie}

sur la théorie et

l’appli-cation de cette méthode

_qui

est la

_plus

couramment

employée

pour les électrons et les

particules près

du minimum d’ionisation.

Lorsqu’une particule chargée

traverse un milieu

matériel,

elle subit un

_grand

nombre de

_petites

déviations par collisions

élastiques

avec les atomes

composant

le milieu et il en résulte une certaine

déviation totale.

Williams a calculé la

_probabilité

de

la _{déviation subie par} une

_particule

_{chargée [charge ze,}

vitesse c,

_{énergie cinétique}

E,

traversant une

épais-seur t d’un milieu matériel

_{(numéro atomique}

Z,

contenant

_{atomes /cm3)]}

dans deux cas extrêmes :

h,

constante de Planck

_{(cas classique)}

et _y«I 1

(approximation

de

_Born).

Son calcul

_comprend

deux

parties :

1 °

_probabilité

de déviation

_produite

par

chaque

collision en

admet-tant le modèle d’atome de

Thomas-Fermi;

20 calcul

statistique

de la déviation totale

_(en

supposant

la

diffusion nucléaire

_petite

_par

_rapport

à la diffusion

coulombienne).

Quand

0 est

_petit,

la distribution

des

_angles

est

_{approximativement gaussienne}

et si 0 est

_grand,

la formule donnant la diffusion se

rap-proche

de celle de Rutherford.

Williams a obtenu une formule donnant la

dévia-tion résultante 0 à

_partir

de la fonction de distri-bution de

_l’angle

de déviation

où

On

voit,

_d’après

cette

formule,

que la déviation résultante est

p,

quantité

de mouvement de la

particule;

p~c

=

E,

dans le _cas extrême relativiste.

Williams a établi sa théorie à

_{partir d’expériences}

faites avec chambres de Wilson. Bose et

Chow-dhury ( gC41)

ont montré la

_{possibilité d’appliquer}

la même théorie aux émulsions

_{photographiques}

et ont

ainsi pu faire une estimation de

_l’énergie

des par-ticules

_{cosmiques chargées}

et

_rapides.

Ces travaux sont à la hase de la méthode

_{fréquemment appliquée}

aujourd’hui.

La théorie de Williams a été améliorée _par

plu-sieurs auteurs : Goudsmit et Saunderson

_{(i 94o),}

Rossi et Greisen Molière

_{(1 94;-1 9~8),}

_Snyder

et Scott Molière a obtenu une formule

valable non seulement dans les cas

_extrêmes,

mais

aussi dans la

_région

intermédiaire avec une

D’après

toutes ces

_théories,

on

_peut

_poser

où K est

_désignée

sous le nom de constante de

diffu-sion ;

K n’est _{pas strictement constante,} mais varie avec la

_composition

du milieu

traversé,

_l’énergie

de la

_particule

incidente et la

_longueur

de « cellule »

utilisée. Corson

_(IgJI),

_Bosley.

et Muirhead ont donné des courbes de variation de K en fonction de E et de

_{l’épaisseur}

traversée t. Pour une

_énergie

supérieure

à

_Iomec2,

K atteint un

_plateau

et

devient,

pour 1

donnée,

presque

indépendant

de E.

Des différentes méthodes de mesure de

_l’angle

de diffusion. - Différentes méthodes

permettent

d’obtenir une valeur

_{expérimentale}

de

_l’angle

de

diffusion.

io Méthode

_{tangentielle.}

- On mesure les

angles

entre

_tangentes

successives menées à la trace en des

points

régulièrement

espacés

d’une

longueur

de cellule variant avec

l’énergie

de la

_particule

et la

longueur

totale de trace dont on

_dispose.

Cette méthode a été

_employée

_par

Goldschmidt-Clermont

_{(I g5o)}

et Levi-Setti

_(ig5i).

Elle

_présente

un net

_désavantage

_par

_rapport

aux

méthodes suivantes : il

est,

en

_{eff ets}

_presque

impos-sible de mener une

_tangente

à une

_trajectoire

formée de

_points

discontinus et de se faire une idée

_précise

de l’erreur

_commise,

erreur assez

_subjective

et

pouvant

varier d’un

_{expérimentateur}

à l’autre.

2° Masure des

_angles

_{successi f s}

entre cordes.

-Il

_s’agit

_ici,

non

_{plus d’ajuster}

le fil du réticule

sur une

_portion

entière d’une

trace,

en réalisant ce

but de la meilleure manière

_possible,

mais de faire passer le fil par le centre de deux

_grains

situés aux

deux extrémités de la

cellule,

ce

_qui

est bien moins

subj ectif.

