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Submitted on 1 Jan 1952
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Comportement des ions dans une chambre de Wilson
autocommandée
H. de Laboulaye, C. Tzara, J. Studinovski
To cite this version:
COMPORTEMENT DES IONS DANS UNE CHAMBRE DE
WILSON
AUTOCOMMANDÉE
(1)
Par H. DE
LABOULAYE,
C. TZARA et J. STUDINOVSKI.Commissariat à
l’Énergie
atomique. Service de Physique nucléaire.Sommaire. -
Étude,
à l’aide d’une chambre autocommandée, du comportement des ions créésdans celle-ci par une particule x.
Les auteurs mettent en évidence le phénomène de multiplication et retrouvént les conditions requises
pour le fonctionnement des compteurs proportionnels.
Ils vérifient que les ions atteignent rapidement un état d’agrégat stable dans leur mélange
gaz-vapeur. Ces agrégats ont une mobilité moyenne d’environ 0,9 cm2. V-1.S-1.
Ils étudient un phénomène qu’ils attribuent à une cause
thermodynamique.
JOURNAL PHYSIQUE RADIUM.
13,
JUIN1952,
1. Introduction. - . Nous avons réalisé une
chambre de Wilson autocommandée
(2), (3), (4)
parparticules
peupénétrantes
et très ionisantes. Leprincipe
d’un telappareil
est le suivant :l’atmo-sphère
de la chambre est favorable à la collectionélectronique;
les électrons libérés lelong
dupar-cours de la
particule
dans la chambre sont collectéssur une électrode à
potentiel
convenable et four-nissentl’impulsion
nécessaire au déclenchement de lachambre;
lechamp
collecteur estcoupé
aussitôt;
on
photographie
les ions-positifs qui
ne se sontpratiquement
pas
déplacés.
Nous avons
cherché
à déterminer les conditionsde bon fonctionnemeht de cette chambre de Wilson
en la déclenchant par un
phénomène
bien connu :une
particule
a émise dans une direction définieet dans un
champ électrique
collecteurrigoureuse-ment calculable.
En fonctionnement
normal,
on coupe lechamp
collecteur
leplus
tôtpossible
’après
l’événement. Dans lesexpériences
décritesici,
aucontraire,
nousdifférons
la coupure duchamp
àpartir
de l’instantd’émission
de laparticule
a(retards réglables
de 10-4s à 1 s).
Ceci nous apermis
de réaliser uneétude
photographique
directe desphénomènes
d’atta-chement et demultiplication
d’unepart,
de mobi-lité des ions d’autrepart.
Cette étude faitl’objet
duprésent
article(5).
2.
Dispositif expérimental.
- Lapartie
utile de la chambre est uncylindre
plat de
28 cm de diamètre et de5,2
cm de hauteur(photo
i).
Une source canalisée de
polonium
émet environ(1) L’appareil sera décrit en détail dans une publication ultérieure.
(2) M. COHEN. B. A. P. S., 1948, 23, 3.
(3) HODSON et LORIA. Phil. Mag., 1950, 41, 319.
(4) H. W. LEWIS, N. W. BROWN, D. O. SEEVERS et E. W.
STONES. R. S. L, avril 1951, 22.
(5) Le déplacement des ions dans une chambre de Wilson a déjà été employé par HAZEN (Phys. Rev., 1944, 65, 259)
pour faire un comptage séparé des gouttes chargées positives et négatives.
BRODE et BAGLEY (Phys. Rev., 1939, 56, 209) signalent
la possibilité de faire ainsi des mesures de mobilité.
un « par seconde suivant la médiane de deux fils
parallèles.
Leplan
des deux fils estéquidistant
du fond de la chambre et de laglace
supérieure.
Ces1
deux derniers
plans
sont à la masse, alors que lesfils sont l’un au
potentiel +
V,
l’autre aupoten-tiel - V.
On
peut
assimiler lemontage,
dans lapartie
360
Centrale de la chambre tout au
moins,
à ladispo-. sition
théorique
suivante(fig. 1) :
deux .fils conducteurs
parallèles
infinimentlongs,
portés
à despotentiels égaux
et designe opposé,
situés
dans leplan
médian de deux conducteursplans parallèles
infinis aupotentiel
zéro. Lechamp
électrique
créé par un tel ensemble estcalcu-lable
(6).
