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Mesures photométriques de l’ionisation des trajectoires
dans les plaques photographiques (méthode générale et
quelques applications)
G. Kayas, D. Morellet
To cite this version:
LE
JOURNAL
DE
PHYSIQUE
ET
LE RADIUM
.
MESURES
PHOTOMÉTRIQUES
DE L’IONISATION DESTRAJECTOIRES
DANS LES
PLAQUES PHOTOGRAPHIQUES
(MÉTHODE
GÉNÉRALE
ETQUELQUES
APPLICATIONS)
Par G. KAYAS et D. MORELLET, Laboratoire de Physique, École Polytechnique.
Sommaire. 2014 On discute un procédé photométrique de mesure de l’ionisation des trajectoires dans les émulsions photographiques. Après une description détaillée de l’appareillage utilisé, on discute la
technique de mesure (grandeur à mesurer, corrections utiles). Plusieurs exemples d’application (mesure
de masses, détermination de charges) illustrent la méthode.
TOMB 1ft,. No JUIN 1953.
Introduction. - Les
mesures
classiques
d’ioni-sation,
dans lesplaques photographiques
nucléaires,
sont basées sur le
comptage
degrains
ou de lacunes.La tendance actuelle à se servir d’émulsions de
plus
enplus
sensibles restreint considérablement ledomaine
d’application
de
ces, méthodes. Ainsipour des émulsions
G5
Ilford,
la numération degrains
ou groupes degrains
n’estpossible
que pourdes ionisations inférieures à
quatre
àcinq
fois l’ionisation minimaIo.
Demême,
la mesure dunombre des lacunes ou de leurs
longueurs,
enplus
des
grandes
fluctuationsqu’elles
présentent,
ne sontutilisables
que dans unerégion
comprise
entre 6et 30
Io
environ.Ces méthodes souffrent en outre d’une
grande
subjectivité
et sontfastidieuses.
Pour éliminertoute
subjectivité
des mèsures, pour lesaccélérer,
les rendrereproductibles
et pour étendre leurdomaine
d’application,
il est apparu très utile dedévelopper
de nouvellestechniques permettant
demesurer toutes les ionisations se
présentant
dans uneplaque
degrande
sensibilité.
Nous voudrions exposer ici une de ces tentatives. Nous décrirons tout d’abord la méthode dans son
ensemble
puis
nous l’illustreronspar
quelques
exemples
d’application.
1. La méthode
photométrique. -
Dans les nouvellesméthodes,
au lieu d’individualiserchaque
grain,
onpréfère
«intégrer »
lesgrains
sur unecer-taine
longueur
de trace, de manière à diminuer lesfluctuations. La
technique
de cetype
laplus
immé-diate consiste à. mesurer la variation du flux
lumi-neux transmis par une fente suivant que l’on
pro-jette
ou non surelle,
au moyen d’unmicroscope,
la trace à étudier. ’
De nombreux auteurs
[1
à5]
ont utilisé ouutilisent une telle
technique.
Pour notrepart,
nousavons
essayé
deréaliser,
dans cettevoie,
unappa-reillage
de constructionsimple
qui
soitadaptable
aux conditions très diverses se
présentant
dans lesmesures
pratiques
d’ionisation
etdans
lequel
lespossibilités
optiques
dumicroscope
soient utiliséesau maximum.
Nous décrirons tout d’abord de manière assez
détaillée le
montage
expérimental, puis
nousdiscu-terons la méthode de mesure
utilisée,
ainsi que lescorrections
appropriées
àapporter.
1° MONTAGE DE MESURE. - La
figure
i montrele schéma
général
dumontage.
Le flux lumineux transmis par la fente estenvoyé
sur la cathode’
d’un
photomultiplicateur
dont la dernière dinode ’est
reliée,
à travers unamplificateur
continu,
auxplaques
verticales d’unoscilloscope
cathodique.
Le coefficient
d’amplification
utilisé estd’envi-ron 600 ooo. ,
Le
microscope
est detype
ordinaire(Koritzka)
àplatine
tournante.z
2° BALAYAGE OPTIQUE. - La fente utilisée
(ou
plus
exactement sonimage
dans leplan
de la trace :354
feinte-image)
étant,
dans un but facile àcomprendre,
moinslarge
que le diamètre moyen desgrains,
nerecouvre pas la trace sur toute son
épaisseur.
Il estdonc nécessaire de
déplacer
la fenteperpendiculai-rement à la trace
(ou
viceversa)
pour étudier latrace dans toute sa
largeur.
’
Tous les auteurs cités ont utilisé un
balayage
par déplacement mécanique de la
plaque,
cequi
apour inconvénient d’obtenir
toujours
la mêmesur-face
balayée, quel que soit le
grossissement
utilisé. Pour des raisons de facilité de construction et de meilleure utilisation des diversgrossissements
objec-tifs,
nous avonspréféré
utiliser undéplacement
optique
deIg
fente-image
par un effet de lameà faces
parallèles.