Si

_6tg

est

_l’angle

_moyen entre

_tangentes

succes-sives et

_l’angle

entre

_cordes,

on a

On

_peut

_augmenter

la

_{précision statistique}

de ces mesures

_(bien

_que dans une assez faible

_proportion)

en utilisant

plusieurs

_longueurs

de cellules ou bien

par des méthodes de « chevauchements ».

30 1B-1 éthode des coordonnées de Fowler

_(Fowler,

- Cette méthode est

plus précise

que les

précédentes,

bien

_qu’elle

soit tout à fait

_analogue

en théorie à la mesure des

_angles

successifs entre

cordes. Elle

_exige,

_par contre, que l’on rende tout d’abord la trace

_parallèle

à la direction cin

mou-vement de la

_{platine :}

on _pourra, à ce moment, mesurer au _moyen d’un

objectif micrométrique

et avec une

_précision

_pouvant

_dépasser

le dixième de

micron,

les abscisses des

_points

_séparés,

comme dans les méthodes

_{précédentes,}

_{par des}

longueurs

de cellules variables. On forme les différences secondes entre ces

abscisses,

puis

à l’aide de différentes méthodes

_{statistiques,}

on en déduit

Ose

(ci.

d’Es-pagnat, I9J~2 ~ Menon-Rochat,

ig5i).

On pose, par

exemple,

ce

_qui

revient à calculer les

_angles

Oi

entre cordes

si s est la

_longueur

de cellule utilisée

(d’Espagnat,

Comme dans les méthodes

_{précédentes,}

on

_peut

utiliser

_plusieurs

longueurs

de

_cellules,

ou des

cellules se chevauchant : il est

_{généralement}

préfé-rable,

si la

_longueur

de la trace _{n’est pas suffisante} pour fournir une valeur de

l’énergie

assez

_approchée,

d’utiliser la .méthode des centres de

_gravité

de

Molière

_(d’après

_{d’Espagnat).}

On mesure _pour cela l’abscisse de tous les

_grains

de la

trace,

ou tout au moins d’un

_grand

nombre d’entre eux. On

_prend

alors une abscisse moyenne

pour le centre de

gravité

de la cellule

(milieu

de

celle-ci)

en _{effectuant la moyenne}

_{arithmétique}

des

abscisses des différents

_points.

Ces différentes

_méthodes

sont

_longues,

mais très

précises,

la limite de

_l’énergie

mesurable

_risquant

d’être due aux déformations

_diverses,

tant de la

géla-tine que des

_{déplacements}

de la

_platine.

Cette

_énergie

limite est de l’ordre de

_plusieurs

milliers de MeV.

La méthode des coordonnées sous ses diverses

formes est donc

_plus

_précise

_{que les}

_{précédentes;}

cependant,

elle est _peu commode dans le cas des

traces tendues isolées au minimum d’ionisation _pour

la raison suivante : il

est,

en

_effet,

nécessaire de

tourner les

_plaques

à la main sur la

_platine

du micro-scope, de manière à amener les traces à être

paral-lèles au

_déplacement

de la

_{platine :}

ceci est aisé s’il

s’agit

d’un

_{phénomène qui}

« tranche » sur l’ensemble

des traces de la

_plaque,

_par

_exemple

une étoile

cosmique,

ou la

désintégration

d’un méson T ou

même une trace fortement ionisée.

Mais,

quand

il

s’agit

d’une trace tendue isolée au minimum

d’ioni-sation,

il faut

_déjà

un certain entraînement pour

l’apercevoir

avec un

_objectif

de fort

_{grossissement}

parce

qu’elle

se trouve

_parmi

un ensemble de traces d’électrons mous et un certain fond de

_grains

déve-loppés.

En

_fait,

on a de

grandes

chances de ne

pouvoir

la retrouver

_après

avoir fait tourner la

plaque

de

l’angle

désiré.

C’est

_pourquoi

nous utilisons

_{présentement}

une

surplatine

tournante,

qui

doit nous

_permettre

d’amé-liorer considérablement les résultats

_{(cliché 9,).}

Celle-ci est basée sur le

_principe

suivant :

Soit la

_{surplatine P,}

circulaire,

pouvant

tourner d’un

_angle

_repérable

autour de son centre 0

_(on

_peut,

par

exemple,

l’astreindre à tourner à l’intérieur d’une

Un évide la

_platine

_P2

et la

_plaque

nucléaire est

placée

dans un

_support

_qui

_peut

se

_déplacer

_par

rapport

à deux axes de coordonnées

_{rectangulaires}

solidaires de

On _pose cette

_surplatine

tournante sur la

pla-tine

_Pl

du

_{microscope :}

on fixe C de telle sorte _que pour une

_position

donnée

de

_P1,

l’axe

_optique

du

microscope

passe bien par le centre 0 de

_P2.