,_
Fig. 2. - La courbe en trait plein représente le champ E (r)
créé par deux fils séparés de 5 cm. La courbe en tirets représente le champ E (r) créé par un seul fil au centre d’une coque de 3 cm de rayon.
Chaque courbe est valable, soit pour des fils de
dia-diamètre o,04 cm portés à 300 V, soit pour des fils de
diamètre 0,0027 cm, portés à 460 V.
En
particulier,
dans leplan
des deux fils et entreceux-ci,
l’expression mathématique
exacte duchamp
est
(’) Le calcul d’un tel champ s’effectue à partir du champ de deux fils conducteurs parallèles isolés dans l’espace et portant des charges opposées. On applique à ce dernier
champ la transformation conforme inverse de s = ch x cos z, -fi = sh x sin z.
Voir GRANIER. Introduction à l’étude des champs physiques, Dunod, Paris.
-V en
volts;
X et Z en cm
(voir signification
surfig.
I ) ;
a, rayon des fils en centimètres.
Le rayon a étant très
petit
devant X etZ,
l’expres-sion
(1)
peut
s’récrirePrès du
fil,
à distance r decelui-ci,
lechamp
prend
la formeà
rapprocher
de celle duchamp
d’un filidentique,
porté
au mêmepotentiel,
au centred’une
coquecylindrique
derayon b
à la masseLes résultats obtenus par nous entre les
fils
sontdonc
comparables
à ceux que donnerait uncompteur
cylindrique
de rayon de coqueLa différence calculée entre les formules
(2)
et(3)
est inférieure à 1o pour 100jusqu’à
1,5
cm du fil.La
figure
2 donne la forme duchamp
entre les deux filset,
parcomparaison,
la forme duchamp
ducompteur
cylindrique
«équivalent
».Nous pensons
que
lechamp
réel obtenudans
la chambre est trèsproche
duchamp
calculé,
car onconstate une
parfaite
cohérence entre toutes lesmesures de
déplacement
des ions avec des tensions différentesappliquées,
despressions
variables et desdiamètres de
fils différents.La
disposition
réalisée provoque peu de turbu-lences. Ellepermet
un bonéclairage
et une bonnevisibilité. De
plus,
lesupport
de la source «perturbe
très peu le
champ
bien que mis à la masse, se trou-vant dans unplan
depotentiel
zéro.Nous ne donnerons pas ici le
principe
de lacou-pure
électronique
rapide
duchamp
électrique.
Il serapublié
ultérieurement. Unenregistrement
avecoscillographe
àbalayage
déclenchébi-spot
montre que lespotentiels
± V s’écroulent trèsrapidement
et de
façon symétrique.
On a calculé que ledépla-cement des ions
pendant
letemps
decoupure
était inférieur à 0,1mm, sauf
toutprès
des fils.Toutes les
expériences
décrites ont été réalisées dans uneatmosphère d’argon
et d’octane normal àpression
totale de4oo
mm deHg.
Le choix d’unetelle
atmosphère
.de collectionélectronique
sera861 La
photo
2 montrel’aspect
de l’ensemble lorsd’une détente. On notera pour la
compréhension
desphotos suivantes, qui
ne montrent que lapartie
centrale de la
chambre,
la forte diffusion lumineuseau
voisinage
des fils et duporte-source.
Photo 2. -
Coupure de champ électrique. instantanée.
3, Expériences.
a. ATTACHEMENT. - Nousavons
pris
une série dephotos
avec coupure dechamp
instantanée(photos 2
et 7
a) :
ellespré-sentent en
plùs
de laçolonne
dense des ionspositifs
une nappe
qui
s’étendjusqu’au
fil collecteur. Cettenappe est constituée par
les
ionsnégatifs
d’atta-chement des électrons. Connaissant l’ionisationPhoto 3. -
Variation
de lamultiplication en fonction du
- champ appliqué.
,
V = ± 46o V; T = 5. io-3 s; diamètre des flls : o,4 mm.
spécifique
de laparticule
a, il serait intéressant dedéterminer les coefficients d’attachement de diffé-rents
mélanges
gaz-vapeurorganique
par numéra-tion desgouttelettes
de la nappe(1).