Pourcela,
entre l’oculairemicro-scopique
et lafente,
nous avons intercalé unprisme
parallélipipédique
de verre d’arêteparallèle
à lafente, pouvant
tourner à vitesse constante autourde son
grand
axe. La section duprisme
et legrossis-sement utilisé déterminent la
largeur
duchamp
balayé
(voir
tableauI).
’
Tableau 1.
30 MESURE RELATIVE ET MESURE ABSOLUE.
-Pour effectuer des mesures
photométriques
absolues,
il est insuffisant
d’opérer
à éclairement du micro-scopeconstant;
principalement
pour lesplaques
sàgrande
densité dephénomènes,
on doit utiliserune
intensité
lumineuse de référence.Dans ce
but,
nous avons noirci deux facesoppo-sées du
prisme
tournant afin que la fente soit obturéepériodiquement.
Dans ces conditions lephotomul-tiplicateur
transmet àl’oscilloscope
une suited’im-pulsions
carrées deprofondeur
Hcorrespondant
à la suitelumière,
obscurité, lumière, etc.,
H mesurel’intensité lumineuse reçue par la fente en l’absence
de trace. Pour
opérer
sur les différentestraces
dans
des conditions
identiques,
il suffit de maintenir Hconstant,
H étant mesurée parrapport à
laposition
duspot
lorsque
l’intensité transmise est nulle(pas-sage des faces noircies du
prisme).
L’impulsion
représentant
leprofil
de noirceur de latrace,
s’ins-critquand
celle-ci est introduite sous lafente,
danslà
partie correspondant
à laphase
lumineuse dusignal
carré(fig. 2).
Pour maintenir H constante trois modes
opéra-toires sont
possibles :
actionsur
la tensiond’ali-mentation du
phôtomultiplicateur,
action surl’am-plificateur
continu,
action sur le rhéostat de lalampe
d’éclairement dumicroscope.
Cestrois
moyenssont
expérimentalement équivalents.
Nouspréférons
doncagir
soit sur latension,
soit surl’amplifi-cateur et laisser l’intensité lumineuse aussi faible que
possible
afin de ne pastrop
chauffer laplaque
pendant
les mesures.Nous avons vérifié la stricte fidélité de la tension
et de
l’amplificateur
utilisés.Les impulsions représentées ici correspondent à une même trace en des points voisins de son parcours (grossissement total i oo x). ,
.
L’impulsion pointillée correspond à un proton à 500 [J. de sa
fin de parcours (grossissement total 1000 x). En fait, le fond de l’impulsion n’est pas exactement plat, la’
vitesse de déplacement de la fente n’étant pas constante y
pour tout le champ balayé. Le fond est un arc de parabole
de grande ouverture. ,
4o
GRANDEUR LA PLUSCARACTÉRISTIQUE
DEL’IMPULSION D’OBSCURCISSEMENT D’UNE TRACE.
-La
figure
2 montrel’aspect
général
dusignal
carréauquel
se superpose l’impulsion relative à un grosnoyau
primaire
cosmique
trèsénergique
en despoints
voisins de sonparcours,
on y voit bienl’in-fluence
des ’rayons 0
sur les bords del’impulsion.
On remarque
expérimentalement que
la hauteur del’impulsion
h esttoujours
inférieure àH,
c’est-à-’dire
qu’aucune
trace nepeut
paraître
absolumentnoire,
cequi
est dû aux rayons lumineuxobliques
contenus dans le cône d’ouverture de
l’objectif
355
On
peut
s’attendre à ce que h soitreprésentative
de l’ionisation de la trace. Il est nécessaire de
mon-trer que h est suffisamment
caractéristique.
La hauteur h mesure l’obscurcissement du milieu de latrace : elle doit être peu sensible aux contours
de
la trace mais très sensible à sa densité de
grains
età’sa
largeur.
Elle sera donc constante pour uneparticule prisse
en despoints
voisinsde
son parcours(à
condition toutefois que l’énergie de cette
particule
reste constante sur le parcours desmesures).
Onpeut
constater ce fait sur la
figure
2. Il en est tout autre-ment pour lademi-largeur
del’impulsion
parexemple,
qui,
elle,
est soumise àd’importantes
variations visibles sur lafigure.
Plusieurs cas sont àdistinguer
quant
à lapratique
d’une mesure :a. Cas des traces de
f aible
et moyenne densité(particules
decharge
unité engénéral).
- Dans cecas,
expérimentalement,
l’impulsion a
sensiblementla forme d’un
triangle
isoscèle de base à peuprès
constante pour les diverses ionisations des
par-ticules
étudiées,
si bien que l’onépuise
toute l’infor-mation donnée parl’impulsion
en ne mesurant quesa hauteur.
On
peut
s’attendre à cette constatationexpéri-mentale : la
demi-largeur
del’impulsion
mesure ladispersion
sensiblementconstante
desgrains
touchés par laparticule,
non en leur centre mais sur leurpourtour.