On centre

d’abord

_{grossièrement P2}

en utilisant un

_objectif

de faible

_{grossissement}

et en faisant tourner celle-ci :

un

_point

de la

plaque photographique

situé au

centre du

_champ

de l’oculaire doit tourner sur

lui-même. On

_augmente

ensuite la

_précision

de ce

réglage

avec des

objectifs

de

plus

en

_plus

_{grossissants.}

Quand

la

_platine

est bien

centrée,

on

_peut,

au _moyen

de deux

_{déplacements}

_{micrométriques}

perpendicu-laires,

chercher et

_repérer

les traces intéressantes.

On fait alors tourner la

_platine

_P2

de telle sorte _que

la trace devienne

_parallèle

au

_déplacement

de la

platine

du

_microscope.

A ce _moment, on

_peut

appli-quer sans difficulté la méthode de Fowler ou les

méthodes

_qui

en sont

dérivées,

en _mesurant, au

moyen d’un

objectif micrométrique (M),

les abscisses successives des

_grains

de la trace et l’on obtient la valeur des flèches successives en formant les diffé-rences secondes.

Erreurs commises sur les résultats. - Les

résultats

_ci-après

ont été obtenus

_{principalement}

en

utilisant les deux

_premières

méthodes.

En

_appliquant

la méthode

tangentielle,

l’erreur de

mesure totale est,

d’après

Goldschmidt-Clermont

ésale à

£1 étant l’erreur d’observation commise en

_ajustant

.

l’image

du réticule sur la trace : cette erreur

_dépend

du nombre et de la dimension des

_grains

et de l’habileté de

_{l’expérimentateur;}

elle diminue si la

longueur

de cellule s’accroît et

_également

en

répé-tant les mesures

(on

_peut

_{remarquer que la}

distri-bution

_{de si}

est

_gaussienne,

contrairement à la fausse diffusion

_drovoquée

_{par la}

_distorsion).

S, est l’erreur due à la distribution non

_symétrique

des

grains

le

_long

de la

_trajectoire

vraie de la

pa.r-ticule ;

la valeur _moyenne

_{de E2}

est

_{proportionnelle}

r étant la distance _{moyenne des}

_grains

_développés

à la

_trajectoire

vraie,

d la densité des

_grains

et s la

longueur

de cellule. Pour des cellules de 100 à 200 _~u,

est

égal

à une fraction de minute

_et,

en

_pratique,

négligeable.

ê3 est

due

à des

imperfections

dans le mouvement de la

_platine

du

microscope,

mais cette troisième

cause d’erreur est

_plus

_petite

que les

précédentes

et n’intervient que pour les traces de

_{plus grande}

énergie.

Pour obtenir la valeur de la fausse diffusion

totale,

on

_peut

mesurer la déviation

_apparente

des traces de

_plus

_grande

_{énergie :}

nous n’avons pu la réduire _{à moins de 5’ d’arc par cellule de} i oo _~..

Erreur

_{géométrique.}

- Elle résulte de

l’adou-cissement de la

diffusion,

adoucissement

_provoqué

par

l’approximation

de

portions

successives de

tra-jectoires

à des

_lignes

droites. On commet une erreur en moins que G ol dschmi dt- Clermont évalue à

quelques

pour-cent.

Erreur locale. - La distribution des

angles

de diffusion n’est pas

gaussienne :

elle ressemble seule-ment à une distribution

_gaussienne

à

_laquelle

on aurait

_ajouté

une _queue, la

_fréquence

des

_{grands ,}

angles

de diffusion étant

_plus

élevée que ne le

voudrait une distribution

_gaussienne.

C’est

_pourquoi

on laisse de côté tous les

_{angles supérieurs}

à

_quatre

fois la valeur

_{arithmétique}

_moyenne de

_l’angle

de

diffusion : c’est la

_règle

du « cut-off ».

D’autre

part,

on

_remplace

dans la formule de

1

Molière la racine des carrés moyens par

2

fois la valeur _{de la moyenne}

_{arithmétique.}

0,54 Dans ces

_conditions,

l’erreur

_statistique

est

""T-où N est le nombre de cellules utilisées.

D’après

Goldschmidt-Clermont,

l’erreur totale est alors

_(erreur

sur

_{l’adoucissement)}

0 étant l’erreur totale de mesure et la valeur

Ayant

ainsi ohtenu la valeur de 0 pour une lon- 1 gueur de cellule déterminée 1, on aura ;

le

facteur £

_provenant

de

_{l’application}

de la

0,91

règle

du « _{cut-off »,} et

2013-

provenant

de l’adou-0,9) cissement.

0,96

On devra choisir une

_longueur

de cellule telle

que E soit

petit

par

rapport

à

_6exp,

_égal,

_par

_exemple,

au

1

Il faudra trouver un

_compromis

_et, dans 4

chaque

cas, chercher la

longueur

de cellule

_optimum

qui

rende minimum l’erreur totale.

