Spectromètre β permettant l'étude des rayonnements β-γ en coïncidence

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Submitted on 1 Jan 1954

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Spectromètre β permettant l’étude des rayonnements β -γ en coïncidence

Jean Moreau

To cite this version:

Jean Moreau. Spectromètre β permettant l’étude des rayonnements β-γ en coïncidence. J. Phys.

Radium, 1954, 15 (11), pp.776-778. �10.1051/jphysrad:019540015011077600�. �jpa-00235065�

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LETTRES A LA RÉDACTION

LE JOURNAL ^DI PHYSIQUE ET LE RADIUM. TOME 15, ^NOVEMBRE 1954, ^{PAGE 776.}

SPECTROMÈTRE 03B2 PERMETTANT L’ÉTUDE DES RAYONNEMENTS 03B2-03B3 ^EN COÏNCIDENCE

Par M. Jean MOREAU,

Service de Physique nucléaire, C.E.N. de Saclay.

La décomposition ^d’un spectre fi complexe peut

devenir très imprécise, lorsque le nombre des spectres partiels ^est élevé, lorsque ^les énergies ^{limites sont}

peu différentes, ^ou lorsque les intensités des spectres partiels ^{les moins} énergiques ^sont faibles par rapport

aux intensités des spectres ^les plus énergiques; ^dans

ce dernier cas, certaines causes de distorsion peuvent même rendre impossible ^{la mise en} évidence de tels

. spectres ^mous.

Lorsque ^les spectres partiels ^{sont suivis} par ^un rayonnement y, il reste la possibilité de Les étudier

en coïncidence (sauf ^{dans le cas} d’isomérie).

Soit un noyau radioactif P, chaque émissions

étant suivie d’un photon y. Le nombre de coïncidences réelles détectées est proportionnel ^au produit ^des

deux rapports suivants : celui des p ^{détectés au}

nombre total de désintégrations, ^{et celui du nombre}

de photons y détectés au nombre total de désin-

tégrations. ^{Chacun de ces} rapports ^{doit donc être le} plus grand possible : pour ^la détection P, ^{il faudra} utiliser un spectromètre ^à grande luminosité per- mettant dans certains cas d’obtenir la focalisation ,de particules fi ^dont l’énergie ^sera située entre deux limites assez distantes; pour ^la détection _y, il faudra utiliser des cristaux de grande dimension et des

photomultiplicateurs ^{à large} photocathode : ^ces

conditions sont assez incompatibles avec ^les possi-

bilités de spectrométrie ^actuelle pour les rasons suivantes :

10 Les spectromètres g ^à grande luminosité utilisent

un champ magnétique pour ^la sélection d’énergie ^et

la source est située dans un domaine de champ intense; ^{or, les} photomultiplicateurs ^sont perturbés

par des champs magnétiques ^très faibles, ^ce qui ^rend

nécessaires leur éloignement ^et l’utilisation de longs

conduits de lumière qui ^{diminuent la} résolution,

surtout pour la détection de y peu énergiques.

20 Dans la plupart ^des spectromètres, ^{il est} impos-

sible d’éliminer la rétrodiffusion produite par ^la

proximité du scintillateur et de la source.

Pour répondre ^{à ces} conditions, nous avons réalisé

un spectromètre du type proposé par 0. Kofoed- Hansen [1]. ^{La source et} le détecteur se trouvent sur

l’intersection des plans ^des plaques polaires, ^le champ magnétique ^{a la} symétrie cylindrique et est inver-

sement proportionnel ^{à la} distance à l’axe (droite d’intersection).

Le calcul de la forme des plaques polaires ^{a été}

fait en négligeant ^le champ ^de fuite, le profil ^est représenté ^{sur la} figure 1, l’ouverture dans le plan

de symétrie’est ^{de 60° et} l’angle ^des plans’des ^plaques

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:019540015011077600

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polaires ^{est de 220, ce} qui correspond ^{à une lumi-}

nosité d’environ 3 pour ^100.

Le pouvoir séparateur ^a été étudié avec trois

diaphragmes de sélection différents; ^les courbes de la figure 2 correspondent ^{à des pouvoirs} séparateurs

de 1,3, 3, 4,5 ^{et 8} pour ¹⁰⁰ pour les raies de 137Cs.

La ^source et le détecteur se trouvent dans un

domaine de champ ^très faible; ^il est ainsi possible d’employer ^des photomultiplicateurs ^{sans conduit} lumineux; ^le dégagement ^{de la} région ^{de la} source

permet ^{en outre de la} placer ^entre deux cristaux scintillateurs (fig. 3), ^{assez loin de toute masse} métal- lique : ^le spectre y est ainsi assez pur. Nous ^avons vérifié aussi que ^les spectres p ^{ne sont} pas déformés

Le détecteur p ^{est un} compteur Geiger-Müller

cloche de type classique. Les cristaux INa (Tl) pro- viennent de Harshaw, ^les photomultiplicateurs ^sont

des E.M.1. 6260, ^le blindage magnétique ^est assuré par ^un tube de mu-métal à l’intérieur d’un tube de

fer; ^{il a} été contrôlé que, même pour ^une haute

énergie ^de focalisation, ^la perturbation provoquée par ^le champ magnétique ^était négligeable.

Avec une modification du porte-source, ^cet appareil permet ^aussi l’étude des corrélations angulaires 03B2-Y

en faisant varier l’angle d’émission p ^ou y.

Ce spectromètre ^à coïncidence répondant ^aux

conditions imposées ^a été utilisé pour l’étude des

spectres partiels ^de 12 ’Sb, ^et pour l’étude ^du spectre y en coïncidence avec les fi+ de ’:’,Tc [2].

Manuscrit reçu le 16 juin 1954.