Aucune mesurede ce genre n’a été tentée par nous.
Nous avons seulement constaté que
l’attache-
ment,
faible au débit si l’on apris
soin d’introduire les corps très purs et de choisir unliquide
conve-nable, augmente
très- vite au cours despremières
heuresqui
suivent leremplissage, beaucoup
plus
lentement ensuite. Dans notrechambre,
l’attache-ment se maintientpendant
plusieurs
jours
infé-rieur à 20 pour Ioo(mesure
de la hauteur desimpulsions
collectées).
Nota. - Les
photographies
présentées
dansce
Mémoire
cherchent
à faire ressortir au maximum la nappe d’attachement. Rest
bien évident que, lors d’une étude dephysique
nucléaire,
la visibilité de cette nappe, trèsgênante,
peut
être considéra-blement réduite.Sur certaines
photos (3
et 6b),
la napped’atta-Photo 4. - Variation de la multiplication en ’fonction du
champ appliqué.
V = ::t: 300 V; 1:’ = 6. 10-2 s; diamètre des fils : 0,027 mm.
chement
permet
depréciser
les variations de l’ioni- sation lelong
de latrajectoire
a, variationsqu’on
n’aurait pu déceler sur la trace
positive
elle-même;
sur la
photo
6b,
parexemple,
on voitparticulière-ment bien la densité de la nappe
augmenter
versla fin de la
trajectoire,
cequi
correspond
au maximum bien connu de la courbe deBragg.
Sur la
photo
3,
à l’endroit où l’a a subi un chocnucléaire,
on remarque un fort accroissement localde l’ionisation dû à l’atome heurté très ionisant mais dont la
trajectoire
trop
courte n’est pas visible.b. MULTIPLICATION. -
En appliquant
unchamp
électrique
suffisant et en différant la coupure de cechamp,
nous avons mis en évidence lephénomène
de
multiplication
(photos
3,
4, 5,
6).
En
opérant
ainsi,
on constate nonseulement,
(7) Des mesures photométriques globales seraient diffi-ciles à interpréter, même en tenant compte du grossissement
362
comme
prévu,
undéplacement
d’ensemble
de lacolonne d’ions
positifs
vers le filnégatif
et de la nappe d’ionsnégatifs
d’attachement vers le filpositif
mais,
deplus, l’apparition près
du filpositif
d’uneligne
d’ions.parallèle
à ce fil etqui
s’enéloigne (photo
3 et série desphotos 6).
Cetteligne
a exactement la
longueur
de laprojection
de latrajectoire
a sur le filcollecteur;
ils’agit
d’ions demultiplication
créés presque simultanémént à l’émis-sion de laparticule
(temps
de collection desélec-trons - io-Ils)
auvoisinage
immédiat du filpositif.
Nous avons fait varier deux
paramètres :
laten-sion
appliquée
sur lesfils
et lediamètre
deceux-ci,
pour étudier les variations
qualitatives
correspon-dantes de lamultiplication.
Un
comptage
desgouttes de
la colonne demulti-plication
doitpermettre
d’atteindre directement la valeur du coefficient demultiplication.
Cette méthodeest suffisamment sensible pour
distinguer
desmulti-plications
de l’ordre de ê = 10-3.Malheuresement,
l’atmosphère composée
d’une chambre de Wilson rend tout calculthéorique correspondant
.extrême-ment difficile. De telles mesures
dépassent
le cadre de notreexpérience.
Lés résultats ci-contre sont à noter.
On remarquera
qu’aux
bas coefficients demulti-plication,
les ions demultiplication
ne forment pas unegaine
pseudo-cylindrique
autour dufil,
mais
parcourent
trèspréférentiellement
le chemin inverse des électronsqui
les ont créés(photo 3).
A
partir
d’un certainchamp
autour du fil(photo 5),
on voit
apparaître l’aspect classique
degaine
d’ionsde
multiplication,
et cecimalgré
la trèsgrande
C.
ÉTUDE
QUANTITATIVE DES’ DÉPLACEMENTS.-Nous
avonscherché,
encoupant
lechamp
’élec-trique
avec un retardréglable
T sur l’événementionisant,
à déterminer lamobilité F (t)
dediffé-rentes
catégories
d’ions en fonction dutemps.