En

_{appliquant la}

méthode

_angulaire

sur les _cordes, les erreurs commises sont les suivantes :

io Erreur commise en

_ajustant

le fil du réticule

sur deux

_grains

situés aux extrémités de la cellule :

pour des traces d’une

énergie

donnée,

cette erreur

est inversement

_{proportionnelle}

à la

_longueur

de la cellule. C’est l’erreur la

_{plus importante.}

20 Erreur due au mouvement de la

_{platine (erreur}

faible,

en

_général).

3~ Erreur due à la distribution des

_{grains :}

c’est aussi une des erreurs les

_{plus importantes;}

on

_peut

la réduire en considérant le centre de

_gravité

de

plusieurs

grains,

mais alors on retombe sur

l’incon-vénient de la méthode

_{tangentielle,}

car l’erreur du 10

ne

_{peut plus}

se chiffrer d’une manière

_précise.

L’erreur

_{statistique s’ajoute}

naturellement,

comme dans le cas

_précédent,

à ces diverses sortes d’erreurs.

On a un _{résultat meilleur que}

_{précédemment}

avec une limite d’erreur

_plus

_sûre,

surtout pour les traces

assez _peu

_énergiques

~

_30’).

Cette méthode est

plus rapide

que la méthode

tangentielle.

L’erreur commise en

_pratique

sur une trace

de 5 mm de

_longueur

dont

_6exp

est de l’ordre

de 40’

est de o _pour i oo environ et sur une trace de même

_longueur

dont

_l’angle

_{de diffusion pour i oou} est de l’ordre de

8’,

elle est de 3o

à Qo

pour 100

environ.

Résultat des

_{expériences.}

- Les

figures

i

représentent

la distribution en

_énergie

des

par-ticules étudiées

_{(ou plutôt}

de la valeur du pro-duit La

_figure

_représente

cette distribution

pour deux

plaques

nucléaires renfermant un

_grand

nombre de traces

_(deux

_{traces par}

_champ

_{de ioo p}

de

_diamètre),

la

figure

i b

_représente

la même distri-bution _{pour deux}

_plaques

de faible densité de traces

(0,02

trace par

champ).

Les

_figures

I ne contiennent

pas toutes les

trajectoires

étudiées;

certaines ont,

en _effet, une diffusion non mesurable avec la méthode

_employée.

D’autre

_part,

la courbe de

répartition

a été faite _pour l’ensemble des

par-ticules,

quelle

que soit leur nature,

qui

ont

impres-sionné l’émulsion. La densité de

_grains

de toutes

ces

_trajectoires

est

_comprise

entre 30

et 45

grains

par

(c f .

cliché

i).

Ces

_particules

se trouvent dans la

_région

où les courbes de Goldschmidt-Clermont et de Fowler

₍₁

_95o)

représentant

la variation de

_l’angle

_{moyen de} diffu-sion en fonction de l’ionisation pour les électrons et les mésons 7r

_{et i-t}

se

croisent,

on ne

_peut

donc les

identifier

_d’après

leur

_angle

de diffusion et leur densité de

_grains.

Distorsion. -

Bien que l’on ait

pris

toutes les

précautions requises

par les différents auteurs pour

un

_{développement}

correct des

_plaques,

on constate

qu’une

certaine

_proportion

de

_trajectoires

pré-sentent un certain

_degré

de distorsion : cette

pro-portion

varie suivant les

_plaques,

sans _que

l’on

soit

jamais

assuré

_qu’elle

est entièrement

négligeable.

Contrairement à

_l’opinion

de nombreux auteurs,

cette distorsion

_peut

être

_importante,

même dans des

_régions

situées au milieu de la

_plaque

(Gold-schmidt-Clermont,

g5o).

ha distorsion

_peut

être

_générale,

toutes les traces d’une même

_plaque

en étant affectées et d’une

manière

comparable.

Mais,

le

_plus

souvent,

il

_s’agit

de distorsion locale : on

_peut

trouver, dans une

même

_plaque,

des traces de i à 2 cm de

_longueur

traces

_présentant

des

_signes

non douteux (le distor-sion.

Parfois,

il est facile de mettre en évidence ce

phénomène,

les traces

_ayant

alors un

_aspect

tout à fait

_{caractéristique :}

courbure

_régulière

en

_C,

_rayon

de courbure bien constant

_{(ou quelquefois}

courbure

en

_S).

Souvent,

la distorsion est

_beaucoup

moins

régu-lière et

_apparente;

nous avons utilisé

quelques

cri-tères très

_simples

_pour la mettre en évidence.