,h est donc la seule
grandeur
à mesurer. Unexemple
d’impulsion
de ce genre estporté
enpoin-tillé sur la
figure
2.-b. Cas des traces de
forte
densité degrains
et defaible
densité derayons 0 (noyaux primaires
légers
loin de leur
fin
de parcours, parexemple):
- Lesbords de
l’impulsion
sont peu modifiés par lapré-sence de rares a et la
demi-largeur
nepeut
donnerune mesure
précise
du nombre derayons 8
(ioni-sation « secondaire
») (1).
. . Enopérant
sur lesrégions
des parcours où iln’y
a pas de
8,
h donne la mesure de l’ionisation «pri-maire »
(1)
de laparticule.
c. Cas des traces de
forte
densité desrayons 8
éner-giques
(majorité
des noyauxprimaires lourds).
-Il est certain que dans ce cas, on
n’épuise
nullementtoute l’information
expérimentale
en ne mesurantque la hauteur
h,
puisqu’on
néglige
l’étalement del’impulsion (surtout
dû à l’ionisation « secondaire»);
’ on devrait tenircompte
detoute
la forme del’im-pulsion.
On voit sur lafigure
2 que l’aspect trèsvariable des bords de
l’impulsion oblige
à faire des(1) Les termes t primaires » et « secondaires » ne sont pas
employés ici dans leur sens habituel. Nous désignons par ionisation « primaire » » celle représentée par les grains non
dissociables de la trajectoire (ionisation très proche). Au contraire l’ionisation « secondaire » sera celle des rayons a bien
dissociables de la trajectoire. On conçoit donc que dans
l’ionisation « primaire » est comprise une partie de l’ioni-sation secondaire de la définition classique.
moyennes : le
temps
des mesures est donc considé-rablementaugmenté,
desenregistrements
photo-graphiques
étant nécessaires. Il est toutefoisinté-ressant de noter que pour une même trace examinée
en des
points
voisins de son parcours, lesimpulsions
inscrites sur
l’oscilloscope,
sont toutescomprises
entre une
impulsion
d’étalement maximum(densité
de a
maxima)
et une d’étalement minimum(densité
_
de 8
minima).
C’est le cas desimpulsions
a et c dela
figure’ 2.
Lafigure
3 montre alors comment onpeut
évaluer l’ionisation due auxrayons 6
repré-sentée par la surface limitée par les
impulsions
extrêmes.Il nous a semblé
préférable
d’éliminer l’influenceindividuelle des
rayons 8
et de mesurerglobalement
l’ionisation «
primaire
»plus
l’ionisation « secondaire »en utilisant de très faibles
grossissements
objectifs.
On
augmente
ainsi et laprofondeur
dechamp (pour’
avoir une bonne mise aupoint
de tous les8)
et les dimensions duchamp
balayé (pour
que tous les 8apportent
leurcontribution);
on est ainsi ramenéau cas a et h est la seule
grandeur
à mesurer.-d. Cas des traces très denses à
forte
densité depetits rayons a
(fins
de parcours
desfragments lourds).
- Ce
cas est intermédiaire entre a et c : les
petits
rayons 8
élargissent
la trace et l’on nepeut
distinguer
ionisation «
primaire
» et ionisation « secondaire ».En ne mesurant que h on
perd
unepartie
del’in-formation en ce
qui
concerne lalargeur
de la trace(amincissement),
mais la variation de h avec lacharge
de laparticule
et le parcours restant estexpérimentalement
suffisante pour déterminer lanature du
fragment.
’ Cecarelli et Zorn[3],
d’ailleurs,
ont montré que l’onpouvait
aussi considérer lademi-largeur
seu-lement..
50TECHNIQUE
D’UNE MESURE. - Leréglage
dumicroscope
se fait en utilisant un micromètreobjectif
dont les traitsremplacent
la trace; on obtient ainsi unréglage
contrôlablependant
une356
1 Les différentes
mesures à faire sur une même trace
sont facilitées par un
palmer
déplaçant
la trace,préalablement
orientée,
dans la direction de la fente. Laprofondeur
de la trace au sein de l’émulsionse lit sur un
comparateur
micrométrique
à cadran.Les
réglages
étanteffectués,
chaque
mesure sedécompose
ainsi : orientation etcentrage
de la trace,normalisation de H
près
de latrace,
mesure de haprès
recherche de sonoptimum
enagissant
sur lavis
micrométrique
dumicroscope,
relevé de lapro-fondeur du
point
de mesure,déplacement
de la traceen vue de la mesure suivante. Toutes ces
opérations
faciles
sont
trèsrapides.
Toute variation de tension ou d’intensité lumineuse
au cours d’une lecture se voit immédiatement
sur
l’oscilloscope,
cequi
permet
un contrôleperma-nent de
la
normalisation de H.60 CORRECTIONS A APPORTER AUX MESURES.
-Nous
avonsjusqu’à présent supposé implicitement
que la trace était
plane
et en surfaced’émulsion,
cequi
n’est presquejamais
réalisé. Lapente
d’unetrace et sa
profondeur
au sein de l’émulsion modifientla forme de
l’impulsion
et notamment sa hauteurqui
doit doncêtre,
dans ce cas,corrigée
pour cesdeux effets. Ces deux corrections sont aisées à établir pour
h,
il n’en est pas de même pour les autresgrandeurs géométriques
del’impulsion;
cette raisonjustifie,
elleaussi,
le choix de h commegrandeur
caractéristique
laplus
utilisable.a. Correction de
profondeur.