On y arrive en mesurant leursdéplacements
dans lechamp.
De telles mesures n’ont pas de valeurabsolue : on
sait,
eneffet,
combien la mobilité des ionsdépend de
leurcomposition,
de la nature etde la
pureté
dumélange
gazeux(9).
n
Principe.
-Nous admettons que la mobilité d’un ion de nature bien définie est
indépendante
de la
grandeur
duchamp électrique
( PEv/cm
10,P mm Hg
sauf tout
près
desfils).
Dans ces
conditions,
la vitesse de dérive des ionsqui
se trouvent à l’abscisse x autemps t est
p, densité du milieu gazeux à l’instant
t;
Po, densité du milieu gazeux à 0° et760
mm deHg;
u, mobilité de l’ion ramenée à la
pression
atmo-sphérique.
(8) Ces valeurs sont calculées pour des fils parfaitement polis. Les valeurs (réelles) peuvent être supérieures, compte tenu de l’état de surface des fils.
Si le
champ
se coupe avec un retard T et defaçon
instantanée,
c’est-à-dire sipour t
T,et pour
on a
364
E
(x, o),
dans leplan
desfils,
est donné par laformule
(2)
duparagraphe
2 ci-dessus.(En
réalité,
lors de ladétente,
les ions sont entraînés par le courant gazeux àquelques
millimètres au-dessous duplan
des fils. Il en résulte unelégère correction.)
Ayant
pris
unephoto
avec le retard z de coupure dechamp,
nous mesurons sur celle-ci ledéplace-ment d de la
catégorie
d’ionsétudiée,
calculons la valeur deet
traçons
la courbe A(d)
en fonction de T. Lapente
de latangente
à cette courbe donnePendant la chute de
piston,
p(r)
est mal connu.Mais avant et
après
celle-ci,
c’est-à-dire pour destemps
inférieurs
àI , 2 . I 0-2
s, d’unepart,
supé-rieurs à
2,5. 10-2
s, d’auttepart,
p(r)
est constant. Dans ces deux cas, on atteint directement lamobilité.
Nous
présentons,
à titred’exemple,
deux séries dephotos parmi
celles surlesquelles
nous avonseffectué dés mesures
(photos
6 et7).
Nota. -
Rappelons
que dans cetteexpérience
nous ne prenons
qu’une
seulephoto
par détente.Donc,
sur chacune desphotos
de cesséries,
ils’agit
d’un oc différent.
2° Mobilité des ions de
multiplication.
- Lasérie des
photos
6 montre ledéplacement
d’une colonne d’ions demultiplication.
La mesure desdistances
dm
(fig.
3)
entre le fil collecteur et l’axe de la colonne estparticulièrement
facile à cause duparallélisme
de celle-ci avec le fil.Dans les trois
premières
photos (a,
b,
c),
la colonne demultiplication
est encore dans la nappe d’ionsd’attachement. Dans la
quatrième (d),
elle est- arrivée presque
en face du canon à a. Dans la
cinquième (e),
elle l’adépassé,
et la trace directepositive
ainsi que la nappe d’attachement ont dis-paru.La
figure
4
donne le résultat des mesures deen fonction de r pour les ions de
multiplication.
Fig. 4. - Courbe
permettant d’obtenir les mobilités des ions de multiplication : V = 460 V; diamètre des fils :
0,04 cm.
La courbe fournit les indications suivantes :
a. Les ions de
multiplication, probablement
mono-atomiques
ou monomoléculaires audépart,
atteignent
en moins de I o-3 s une mobilité biendéfinie,
car lapartie
ascendante de la courbe estrectiligne.
Cettemobilité,
dans notremélange
d’argon
à39o
mm deHg
et d’octane à
pression
de vapeur saturante(1 o
mmde
Hg)
vaut,
ramenée à lapression atmosphérique,
b. Pendant la
période
de chute dupiston,
la mobilité des ions décroît pargrossissement
desgouttelettes.
Au début de lachute,
cet effet estcompensé
par la diminution de p(t).
c.