Une valeur très différente de

_l’énergie

déduite de la diffusion

_multiple

entre les deux extrémités ou

entre des sections suffisamment

_longues

d’une trace

peut

constituer un indice de distorsion. Plus

géné-ralement,

les différents

_angles

Oi

entre

_tangentes

(ou

les différentes valeurs des

_flèches)

doivent se

ranger,

après application

de la

_règle

du « eut-off _»,

sur une courbe

_gaussienne,

_{tandis que les}

_angles

successifs mesurés sur une trace affectée de distorsion

sont

_{quelconques :}

_cependant,

on

_peut

être

_gêné,

pour

appliquer

cette

_règle,

_{par la}

_trop

faible lon-gueur de trace observée

_(on

ne _pourra savoir s’il

s’agit

d’erreur

_statistique

ou de

distorsion).

L’élimination de la distorsion est

_possible

dans certains cas; s’il

_s’agit

d’une distorsion

_générale

et

régulière,

ou du moins lentement variable dans une

_région

assez étendue d’une

_plaque

et _que celle-ci

_présente

une densité suffisante de

traces,

on

_peut

_appliquer

la méthode de

_Cosyns

et

Vander-haegue

Si la distorsion est locale et

_régulière,

certaines méthodes

_permettent

de l’éliminer : la

_plus

_simple

consiste évidemment à calculer

_l’angle

de courbure par cellule à

partir

de la déviation totale et à le

soustraire de

_l’angle

de diffusion

apparente.

Les

méthodes de calcul

_statistique

_{de q données par}

d’Espagnat

(1952)

sont

_{plus rapides}

et

_précises.

Elles

_supposent

seulement des déformations lentes et connues.

Dans tous les autres cas, on devra laisser de côté les

_trajectoires

ou

_portions

de

_trajectoires

_suspectes.

Cependant, malgré

les

_précautions

_que nous avons

prises,

il est

_possible

_que l’erreur due à la distorsion diminue dans nos résultats la valeur de

_l’énergie

(surtout

dans le cas des

_particules

de

_{grande énergie).}

Discussion

_{(c f .}

Heitler,

1944; Janossy, I g5o).

-Les

_plaques

_G5

utilisées ont été

_{développées}

o à 20

_{jours après}

leur fabrication : on a

_choisi,

dans

celles-ci,

les traces de

_longueur

_supérieure

à

_{800 LL.}

Sur l’ensemble de ces traces, on a fait les _remarques suivantes :

i° Le nombre de

_trajectoires

par

champ

varie

beaucoup

suivant la

_plaque

examinée

_(10-2

à trois

trajectoires

tendues par

champ

de diamètre

_{ioo p).}

2° Dans les

_plaques

où se trouve un

_grand

nombre de

_trajectoires

_tendues,

il _y a souvent une direction

privilégiée qui

ne varie pas d’un bout à l’autre de

la

_plaque

et des zones de

_{plus grande}

densité de

traces.

3~ Les courbes de distribution

d’énergie

sont tout à fait différentes dans les

_plaques

de

_grande

densité de traces et dans celles de faible densité i a

et i

~~.

La

_présence

d’une direction

_{privilégiée,}

_{ainsi que} celle de zones de

_plus

_grande

densité de _traces, fait

supposer

qu’il

peut

s’agir

de

_gerbes

d’électrons

_(ou

de

mésons)

dans les

_plaques

de

grande

concentration. D’autre

_part,

on

_peut

évaluer

_{grossièrement}

le nombre de

_particules

de la

_composante

dure

_cosmique

au niveau de la mer : ce nombre est de l’ordre de o,2 par

champ

de diamètre 2o

_{jours après}

la

fabrication

_(composante

molle o, i _par

champ).

Dans cette estimation

_{grossière (c f .}

Rossi,

1948),

on

néglige

l’effet de

_{fading qui}

est

_peut-être

considérable.

D’autre

_part,

ces

_plaques

ont été

_{transportées}

de

Londres à _{Paris par avion :} le nombre de traces

tendues - et aussi celui des

gerbes

-

peut

être accrû sensiblement.

Il est _{à remarquer que la courbe de distribution}

de

_l’énergie

_(ou

du

_produit

de la

_figure

i a ressemble

_beaucoup

à _{celles des électrons émis par}

désintégration

des

_{mésons ii. [ ~. -~ e}

+ 2 v

(v,

neu-trino)] publiées

par

Leighton

et al. Davis et al.

_Lagarrigue

et

_{Peyrou (igsi)}

et

Levi-Setti et Tomasini

_2).

Cette ressemblance est-elle le fait du hasard ?

Ou,

au

_contraire,

la

majo-rité des

_particules

étudiées ne _{seraient-elles pas des} . électrons

provenant

de la

désintégration

de

mésons,

comme ceux étudiés par ces auteurs ?