- Ladiffusion
etl’absorption
(par
la couche d’émulsion situéeau-dessus de la
trace)
de la lumière transmise par la trace réduisent la valeur de h.Pour établir
expérimentalement
la correction àapporter
(facile
àjustifier
théoriquement),
nousétudions la variation de h avec la
profondeur
pour une trace à son minimum d’ionisation(ionisation
constante)
traversant l’émulsion depart
enpart.
Pour la
précision
de la mesure deh,
il estpréférable
drutiliser à cet effet une trace de noyau
primaire
defaible
charge.
On trouve ainsi que pour une
plaque
uniformé-ment et bien
fixée,
la correction est liée à la pro-fondeur p de la trace par la relationh’,
hauteurcorrigée
deprofondeur;
k’,
constantecaractéristique
d’une même série deplaques (pour
laprofondeur
p);
on
peut
établir une telle correction pour desplaques
G.,
600 F,
convenablement traitées(2).
Ontrouve,
par exemple, que le coefficientkp
a pour(2) On obtient toute satisfaction en utilisant un fixage acide
(PH l’J 6,4)
qui empêche les dépôts d’argent colloïdal. Les plaques ainsi obtenues sont très uniformes ettranspa-rentes, c’est-à-dire donnent de faibles valeurs de k’.
valeur 1,5 pour la couche d’émulsion au contact du
verre pour des
G5,
600 F,présentant
un coefficientde contraction de
2,4.
Ce coefficients de correction varie très peu entre diverses séries deplaques
ayant
subi les mêmes traitements(fig. 4).
"Fig. 4. - Quelques exemples de corrections de
profondeur (plaques Gb, 600 li).
b. Correction de
pente.
- Il fautdistinguer
icideux effets. En
premier
lieu une trace inclinée vue enprojection
horizontaleprésente
une densitéappa-rente
plus
forte que sa densitéréelle;
en secondlieu,
la trace n’est pas au
point
sur toute salongueur
utile. Ces deux effets
agissent
en sensopposé.
Cette correction
peut
se déterminerexpérimenta-lement en
comparant
des traces de même nature et au même parcours restant(particules x
terminées dansl’émulsion)
mais d’inclinaisonsvariées;
on esttoutefois limité du fait
qu’il
est difficile d’identifierune
particule quand
elle est fortementinclinée.
Pour ungrossissement
objectif
97 x,on
trouvepour des
angles
0 i5o(limite
d’identificationcertaine),
la relation’
h ",
hauteurcorrigée
depente.
°Pour établir
théoriquement
cettecorrection,
afinde
justifier
etprolonger
la correctionexpérimentale,
on
part
des deux constatations%expérimentales
sui-vantes :
I° h est lié à la
longueur
x de trace utilisée parrelation
évidentequi
estl’expression
mathéma-tique
del’additivité
des h élémentaires.20 La variation de h en
fonction
du défaut de mise aupoint z
est donnée par’
hz,
hauteur pour un défaut de mise aupoint
z ;Ao,
hauteur pour la mise aupoint
exacte;on
peut
alors aisément calculer la contribution dechaque
élément detrace,
compte
tenu de son défautde mise au
point.
Uneintégration
sur toute la lon-gueur 1 de trace utilisée àchaque
mesure conduit àoù le facteur
cos 5
0 tientcompte
de l’effet de densité2
apparente.
Pour le
grossissement objectif
97 x, on trouveque L
= o,go si bien quela
correction calculée estune bonne
approximation
de la correctionexpéri-mentale
pour les faibles inclinaisons(L
20pour 100)
ce
que
montre lafigure
5.D’autre
part,
la correction est d’autantplus
petite
Fig. 5. - Corrections de
pente (G,, 600 li, contraction : 2,5).
que le
grossissement objectif
estplus
faible et que latrace est
plus
épaisse.
Elle devient doncnégligeable
pour les gros noyauxprimaires
de faible inclinaison. Elle est en outre la même pour toutes lesparticules
decharge
unitépuisque
celles-ci ontapproximati-vement la même
épaisseur.
-, z
70
NORMALISATION DE SÉRIES DE PLAQUES ENTREELLES. - Pour
pouvoir
comparer entre ellesdiverses
séries de
plaques,
on doit tenircompte
du diamètre desgrains,
diamètrequi dépend
del’émulsion
etde son
développement.