Presque
aussitôtaprès
lafin de
chute dupiston,
dès T
=,2,5. 10-2
s, la mobilité desgouttelettes
est nulle(courbe
horizontale).
3° Mobilité des ions d’attachement et des ions
de
la tracepositive.
- Nousappliquons
la même méthode à la mesure des mobilités des ions d’atta-chement et des ions de la tracepositive
(série
dephotos 7),
avec
les remarques suivantes :a. On
peut
mesurer seulement les dérivesda
des ions
négatifs
d’attachement « lesplus
lents »(fig.
5),
ce terme étant entendu au sensstatistique.
Eneffet,
rien ne prouve que tous les ions d’atta-chement conservent la même mobilité.b. On constate aux forts retards de coupure de
champ [photos 7
(e,
f, g)]
unélargissement
anormalapparence de déboublement. En
conséquence,
aulieu de tenter de mesurer le
déplacement
de l’axe de la colonnepositive,
nous avonspréféré
mesurerles
déplacements
d+
des ions + « lesplus
lents »,d+
des ions + « lesplus rapides
»et,
le caséchéant,
d+
des ions + « lesplus rapides
de la colonneprin-cipale
n(fig.
5).
Tous les termes sontpris
au sensstatistique,
puisque
lesions
ainsi définis sontcons-tamment
remplacés
pard’autres
du fait del’agita-tion
thermique.
A cause de
l’obliquité possible
des a, on effectue les mesures desda
etd+
parextrapolation
auplan
Yde sortie du
canon
à oc.Les mesures de mobilité effectuées sont moins
précises
que celles sur les ions demultiplication.
Les résultats sont donnés sur lafigure
6 pour lestemps
antérieurs à la chute depiston
et sur lafigure 7
pour lestemp,s
postérieurs
à celle-ci. On voit sur lafigure
6 que les ionsnégatifs
« lesplus
lents » et les ions de latrajectoire
positive
atteignent également
une mobilité bien définie après T 0-3 s.Après
la chute dupiston (fig. 7),
on constate :, io Les ions
négatifs
d’attachement « lesplus
lents )) sont,
figés
surplace
sousforme
de .
goutte-lettes,
ainsiqu’une grande partie
des ions de latrace
positive
dès z =z,5. IO-2
s. Cecicorrespond
à -a= 0, >+ # °>>Î #
o.9-,o Une fraction
importante
des ions de la tracepositive
conserve une mobilité notable[courbe + +
+sur
fig. 7
etphoto 7
(e, f,
g)] -bien
après
la fin de détente. Cette mobilité reste àpeu près
constantepour
« lesplus rapides »
dans l’intervalle detemps
étudié
(jusqu’à 7.10- s).
Sa valeur moyenne, ramenée à lapression atmosphérique,
est’
Fig. 6. - Courbe
permettant d’obtenir les mobilités des ions de la colonne positive et de ceux de la nappe
d’atta-chement : V = 3ooV; diamètre des fils : o,o4 cm.
- ,
Fig. 7. - Courbe
permettant d’obtenir les mobilités des ions les plus
rapides
de la colonne positive : V = 200 V; diamètre des fils : 0,04 cm.4. Conclusions.
Interprétation.
- L’intérêt de366
proportionnels
etqu’on
n’avait
pu illustrerjus-qu’alors
de cette manière(lo).
’a. ATTACHEMENT. 2013 En
opérant
uncomptage
des
gouttes,
onpourrait appliquer
à notreatmo-sphère
composée
la méthode desmélanges
décrite parBailey
etHealey
(1l).
On ferait varier la compo-sition dumélange
en travaillant à différentespres-sions. , .
b. MULTIPLICATION. - Dans le tableau
ci-contre,
nous avons
comparé
nos résultats(voir §
2c)
àceux donnés par un calcul
théorique (12)
dans uneatmosphère d’argon
pur; nous les avonscomparés
également
à des résultatsexpérimentaux
obtenus par d’autres auteurs(13)
dans uneatmosphère
d’argon
pur etd’argon +
propane(méthode
élec-tronique).
(a) En argon pur, pour A = 1,001.
( b) En argon pur, courbe d’amplitude d’impulsions extrapolée.
(1) Dans un mélange 84 pour 100 A, 16 pour 100 C3Hs. Courbe d’amplitude d’impulsions extrapolée.