_Cependant,

on

n’aperçoit jamais,

dans

l’émulsion,

le

phénomène

de

_{désintégration}

des mésons F.

Si,

d’autre

part,

les électrons

_provenaient

directement de cette

désin-tégration,

on

_{s’expliquerait}

mal les différences de

concentration des

_{trajectoires,}

leur direction

privi-légiée,

etc.

De

_même,

on ne

_peut

_pas

_expliquer

ces

trajectoires

en

_supposant

_que l’on est en

_présence

de

_gerbes

616

cascade,

le

_grand

nombre de

_trajectoires

observées

et leur

_spectre

d’énergie

est

_inexplicable

avec

hypothèse.

Il

_{s’agit plutôt}

de

_gerbes

cascades d’électrons

produites

par des

primaires

d’assez

grande énergie.

Par contre, la

_figure

1 b

_représente

le

_spectre

des

particules qui

se trouvent dans les

_plaques

_{où il y} a

peu de traces : ce

_spectre

ressemble à celui des mésons au niveau de la mer de J. C. Wilson

₍₁₉₄₆₎

(fig. 3).

A ce

_niveau,

la

_plupart

des mésons sont des mésons ~.. Si l’on _{admet que} l’ eff et de

_fading

_peut

être assez

_{considérable,}

on

_peut

expliquer

le nombre

de ces

_trajectoires

_par

_{l’hypothèse}

des mésons. Parmi ces

_trajectoires

_et,

en

_{particulier, parmi}

celles dont

_l’énergie

est si

_grande

_{que l’on} ne

_peut

mesurer

leur

_angle

de

diffusion,

il y a

probablement

une

faible

_proportion

de

_protons.

Ne

_pourrait-on

identifier

_chaque

trace d’électron individuellement ?

_{Puisqu’il s’agit}

_probablement

de

gerbes-cascades

- et _ce

qui

semblerait encore

l’indiquer,

c’est que les

_plaques

conservées dans une

même boîte ont des

_{caractéristiques}

tout à fait

comparables

-, nous

rappellerons

rapidement

les

principales

conclusions de cette théorie.

Un électron de

_{grande énergie,}

en traversant un

milieu formé d’éléments lourds

_perd

une

_grande

partie

de son

_énergie

_{par radiation.} Les

_photons

émis

créent,

à leur _tour, des

_paires

d’électrons et ce

processus se

_répétant,

on assiste à la formation de

gerbes-cascades.

Un

_{photon peut}

_également

être à

l’origine

de ces

_gerbes.

Les nombres de

particules

et de

_photons

créés varient avec

_l’énergie

incidente

de l’électron ou du

_{photon, l’épaisseur}

et le nombre

atomique

du milieu et

_{peut atteindre,}

dans le cas

des « burst » ou « Stôsse »

_d’Hofmann,

i o3

_particules

dans un cône de faible ouverture. Le

_changement

de direction des électrons au moment oû ils émettent

un

_photon

est

_négligeable

par

rapport

à leur diffu-sion

_multiple

et l’ouverture des

_gerbes

est très

petite,

sauf dans le cas des

_gerbes

extensives de l’air

_{(eff et d’Auger).}

Supposons

que des

gerbes

aient

impressionné

les

plaques

pendant

leur

_transport

ou

_pendant

leur

conservation au laboratoire : _pour identifier les

électrons

qui

peuvent

les con1poser, il y a deux

moyens :

} 0 Trouver lu

_point

de création d’une

_paire;

’2° Trouver une cfifférence

_{d’énergie significative}

entre les deux extrémités des traces.

Les courbes de Rossi et Greisen donnent

approximativement

la

_probabilité

de formation d’une

_paire

d’électrons. Pour un

_photon

de

_4o

MeV

traversant i mm

_{d’émulsion,}

cette

_probabilité

est de l’ordre de 10-2. Par

_conséquent,

on a très _peu de chances de trouver le

_point

de création d’une

paire

dans l’émulsion

_(la

_longueur

_{moyenne des} traces

étant,

comme nous allons le

voir,

de i

_mm).

Cependant,

on trouve souvent des

_paires

de

trajec-toires tout à fait

_parallèles

et distantes de 5 _{à 3o V.} Il est fort

_probable

_que ces

_trajectoires

font

_partie

de la même

_paire

d’électrons

Examinons maintenant

_quelle

est la différence

d’énergie

entre les deux extrémités d’une trace. On définit la

_longueur

de radiation t et l’unité de cascade 1 comme suit : un électron

_perd,

en _moyenne,

i -- e-l =

o,632

de son

_énergie

initiale en traversant

une

_{épaisseur t}

et la moitié en traversant

1,

dans un

milieu de numéro

_atomique

_Z,

contenant N atomes par centimètre cube

(certains

auteurs définissant t

comme l’unité de

_{cascade) :}

Dans le cas de l’émulsion

_Gg,

L’énergie critique

E~

est

_l’énergie

d’un électron

rapide

dont la

_perte

par ionisation est

égale

à la

perte

par radiation.