Plutôtqu’établir
unerela-tion entre h et le diamètre moyen du
grain
pourchaque
valeur del’ionisation,
nous avonspréféré
procéder’à
une normalisation sur lesparticules
ase terminant dans
l’émulsion,
toutes correctionsprécitées
faites. Nous avons vérifié que celaentraî-nait la normalisation de toute valeur
de
pour
desI0
séries. ayant
subi à peuprès
les mêmes traitements. Pour comparer des émulsions de sensibilités très différentes un nouvelétalonnage
semble nécessaire.1
Il est bien évident que les
inégalités
de sensibilitéet de
développement
pour les diverses plaques d’unemême série ne sont pas éliminées en
procédant
à cette normalisation. Mais ceci est un
problème
de fabrication et de traitement des émulsions et toute méthode d’évaluation de l’ionisation rencon-trera les mêmes
difficultés.
°, Nous avons choisi comme
point
denormalisation,
la meilleure série de
plaques
à notredisposition.
80 RENDEMENT. - Il nous semble intéressant
de donner une indication sur la
rapidité
des mesures.Dans ce but nous
choisirons3
unexemple
concret :I5 h ont suffi pour étudier tous les 10 ju, 1 15 fins de
parcours de carbones accélérées artificiellement de
200 F environ de
long,
soit pour 2 z5o mesures.Cependant,
toutes lestrajectoires
étantparallèles,
les mesures en étaientappréciablement
accélérées.Il faut aussi
préciser qu’à
tellerapidité,
les mesuresd’ionisation ne causent pas de lassitude pour
l’opé-rateur, écueil évident des autres méthodes dès que
l’on en
prolonge
la durée d’utilisation.2.
Étalonnage h
=f
y- ) ’ 2013
Dans lapratique
une mesure d’ionisation a pour but de connaître
la valeur
de j
pour une trace en un ouplusieurs
I0points
de son parcours, Il est doncindispensable
deprocéder
à unétalonnage
del’appareil
en fonctionde -y-
théorique (formule
deBethe-Bloch).
PourI0
cela on utilise des traces de nature connue se
termi-nant dans l’émulsion. On
peut
alors calculerl’ioni-sation
théorique
en chàcundes
points
où une mesurephotométrique
est effectuée. On ne doit travaillerqu’en
classe a oub,
(voir §
1,
40);
on pourra donc utiliserles
particules
decharge
unité sur tout leur parcours,mais par
contre les
particules
de
charge supérieure
mais
cependant petite,
ne devront être utiliséesque loin de leur arrêt.
’
En
procédant
ainsi,
on obtient la courbe donnéepar
lafigure
7, danslaquelle
lespoints
marqués
par des cercles sont le résultat de moyennes sur
plusieurs
traces de mêmetype.
Sur cettefigure,
les
points
1 à 6 sont déduits de l’étude deprotons,
lespoints
7 et 8 de celle desparticules
«, lespoints
9 et 10 de celle de 8Li(marteaux),
lespoints
11 de celle dubore,
lespoints
12 et 13 de celle de carbones accélérés artificiellement.Il est évidemment
primordial
depouvoir procéder
à un contrôle de cetétalonnage.
Unepossibilité
de vérification nous est fournie par l’étude des
primaires
d’obus à balles detype
pur [6]. Nousrap-pelons
que l’on dénomme ainsi lephénomène
d’ex-plosion
quasi spontanée
d’un noyauprimaire
en sesconstituants
nucléoniques,
sous l’effet d’un choc.Hoang-Tchang
Fong
a montré que dans un telchoc,
l’énergiè
d’excitationprise
par le noyau heurté estfaible et que par suite il
n’y
a pas création de mésons. t358
faible ouverture
(vue
lagrande
impulsion
du noyauprimaire)
et au minimumd’ionisation;
onpeut
donc avoir exactement la
charge
du noyauprimaire
Fig. 6. -
Exemple schématisé d’obus à balles pur [6].
Dans un tel phénomène : ,
10 L’énergie par nucléon du primaire est au voisinage
du seuil de création des mésons.
2° La collision ayant lieu au bord du noyau heurté, l’énergie
d’excitation transmise est faible.
z
Le cône contient donc uniquement les protons constituant
le primaire.
par
comptage des
particules
ducône,
compte
tenude leurs
charges respectives.
Unexemple
de cephé-nomène a été
publié
parHoang-Tchang
Fong
et’
est
reproduit
dans lafigure
6.Nous avons pu ainsi vérifier les
points
del’étalon-nage
correspondant
à36,
49
et64
respectivement
I0
minima du
carbone,
de l’azote et del’oxygène.
Onpeut
dupoint
de vuephotométrique,
justifier
la forme de la courbe
d’étalonnage
de la manière suivante :I° Pour des ionisations inférieures à environ six fois le
minimum,
chaque grain agit
individuel-lement ;
la croissancerégulière
de h est due à la_ croissance
régulière
de la densité degrains,
suivant la loihein
dépend
de laplaque
étudiée.1 2° Entre 6 est 10
Io,
lesgrains perdent
’tout oupartie
deleur
action individuelle par suite de che-vauch,ementsimportants
entre eux. On assiste alorsà une sorte de saturation de la trace.
30 Au delà de 10
I.,
l’effet de saturation esttotal,
mais ils’y superpose
uneffet
d’épaississement
de la
trace,
si bien que h recommence à croîtrerégu-lièrement,
la loi de variation étant alors.