On trouve un assez bon
accord,
bien que le calculthéorique
semblesous-estimer
l’effetde,
la varia-tion de diamètre du fil.La transformation
progressive
de la colonne d’ions demultiplication
engaine
entourant le fillorsqu’on
augmente
lechamp
n’avait pas été claire-ment montréejusqu’à présent,
mais elle étaitpré-visible
théoriquement.
c. MOBILITÉS. - 10 La mobilité bien
définie
de -
o,g3
cm/s
parV/cm qu’atteignent
.avant la détente les ions demultiplication
en moins de Iv-3 sest
beaucoup plus
faiblequ’une
mobilité d’ionmono-atomique
ou monomoléculaire. L’ion est devenuun
agrégat
stable dequelques
dizaines de molé- i(10) A l’exception des photos présentées par HODSON et
LoRIA sur le fonctionnement des compteurs au voisinage de la région Geiger.
(11) Voir V. A. BAILEY et R. H. HEALEY. Phil. Mag., 1935, 19, 725 ou R. H. HEALEY et J. W. REED. The beha-viour o f slow eleclrons in gases (Amalgamated wireless
austra-lasia, Sydney, 1941).
(12) Voir D. H. WILKINSON. Ionisation chambers and counters, p. 48.
(13) Voir Rossi et STAUB. Ionisation chambers .and counters,
Experimental techniques (fig. 4-4 et. 4’ 1 1).
cules
(14).
Bien que lacomposition
exacte de cetagrégat
soit inconnue du fait desimpuretés
électro-négatives présentes
dans lachambre,
il est pro-bable que le noyau de base va s’entourer depréfé-rence de molécules d’octane. En
effet,
celles-cisont dans des conditions
thermodynamiques
trèsproches
de la condensation à l’étatliquide.
Leurpolarisabilité
dans lechamp
électrique
des ions doit être accrue et les forces de cohésion de l’étatliquide
doiventdéjà
se manifester. Cettehypothèse
est
étayée
pat
la constatationsuivante :
lerayon
d’un de nosagrégats
calculé àpartir
de samobi-lité
(15)
vaut4, 5 . r o-$ ,
cm. Cette valeurreportée
sur la courbe.
d’équilibre thermodynamique
d’unegouttelette
d’octanechargée
(fig.
8)
correspond
exactement à une sursaturation ambianteégale
à l’unité(point
I).
La
composition
de tous cesagrégats
doit êtreSursaturation
localetrès
voisine,
carl’élargissement
de la colonne demultiplication,
compte
tenu de la diffusionther-mique,
estfaible,
mêmeaprès
unlong
parcours[photos
6(d
ete)].
2° Aux erreurs de mesure
près,
les mobilités atteintes dès Io-3 s pour les autrescatégories
d’ions sontégales
à celles des ions demultiplication :
bien que le processus de création de Ces ions soit trèsdifférent,
onpeut
admettrequ’ils
ont
constituédes
agrégats
stables de mêmetype.
En
particulier,
on nedistingue
à aucun momentavant détente deux ou
plusieurs
groupes d’ions demobilités différentes dans la trace’
positive,
malgré
une
légère dispersion
des «plus
lents »(pL+
=o,83)
aux «
plus rapides ’ » (p. = 0,9).B
Nous avons confirmé cepoint
en différant la chute dupiston
de la chambre et encoupant
lechamp électrique
aussitôt
avant. ’3° Le
phénomène qui
provoque
l’élargissement
(14) Dans ce domaine de taille, le calcul des dimensions
d’un ion à partir de sa mobilité est peu silr. Voir LOEB,
chap. I, C. 5.
imprévu
de la colonne’positive [photos (e,
f ,
g)]
n’est pas lié à l’instant d’ionisation initial de laparticule
a. Nous en donnons pour preuve laphoto
8.Sur cette
photo,
on voit un second x émis1, 6. 1 o
saprès
lepremier
(temps
calculésd’après
les dis-tancesd+
etd-).
Lorsque
le second a a étéémis,
la détente venait de commencer. Le
champ
a étécoupé
2.I0-2 saprès
la fin de détente.L’élargissement
des deuxtrajectoires
[carac-térisé par A(d+)
- A(d+)]
est le mêmecompte,
tenu del’inhomogénéité
duchamp.