Eue

est

_{approximativement}

égale

à

_{80o NIeV/Z.}

Dans le cas de l’émulsion

G,,

sa valeur est de

~to

MeV environ. Un électron

d’énergie

plus

grande

que

Ee

perd

son

_énergie

prin-cipalement

par

radiation,

un électron

_d’énergie

plus petite

la

_{perdant principalement}

_par exci-tation et ionisation.

Nous avons vu _que le

_comptage

des

_grains

ne

peut

nous

_renseigner

sur la

_perte

_{d’énergie,}

ni dans le

_premier

cas, ni même dans le

deuxième,

la densité de

_grains

varie très _peu avec

_l’énergie

dans la

région

des

_grandes

_énergies

(> ~~ m

c2 rv 1

MeV,

énergie

du minimum

_{d’ionisation).}

La

mesure de

_l’angle

de diffusion

_multiple

serait une méthode

_plus

_avantageuse

_pour identifier ces

particules :

c’est,

en

_effet,

une fonction de

_l’énergie

qui

varie

_{comparativement}

_plus

_rapidement

dans cette

_région.

Supposons

que la

perte

d’énergie

soit

exponen-tielle,

commet .---

2,9 cm, pour une émulsion

_G5

un

traversant i cm et S> pour 100 en traversant e cm.

Cependant,

la

_longueur

des traces

_d’énergie

moyenne que t’en

risque

de trouver dans une

éniul-sion de 200 03BC

d’épaisseur

n’est pas très consi-dérable.

Soit s cm la

longueur

d’une trace :

_l’angle

de

diffusion

total,

c’est-à-dire la déviation subie par la

_particule

entre son entrée dans l’émulsion et sa

sortie de celle-ci a la valeur

_moyenne

où G est une fonction lentement variahle due 1 et de

_{l’ énergie,}

valant environ

_{4, B = v}

et

_{p étant}

c

en MeV’c.

Il

_correspond

à cet

_angle

un

_angle

Ocorde

tel que

et, par

conséquent,

une flèche moyenne

Un électron de moment

_égal

à

_{5o MeVjc,}

arri-vant

_{parallèlement}

à la

_plaque,

a

donc,

_après

2 mm

de parcours dans

l’émulsion,

une flèche _moyenne

de _{100 l1 et} de _{300 ~.}

_{après 4}

mm. Il _y a donc _peu

de chances de trouver des traces de 5 mm ou

plus :

de

fait,

la

_majorité

des traces attribuées à des

gerbes

d’électrons ont seulement une

_longueur

moyenne voisine de i mm dans les

_plaques

étudiées. Même _pour de telles traces

₍₅

mm de

_longueur),

la

_perte

_moyenne

_d’énergie

_{par radiation}

_pendant

leur traversée de l’émulsion est de 16 pour 100

environ. Les rares

_particules

_qui

ont une

trajec-toire de i ou 2 cm dans l’émulsion sont donc des

particules plus énergiques, probablement

des mésons. Dans ces

_conditions,

_{peut-on compter}

_pouvoir

mettre en évidence une

_{perte d’énergie}

_{par radiation}

permettant

d’identifier les traces

_{électroniques ?}

Supposons

une

_longueur

de trace de 5 mm et un

angle

de diffusion de

_4c/

_pour ion _N. On trouve.

que la cellule

optimum

a une

_longueur

de

_{5o M.}

environ et _que, dans ces

_conditions,

l’erreur totale

commise

sur

_l’énergie

_{moyenne de} la trace est de

on obtient une erreur minimum de 10 _pour 100.

Mais,

si l’on veut déterminer maintenant la diffé-rence

_d’énergie

entre les deux extrémités de la

trace, on _{pourra, soit} mesurer

_l’énergie

sur

_chaque

moitié de celle-ci (mais alors on réduit à la moitié de la différence initiale la différence

_d’énergie

entre les deux

_portions

de la

_trace),

ou

_bien,

ce

_qui

_peut

paraître

préférable,

mesurer

_l’énergie

sur le

_premier

millimètre et sur le dernier. Pour une

_longueur

de

i mm de _trace, l’erreur est de r ~ pour i oo environ.

L’erreur totale sur la différence des deux

_énergies

sera donc de l’ordre de

_grandeur

ou

_supérieure

à cette différence

_{d’énergies.}

On voit donc

_qu’il

serait

_{indispensable,}

pour

pouvoir

identifier par cette méthode les électrons de

_{grande énergie}

_provenant

du

_rayonnement

cos-mique,

d’utiliser des

_{plaques plus}

épaisses :

en amé-liorant la

_technique

du traitement et celle de la

mesure, on

_peut

_{espérer pouvoir}

_séparer

les élec-trons de

_{grande énergie}

_par cette méthode.