[1] ^O. KOFOED-HANSEN, J. LINDHARD et O. B. NIELSEN.

Danske Videnskab. Selskab. Mat. Fys. Medd., I950, 25, ^{n) 16.}

[2] C. LEVI et L. PAPINEAU.

Contribution à l’étude des niveaux de 93Mo. C. R. Acad. Sc., 1954, 238, ^2313.

BIRÉFRINGENCE ACOUSTIQUE

D’UNE SOLUTION DE MOLÉCULES DÉFORMABLES

Par J. BADOZ,

École supérieure ^de Physique ^et Chimie, ^Paris.

1. Cerf [1], [2] ^{a donné une théorie de la biréfrin-}

gence dynamique ^d’une solution de macromolécules à l’aide du modèle de la ^« sphère élastique ^».

Le champ ^{de force} hydrodynamique ^{déforme la} molécule, supposée initialement sphérique, ^{et induit}

une biréfringence (effet photoélastique).

On peut ^{avec le même modèle} développer ^{une théorie}

de la biréfringence acoustique (effet ^Lucas [4], [5])

pour des solutions de macromolécules.

2. La perturbation introduite dans un champ

d’écoulement hydrodynamique par la présence ^d’une particule supposée provisoirement rigide, ^{est déter-}

minée par ^la méthode employée par Jeffery [3],

Cerf [1], ^etc.

Le tenseur des efforts exercé par ^le fluide sur la

particule ^{est évalué à} partir ^{de la} répartition ^des

vitesses dans l’écoulement perturbé. ^{Si l’on} généralise

ce calcul en supposant que la particule ^{est le} siège

d’un écoulement interne [2], ^on obtient pour le ^tenseur des efforts :

r est le rayon ^de la particule initialement sphérique,

~0 le coefficient de viscosité du solvant

les VI ^{sont les vitesses de} déformation, Dl.

Dans le cas d’une onde sonore plane ^se propageant

selon l’axe 3’ (fig. i), les al ^sont donnés par

03C8, 0, m ^{sont les} angles ^d’Euler qui définissent le trièdre lié à la particule, E ^{est le} gradient ^{de vitesse}

du fluide à l’endroit où ^se trouve la particule. ^Cette

dernière est supposée ^assez petite ^{devant la} longueur

d’onde ultrasonore pour que E puisse ^être supposé

constant ^dans l’espace qu’elle occupe. E ^{est en outre}

de la forme E

E 0 (,) ^{sin wt} (onde progressive).

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3. Pour calculer la biréfringence ^d’une solution de

ces molécules, ^{il est} nécessaire d’évaluer les défor- mations qu’elles subissent.

Si l’on choisit, pour représenter ^{la particule visco-} élastique, de constante d’élasticité p, de viscosité interne _~i, baignant ^{dans un} liquide ^{de viscosité ’’10’}

un modèle de la forme Voigt-Kelvin (fig. ?), ^{le ten-}

seur Fi ^s’écrit

avec

si la molécule est supposée incompressible ;

l’équation (1) ^devient

où les Di ^{sont les} composantes ^du tenseur des défor- mations.

Si, par raison de symétrie, ^on suppose

il vient

l’équation (3) s’écrit alors

les déformations sont par suite de la forme

avec

La biréfringence induite, que l’on peut ^calculer (Peterlin ^{et Stuart} [6], ^Cerf [1]), présentera ^{le même} temps de relaxation 1;, que les déformations.

4. Nous avons négligé la déformation brownienne,

la biréfringence ^{due à un effet} d’orientation _pure [7] ’

et celle attribuée à l’écoulement interne [2].

Enfin si l’on n’admet pas la condition (4), ^e

o, on obtient, pour (5), ^un système d’équations ^diffé- rentielles, ^{dont la} résolution permet ^le calcul d’un

temps de relaxation plus compliqué ^que (6), ^mais qui prend ^{la même} valeur -’t 0 = ^~i pour ~o

^o.

03BC

Manuscrit reçu le.6 juillet 1954.

[1] ^CERF.

^{J. Chim.} Phys., I95I, 48, 59 et ^85.

[2] ^CERF.

^J. Physique Rad., I954, 15, I45.

[3] ^JEFFERY.

^Proc. Roy. Soc., ^{London A,} I922, 102, ^I6I.

[4] ^LUCAS.

C. R. Acad. Sc., I938, 206, 827.

[5] ^LUCAS.

^J. Physique Rad., I939, 10, ^I5I.

[6] PETERLIN et STUART.

Z. Physik, I939, 112, ^I.

[7] ^PETERLIN.

^J. Physique Rad., I950, 11, 45.

ÉTUDE DU RAYONNEMENT _03B3 ÉMIS PAR DIVERSES SOURCES DE ^32P

Par M. LANGEVIN, ^T. YUASA,

Laboratoire de Physique ^{et Chimie} Nucléaires, Collège ^de France, ^Paris

et J. MÉRINIS,

Laboratoire de Synthèse atomique, ^{C. N. R.} S., Ivry.

A la suite d’un travail précédent [1], l’analyse ^du rayonnement y émis par diverses ^sources de 32P a été effectuée à l’aide d’un spectromètre y à scintilla- tion [2].

En vue d’éliminer la majeure partie du rayon- nement de freinage ^{externe dû au} support de source, 32p a été déposé ^{sur une} feuille de formvar , de

1OO gg/cm2 ^{maintenue sur un réticule en fil de} nylon

Le rayonnement p ^est absorbé par ^une plaque ^de plexiglass ^{de cm} d’épaisseur placée ^{entre la source}

et le compteur. Ce dernier étant protégé ^{du rayon-}

nement de freinage ^externe produit ^{dans le} plexiglass

par ^un écran de Pb de 5 cm d’épaisseur ^doublé