Lephénomène
est donc insensible au
temps
qui
s’est écoulé entre émission oc et détente.
-Par
contre,
lephénomène d’élargissement
est lié audéplacement
d’ions dans lechamp électrique
après
détente. En effet :a. Il ne se
produit jamais’ lorsqu’on
coupe lechamp
avant la fin dedétente,
mêmelorsqu’on
retarde celle-ci.b. Il
apparaît
toujours lorsque
la coupure dechamp
estpostérieure
à la fin de détente. Il sembleprogressif
et lamobilité des
ions du frontd’élargisse-ment se maintient à peu
près
constante.L’élargissement
ne seproduit
jamais
sur lesfaibles
colonnes
d’ions demultiplication,
alorsqu’il
est très
apparent
sur lestraces
positives
corres-pondantes.
Il nous semble quel’apparition
duphénomène
est liée à une forte densité locale desions.
(Il
est difficile de se prononcer dans un cascomme celui de la
photo
4,
où la colonne demulti-plication déjà
étalée enprofondeur
et vue par latranche a de fortes
chances, malgré
les apparences, d’être localementbeaucoup
moins dense en ions que la tracepositive.)
Nous croyons
possible
d’attribuer auphénomène
une causepurement
thermodynamique
en nousréférant à la courbe
d’équilibre
d’unegouttelette
chargée
dans un milieu de sursaturation donnée(16).
Cette courbe
(Cum)
estreproduite
sur lafigure
8pour une
gouttelette
d’octane.Les
gouttelettes
formées sur les ions avant détente(point
I)
grossissent rapidement lorsque
lasur-saturation ambiante
dépasse
Sum
et atteinteSa,
par
exemple,
mais avec des vitesses différentes.Ce
faisant,
elles abaissent la sursaturation locale.Lorsque
la densité en ions est trèsforte,
cephéno-mène
peut
devenir assezimportant
pour ramenerla sursaturation
locale,
au-dessous deSlim,
àSb,
par
exemple.
Toutes lesgouttelettes
de rayon(16) Voir N. N. DAS GUPTA et S. K. GHOSH, Rev. Mod.
Physics, 1946, 18.2, 231, ainsi que E. BAGGE, F. BECKER et G. BEKOW, Z. Angew. Physik, 1951, 3, 2oi.
supérieur
à rbpeuvent
continuer à croître(courbe
dutype Cl).
Celles de rayon inférieur à rb nepeuvent
que se
réévaporer rapidement (courbe
dutype C2)
jusqu’à
ce que,déplacées
par lechamp
électrique,
elles arrivent dans une
région
où la sursaturation est de nouveau favorable à leurgrossissement.
Si lesgouttelettes
ainsiréévaporées
sont trèsnombreuses,
le processuspourra
sepoursuivre.
La mobilitéapparente
du frontd’élargissement (Fi #
0,21cm/s
par
V/cm)
ne caractérise pasprécisément
untype
de
gouttelettes,
puisque
celles-ci y sont constam-ment.remplacées
pard’autres.
Elle donnesimple-ment un ordre de
grandeur
des dimensions de tellesgouttelettes.
Onpeut
leur attribuer[d’après
Tyndall or»]
un rayon de1,7. jo-7
cm environ(17).
Photo 8. - Deux a émis à des instants différents
permettént
de confirmer l’hypothèse thermodynamique sur
l’élargisse-ment anormal de la colonne positive..
Noùs tenons à
exprimer
notre reconnaissance envers M. A.Berthelot,
Chef du Service dePhy-sique
nucléaire,
qui
a bien voulu nous encouragerà
poursuivre
laprésente
étude et nous a aidé deses conseils.
Nous remercions
également
les membres des labo-ratoiresd’électronique
de M. Pottier et M.Chami-nade,
qui
nous ont aidé en mettant aupoint
le délicat ensembled’électronique
nécessaire à cetteexpé-rience,
qui
a faitl’objet
d’unrapport
C. E. A.,
nD 130.(17) Nous venons de prendre connaissance, au moment de publier notre article, d’un travail de M. J. COxEN (Rev.