Conclusion. - Cette étude des traces

cosmiques

au niveau de la mer _{par la}

_technique

des émulsions

photographiques,

nous a

_permis

de mettre en

évi-dence deux

_spectres

_d’énergie

bien

différents,

la

plupart

des

_trajectoires

dans les

_plaques

de

_grande

densité de traces étant très vraisemblablement

attribuables à des

électrons,

les mésons étant compa-rativement peu nombreux. Par

contre,

dans les

plaques

où _{il y} a _{peu de}

_traces,

la

_plupart

de celles-ci

sont très

_probablement

des traces de mésons. Le

développement

de la

_technique

de traitement et de

mesure doit

_permettre

de différencier

individuel-lement les électrons des mésons

_(et

des

_protons).

L’étude d’un nombre suffisamment

_grand

de

_plaques

développées

à des intervalles de

_temps

variahles

permettrait également

d’évaluer le

_fading

de

_l’image

latente pour les traces tendues au minimum

d’ioni-sation.

Nous tenons tout

_{spécialement}

à remercier M. le Professeur Thibaud pour l’aide bienveillante et les

précieux

conseils

_qu’il

nous a

prodigués pendant

toute la durée de ce travail. ’

Nous adressons aussi nos

_plus

vifs remercîments à M. G.

_{Marguin qui}

a mis au

_point

la

_technique

de

_{développement}

des émulsions et mis à notre

disposition

un certain nombre de résultats de mesure

de diff usion.

P. -

Après

avoir terminé la rédaction du

présent article,

nous avons eu connaissance d’un article de

_Hooper,

_King

et Morrish. Ces auteurs ont

_appliqué

la méthode de mesure de la différence

d’énergie

entre les deux extrémités d’une trace à l’identification des électrons relativistes.

Manuscrit reçu le 18 juillet 1952.

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RADIOACTIVITÉ 03B2

DOUBLE : RECHERCHE

SYSTÉMATIQUE

DES CAS FAVORABLES

Par

_{JEAN-FRANÇOIS}

DET0152UF, RAYMOND MOCH et JEAN SALMON. Laboratoire de _{Physique atomique} et moléculaire. Collège de _France, Paris.

Sommaire. - On

procède à la recherche _{systématique} des corps susceptibles de donner lieu à une

radioactivité 03B2 double.

Une première étude utilise les formules _{semi-empiriques qui} relient, dans la théorie de la _{goutte liquide,} les masses _atomiques des noyaux isobares à leur numéro atomique. On a fait appel, d’une _part à une

formule _générale de Bethe, dont les coefficients _{s’expriment analytiquement} en fonction de A, d’autre part à une formule _plus récente de Mme _{Joliot-Curie,} dont les coefficients sont déterminés _{empiriquement} pour chaque valeur de A.

Dans une seconde étude, on évalue directement l’énergie disponible pour la transition (Z) ~ (Z + 2) à partir des données _{expérimentales} relatives au _{spectre 03B2 du noyau (Z} + 1).

La comparaison des résultats de ces deux études montre qu’il existe une _{région privilégiée pour la}

radioactivité 03B2 double _négative au milieu du tableau périodique (80 A _130). Une _quinzaine de corps possibles sont mis en évidence, pour lesquels on évalue l’énergie disponible et la _période. Les plus

favorables sont des _isotopes de l’étain, du _palladium, du cadmium, du _molybdène et du ruthénium.

LE _JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM.. TOME

_13,

DÉCEMBRE

_1902,

PAGE 618.

A. La

_{radioactivité ~}

double.

Bien que l’observation d’un tel

_phénomène

semble,

à l’heure

actuelle,

peu

probable,

on

_peut

_envisager

la

_possibilité

de transitions du

_type

ou

sans

_qu’il

_{y ait passage réel par le} stade intermé-diaire

_(A,

Z ₊

_{1 ).}

Il ne

_s’agirait

donc _pas d’une

succession de deux radioactivités ordinaires de même

_signe,

mais d’une émission simultanée de deux

électrons,

qui

constituerait le

_phénomène

de

la radioactivité

[3 double,

négative

dans le

_premier

cas,

positive

dans le second. Nous

désignerons

ces

transitions

_{respectivement}

_par

_~3--

et

_{~3++. ~}

°

Le _noyau initial

_(A,

_Z)

considéré dans la

_première

de ces transitions doit être

_supposé

B-stable.

S’il

donnait,

en _{eff et,} lieu à une

_compétition

entre radioactivités

p-

et

_[3--,

la

_probabilité

_~3

double