Variation du rendement de radioluminescence des scintillateurs organiques avec la perte d'énergie et le nombre de charges des particules ionisantes

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Variation du rendement de radioluminescence des

scintillateurs organiques avec la perte d’énergie et le

nombre de charges des particules ionisantes

J. Lopes da Silva, R. Voltz

To cite this version:

VARIATION

DU

RENDEMENT

DE

RADIOLUMINESCENCE

DES

SCINTILLATEURS

_ORGANIQUES

AVEC LA PERTE

D’ÉNERGIE

ET

LE

NOMBRE

DE

CHARGES DES PARTICULES

IONISANTES

J. LOPES da SILVA

(*)

et R. VOLTZ

Département

de

_Physique

des

Rayonnements

et

_{d’Electronique}

Nucléaire,

Centre de Recherches

_Nucléaires,

Strasbourg,

France

(Reçu

le 27 novembre

_1971,

révisé le 6 mars

1972)

Résumé. 2014 On

présente une étude _{expérimentale} de l’influence de la nature des particules ioni-santes sur le rendement de la _{radioluminescence,} en _distinguant la scintillation globale et ses

deux composantes (prompte et différée). Un _{dispositif original permet} de mesurer le nombre de

photons émis, soit durant toute la scintillation, soit uniquement dans la composante différée, lorsqu’une particule chargée traverse une feuille mince de scintillateur plastique. On a utilisé une

variété aussi grande que possible de _{rayonnements (électrons, protons, deutons, tritons,} parti-cules 03B1, ions 3He++ et azote), en accordant une attention particulière aux domaines d’énergie où le pouvoir ionisant est élevé. L’ensemble des résultats obtenus montre que les rendements de la scintillation et de ses deux _{composantes dépendent} du nombre de _charges et de la _{perte d’énergie}

spécifique des particules. Les données expérimentales sont en bon accord avec des expressions théoriques proposées récemment par les auteurs.

Abstract. 2014 An

experimental study of the relative scintillation response of organic materials to different _types of radiation is _{presented, considering separately} the whole light emission and the two scintillation components. A device is described which allows one to mesure the number of emitted photons in the total scintillation and in the slow _component, when a _{charged particle}

interacts with a thin scintillator foil. The different types of radiation used in this work were electrons

(0.3-1 MeV), protons (0.3-4 MeV), deuterons (0.3-1 MeV), tritons _{(0.3-1 MeV),} 3He++ ions

(1-3 MeV), 03B1 particles (1-9 MeV) and _nitrogen ions _{(10-80 MeV).} The results show that the light

yields for the scintillation and the two components depend on the charge number as well as on the

specific energy loss of the particles ; the data are in agreement with the theoretical expressions recently proposed by the authors.

Classification

Physics abstracts 11.10

Comme mesure du rendement de la

scintillation,

on utilise

d’ordinaire,

soit le nombre

dS/dE

de

pho-tons _{émis par} unité

_{d’énergie perdue}

par la

particule

ionisante,

soit le nombre

_dS/dx

de

_photons

émis _par

unité de _parcours de

_{corpuscule chargé («}

lumines-cence

spécifique »)

[1], [2].

L’influence de la nature des _rayonnements sur le

rendement de la radioluminescence des scintillateurs

organiques

est

_{généralement}

décrite _par des relations

semi-empiriques

proposées

respectivement

par Birks

[3]

et

_{Wright [4] :}

(*) Adresse actuelle : Nûcleo de Quimica-Fisica Molecular Commissâo de Estudos de _Energia Nuclear _(IAC). Instituto

Superior Técnico. Lisboa - 1 Portugal.

où A et B sont les constantes. Divers auteurs

_{[1], [5]-[7j}

ont

_{cependant souligné}

que l’ensemble des

obser-vations

_{expérimentales publiées,}

notamment dans le

cas de _rayonnements de

_pouvoir

ionisant

élevé,

ne

peut être

_interprété

_par des relations de la forme

_(1).

De

_{plus, l’expression}

de Birks ne tient pas

compte

de

l’existence,

dans la

_{scintillation,}

de deux émissions. dont

_{l’origine physique}

est différente

_[2].

La

_première,.

désignée

par « prompte »

provient

de la désexcitation radiative de molécules excitées dans le

_premier

état

singulet Si,

formées _{par des processus} non radiatifs très

rapides

(conversion

interne,

recombinaison

_d’ions...)

à

_partir

des états

_primaires

d’excitation et d’ionisation

créés par les

particules chargées ;

la décroissance de

ce

signal

lumineux est

_{exponentielle}

et

_identique

à celle de la fluorescence. La deuxième

émission,

dite

« différée _{», est} due aux niveaux

_{singulets S1,}

résultant de l’interaction bimoléculaire d’états

_triplets

dans.

les zones de forte densité d’activation telles _que les.

traces des

_{particules primaires}

et

_{secondaires ;}

dans

128

ce cas, le déclin est

_plus

lent que pour le

signal

prompt,

et a lieu suivant une loi non

exponentielle,

déjà

étudiée en détail _par ailleurs

[2], [8], [9].