De cette
manière,
on nepeut
guère espérer
prolonger
l’étalonnage
au delà de r 50Il
puisqu’alors
onpasse en classe a ou c. On doit donc
procéder
autre-ment
en mesurant le total ionisationprimaire
etionisation secondaire. Ainsi
pour
’l’étalonnage
desfins de parcours de noyaux
légers,
on sereportera
à la
figure
9 duparagraphe
3.’Remarque.
- Les’ valeursnumériques
ci-dessus,
s’entendent pour un minimum de 35
grains
par 100 p..3.
Quelques applications.
-- I0 MESUREDE
MASSES DE PARTICULES DE CHARGE UNITÉ EN FIN
DE PARCOURS. - La détermination de
masses en
fin de parcours par
comptage
degrains
est baséesur la remarque suivante : deux
particules
de mêmecharge.
et de mêmevitesse,
donc de mêmeionisation,
ont
leurs
massesrespectives
liées par la relation(3)
bien connue’
les indices i et 2
désignent
les deuxparticules,
Ml
etMg
leursmasses.
R1
etR2’sont
les parcours restantde ces
particules.
Avec la méthode
photométrique
nousconsidé-rerons le
rapport
des parcours restants pour unemême valeur de h
(même
valeur del’ionisation).
Pour obtenir la valeur de k nous utilisons le
traite-ment
statistique
(4)
suivant : -. des valeursexpéri-mentales h pour des parcours
R2 (distribués
lelong
duparcours),
on déduit les valeurs deR1
corres-pondantes
pour laparticule
deréférence,
partracé
des horizontalescorrespondantes
dans ledia-gramme
h = q¡ (R).
Engénéral
la courbe deréfé-rence donnant les
Ri
est construite par des moyennessur
plusieurs
protons.
On pose ensuite que la variableest distribuée selon une loi de
Laplace-Gauss
dont on déduit immédiatement par la méthode dumaximum de vraisemblance la meilleure estimation
de k,
soit k,
donnéepar
’
-(3) Cette relation ne suppose aucunement la connaissance détaillée de la loi d’ionisation.
ainsi que la variance minima sur l’estimation
de k,
soit
N,
nombre de mesures.Cette erreur tient
compte
de ladispersion
despoints
expérimentaux (le
parcoursR2
peut
êtreparfai-tement
déterminé)
mais ne contient pas l’erreurfaite sur la détermination
expérimentale
de la courbe de référence. On doitajouter
àk
cette erreur.La
précision
de la méthode dans les conditionsexpérimentales
actuelles est au moins aussi bonne que celle duscattering
en fin de parcours. Il fautremarquer que notre
appareil
n’est pasparfaite-ment
adapté
aux mesures faites trèsprès
de la fin de parcours. En effet pour avoir une bonne mesurede
h,
il est nécessaire que la trace soitparallèle
à la fente sur toute salongueur
utile,
cequi
n’est pastoujours
réalisé par une trace presque à l’arrêtqui
présente
desangles
descattering
nombreux etimportants.
Pour obtenir une meilleureprécision,
il faudraitajuster
la fente dans salongueur.
La mesure
photométrique
étant entièrementindépendante
de celle descattering,
onpeut
lescombiner
statistiquement,
cequi
esttoujours
intéres-sant,
d’autantplus
que les causes d’erreurpour
cesdeux méthodes sont
d’origines
très différentes. Parexemple,
contrairement auscattering,
la méthode-photométrique
est très peu sensible aux déformations faibles éventuelles.Nous donnerons enfin un
exemple
de mesure.La
particule
étudiée(méson
lourd émis d’uneétoile)
a un parcours de
4 900 [J-
dans l’émulsionjusqu’à
son arrêt. La mesure
photométrique
conduit pourla masse du méson à .
alors que la, mesure de
scattering (5)
donne20 DÉTERMINATION DE LA CHARGE DES NOYAUX
LOURDS EN FIN DE PARCOURS
(FAIBLES CHARGES).
- La
charge
desfragments
lourds émis dans lesdésintégrations
nucléairespeut
se déduire de leur densité depetits
rayons a[7]
ou de leurlongueur
d’amincissement
[8].
Lesrayons a
de très faible parcours(un
ouquelques
grains)
sont
difficiles àindividualiser,
donc àcompter.
Lalongueur
d’amin-cissement ne semble pas suivre la loithéorique
avancée
jusqu’à
présent
[9].
Ces deux méthodes nesont utilisables que dans le cas de
fragments
particu-lièremént
longs.
Elles nécessitent d’autrepart
l’utili-sation
de ,critères
particuliers
àchaque
observateur. (5) La mesure a été effectuée par J. Trembley selon laméthode couramment utilisée à Bristol (MENON et al., Phil.
Mag., 42, 195I, 1232).
Nous avons
procédé
à unétalonnage
photomé-trique
systématique
desfragments
émis dans7 000 étoiles d’une même série de
plaques.
NousFig. 8. -
Aspects comparatifs de fins de parcours de noyaux lourds (Z 8)..
’
avons en outre utilisé des
fragments
de natureconnue soit des 8Li
(marteaux),
soit des 12C accélérés .artificiellement. La
figure
9 montre le résultat deces mesures.
Dans les étoiles
utilisées,
nous n’avons rencontré que fort peu decharges supérieures
ouégales
à .celle del’oxygène
(moins
deo,25
pour 100 des 35ofrag-
’
ments
étudiés)
si bien quel’étalonnage
se trouvejusqu’à
présent
limité àZ à
8. Des fins de noyauxprimaires (carbones,
azotes,oxygènes)
ontpermis
de
prolonger
l’étalonnage
pour des parcoursplus
longs
que les parcours habituels desfragments
d’étoiles. Lafigure
8 montre lesaspects
comparés
des fins de parcours pour des noyaux decharge
comprise
entre 2 et 8.Nous avons effectué des
comptages
de a sur lesfragments
lepermettant
et nous avons vérifié queles mêmes
groupements
se retrouvaient pour les360
Les fluctuations de mesure autour des courbes
moyennes de la
figure
9 sont suffisammentpetites
pour
qu’il
n’y
ait pas de recouvrements entre deux valeurs voisines de lacharge,
du moins àquelque
distance de la fin de parcours. Onpeut
donc donner lacharge
exacte d’uneparticule
àpartir d’une
longueur
minima d’environ75
[.L. Onpeut
remarquer que cettelongueur
est sans douteplus
faible que.celle
exigée
par lecomptage
de 6 ou lalongueur
_ d’amincissement (pour
Z à
8).
Pour lesfragments
très fortement inclinés
(rv 450) la
mesurephoto-métrique
permet
seulement une estimation de lacharge,
avec un choix entre deux ou trois valeursde celle-ci suivant la
longueur
de laparticule.
Nous ferons remarquer que la méthodepermet
de vérifier les lois de densité de
rayons 8
ou d’établir une loiempirique
delongueur
d’amincissement.30
ÉTUDE
DE LAFRÉQUENCE
DE NOYAUX LÉGERS,
(Z
= 3 à
6)
DANS LE RAYONNEMENT COSMIQUEPRIMAIRE. -
Depuis quelques
années,
plusieurs
auteurs
[10]
et[11]
ont
étudié lafréquence
desnoyaux
légers
Li,
bye et B dans lerayonnement
cosmique primaire.
Les divers résultats obtenussont loin d’être concordants. Les
divergences
viennent trèsprobablement
des méthodes utilisées pour la détermination de lacharge
Z de cespri-maires.
La connaissance de l’ionisation d’une
particule
et celle de son
impulsion
permettent
de déterminersa
charge.
La mesure del’impulsion
se faithabi-tuellement par
scattering
[11];
malheureusementcomme les noyaux
primaires
sont leplus
souvent trèsénergiques,
cette mesure est limitée dans saprécision.
L’ionisation est estimée par lecomptage
des rayons 8. Dans cette numération on ne
peut
.tenir
compte
des 6 degrande énergie
d’identifi-cation partrop
incertaine,
on ne doit utiliser quedes 8
de moyenneénergie
peu nombreux. Une erreur sur leur densitéajoutée
à une erreur assezgrande
de la mesure de
scattering,
nepermet
pas dedéter-miner Z
exactement.
,Il est donc intéressant d’effectuer avec le maximum
de
précision
la mesure del’ionisation;
or la méthodephotométrique
lepermet
en utilisant l’ionisation«
primaire »
de la trace(«
core»).
Pour cette étudenous nous trouvons
exactement
dans le domained’application
del’étalonnage
précité.
Onpeut
d’ailleurs utiliser les deux estimationspossibles
de l’ionisationqui
doivent’ être cohérentes. Lesformes
très différentes des courbes(Na,
densitéde
0;
«,angle moyen de
scattering)
permettent
de comparer aisément les deux mesuresde l’ionisation.
La densité
expérimentale
desrayons a
diffèretoujours
de leur densité.théorique, par
un certaincoefficient
représentatif
de lasubjectivité
ducomp-tage.
Des critèresprécis
decomptage
doivent êtreadoptés
etrespectés
tout lelong
des mesures.Chaque
expérimentateur
calibre ses courbesexpéri-mentales sur les courbes
théoriques.
Notre méthodepermet
d’effectuerobjectivement
cecadrage
expé-rimental des courbes
théoriques
utilisées.La méthode
photométrique
est aussiappréciable
pour l’utilisation desémulsions
de faiblesensibilité
(C2
ouGo Ilford).
Dans ces émulsions ladétermination
de l’ionisation se fait par
comptages
degrains
s’avérant
impossibles pour les
grandes
valeurs de Z. Cette limite n’existe pas pour la méthodephoto-métrique ; jusqu’à
présent
nous n’avons malheureu-sement pas eu l’occasiond’utiliser
de tellesplaques.
5. Conclusion. 2013 Les
exemples
citésplus
hautillustrent
quelques
apports
de la méthodephoto-métrique.
D’autresapplications
sont évidemmentpossibles;
parexemple
si l’ondisposait
d’une fenteajustable
et orientable onpourrait
fairesimulta-,
nément la mesure de
scattering
et la mesurede
l’ionisation. Nous avons surtout
essayé
de faireressortir au cours de cet
exposé
les caractères propresde
la
méthode. Nous les résumerons ainsi :a. La méthode est très
rapide
et ne nécessite que des calculs élémentaires.b. La méthode est
objective,
cequi
n’est parsréalisé pour les
comptages
degrains
ou de lacunes. c. La méthode utilise lesplaques
habituellessans traitement
spécial
decelles-ci,
si bien que l’onpet
toujours
comparer
les résultats des méthodesclassiques
et’photométriques
et les combinerstatifs-tiquement.
d. Son domaine
d’application
est étendu à toutle domaine de variation de
l’ionisation;
aucune autre méthode neprésente
jusqu’à
présent
cetteétendue
du domained’application.
Il est aussi intéressant de noter qûç
l’appareillage’
utilisé
est
trèssimple
cequi
permet
depouvoir
facilement le
reproduire
enplusieurs exemplaires.
Remerciements Nous voudrions tout d’abord remercier M. le Professeur
Leprince-Ringuet
etM.
j.
Crussard pour leursencouragements
et leurs remarques au cours de ce travailpréliminaire.
Nousremercions aussi tous nos camarades du laboratoire
qui
nous ont souvent aidés ou conseillés. Nous sommesreconnaissants
auxjeunes
fillesqui
onttrouvée
dans les
plaques photographiques
lesphénomènes
qui
ontpermis
cette étude. Nous avonsapprécié
la
gentillesse
du Docteur Barkasqui
a bien voulu exposer pour nous desplaques
aucyclotron
deBerkeley.
BIBLIOGRAPHIE.
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21, 978.
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TCHANG FONG. - J.
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[8] HOANG TCHANG FONG et MORELLET D. - C. R. Acad.
Sc.,
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1949, 75, 1779; 1949, 76, 166;
1950, 77, 54 et 419; 1950, 80, 953. - DAINTON et al. - Phil.
Mag., 1952, 43,729.
[11] DAINTON et al. - Loc. Cit.
SUR LE SPECTRE DE RALENTISSEMENT INTERNE DU 32P DANS LA
RÉGION
DES BASSES
ÉNERGIES
Par GÉRARD-ANDRÉ
RENARD,
Collège de France, laboratoire de Chimie Nucléaire.
Sommaire. 2014 Étude du spectre des photons de ralentissement interne du nuclide 33P, dans la bande
d’énergie de 3 à 30 keV, par la méthode du compteur proportionnel. L’accord avec la théorie est
satisfaisant.
LE JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM. TOME
14,
JUIN1953,
PAGE 361.1. Introduction. - L’existence d’un
spectre
continu faible de
photons, désigné
dans lalittéra-ture par :
rayonnement
defreinage
interne ou de ralentissement interne(innere
Bremsstrahlung),
accompagnant
ladésintégration g
a été découvertpar Aston
[1]
en 1927.Depuis,
cephénomène
a étéobservé et étudié par divers
expérimentateurs
[2]
à
[9];
récemment,
lestechniques
nouvelles de détec-tion ont donné lieu à des mesuresplus précises,
ainsi
qu’à
l’étude de la corrélationangulaire
durayonnement g
et durayonnement
defreinage
interne[10], [11], [12].
,La théorie de cet effet a été traitée simultanément
par
Knipp
et Uhlenbeck[13]
et F. Bloch[14];
elle a étécomplétée
par C. S.Wang
Chang
etD. L. Falkoff
[15]
et Horovitz[16]
en cequi
concerneles transitions interdites.
Les
expériences
récentes ontpermis
l’étude de la forme et de l’intensité duspectre
jusqu’à
des limites inférieures variant de 10o à 3o keV et sonten bon accord avec la théorie.’ Dans ce
travail,
j’ai
obtenu,
par la méthode ducompteur
propor-tionnel,
lespectre
de ralentissement interne de 30à 3
keV,
et j’ai
comparé
les résultats avec la théorie.2. Méthode
expérimentale. -
Ledispositif
expérimental
estreprésenté
schématiquement
figure
i. Il se compose d’une chambreC,
d’uncanaliseur
B,
danslesquels
on fait levide,
et d’uncompteur
proportionnel
A. La source estplacée
au centre de la
chambre
C.Fig. 1. -
Dispositif expérimental.
z
A. COMPTEUR, - Le
compteur
cylindrique,
d’untype
classique,
a un diamètre de 60 mm, le fil esten
molybdène
deo,08
mm dediamètre;
l’isole-ment est assuré par des ànneaux de pyrex;
perpen-diculairement au fil en son
milieu,
lecompteur
comporte
deux fenêtres diamétralementopposées,
d’un diamètre utile de 8 mm, l’une est enberyllium
de 17
mg /cm2
de massesuperficielle,
.l’autre enaluminium de