La luminescence

spécifique globale dsldx

doit donc être considérée

comme la somme de deux termes

_dlldx

et

_{dL’ jdx}

correspondant respectivement

aux

_composantes

prompte

et

différée,

qu’il

convient d’étudier

séparé-ment :

Nous avons

_repris

l’examen des relations

théoriques

entre

_{dL/dx, dL’/dx}

et certaines

_quantités

caracté-ristiques (nombre

de

_charges

z, perte

d’énergie

dE/dx)

des

_particules

nucléaires ;

dans ce

travail, déjà

par-tiellement

_publié

_{[2], [7], [10],}

nous avons

_distingué

les états d’activation moléculaire

_produits

dans la

trace du

_corpuscule

_primaire,

de ceux créés par les

électrons secondaires

_{énergiques ;}

l’influence de la

nature des rayonnements sur les luminescences

spéci-fiques dL/dx

et

_dL’/dx

est attribuée à une

dégradation

d’énergie

électronique,

résultant de l’interaction

d’es-pèces

activées voisines sur la

_trajectoire

d’une même

particule,

primaire

ou secondaire. On trouve

_ainsi,

pour le

signal

prompt :

où BS

est une constante

_{caractéristique}

_{des processus}

de

_dégradation

de

_l’énergie

des états

_singulets

dans la

trace des

_particules

et C une constante de

propor-tionnalité ; FS

est une fonction de la

_quantité

z2(dE/dx)-1

et

_représente

la

_proportion

de

_l’énergie

de la

_{particule perdue}

en

_produisant

des

rayons c5

d’énergie

suffisante _pour sortir de la trace. De

même,

pour le

signal

différé,

on obtient

_{l’expression :}

dans

_laquelle

_Bt

caractérise les

_phénomènes

de

dégra-dation des états

_triplets

dans la trace, et C’ est une

autre constante de

_{proportionnalité ;}

03A61

dE/dx

et

03A62

dE/dx

désignent

respectivement

les

_énergies,

_par unité de _parcours du

_corpuscule

_{incident, dissipées}

dans des zones de forte densité d’excitation par la

particule primaire

et les électrons secondaires

_rapides.

La validité de ces

expressions

_théoriques

a

_déjà

été confirmée

_{qualitativement}

_par

_plusieurs

études

expérimentales

[7], [10]-[14],

mais les résultats sont

encore

_trop

fragmentaires

_{pour permettre} une

compa-raison

_précise

aux relations

₍₂₎

à

_{(4) ;}

en

_particulier,

toutes les mesures ont

_porté

sur la scintillation

globale

sans chercher à la

décomposer

en ses deux

compo-santes. Nous étions donc amenés à

_reprendre

l’étude

expérimentale

du

_problème.

Dans ce

but,

nous avons mis au

point

un

_dispositif

original

permettant de mesurer directement une

grandeur

proportionnelle

au nombre de

photons

émis,

soit durant toute la

_{scintillation,}

soit

_uniquement

dans la _composante lente de la

radioluminescence,

lorsqu’une particule

nucléaire traverse une feuille

mince de scintillateur

_{plastique ;}

les méthodes et

dispositifs

de mesure sont décrits dans une

_première

partie

de ce travail. Dans une deuxième

_partie,

nous

présentons

les résultats de nos mesures,

lesquelles

ont

_porté

sur une variété aussi

grande

que

possible

de

_{particules (protons,}

_deutons,

_{tritons, particules}

a,

ions

_3He++,

ions

_azote),

en accordant une attention

particulière

aux domaines

_d’énergie

où le

_pouvoir

ionisant est

_{élevé ;}

de telles données sont en effet

particulièrement

intéressantes _pour vérifier les

pré-visions

_théoriques

sur l’influence du nombre de

_charges

et de la _perte

_{d’énergie dE/dx}

sur le rendement de la

scintillation. La discussion des courbes

_{expérimentales}

est abordée dans la dernière

_partie

de cette

étude ;

elle est nécessairement brève dans le cadre de cette

publication,

consacrée surtout à

_{l’aspect expérimental}

de notre travail.

1.

_Dispositif

et méthodes de mesure. - Un film

de scintillateur

_{organique, d’épaisseur}

Ax

_(de

l’ordre

du

_micron)

est _{traversé par} un

_{corpuscule chargé}

d’énergie

E ;

il

_s’agit

de mesurer la _perte

_d’énergie

AE

de la

_particule

dans le scintillateur ainsi _que les nombres de

_photons

AS et AL’ émis

_{respectivement}

dans la scintillation

_globale

et dans le

_signal

différé.

1.1 PRINCIPE

_(Fig.

_1).

- La

_particule

ionisante,

ayant traversé la feuille de scintillateur

_(F),

tombe

sur un détecteur à semiconducteur

_(DS).

Celui-ci

permet de déterminer la _perte

_d’énergie

à

_partir

du

déplacement

du _spectre

_{d’amplitude}

des

_impulsions

produites

par la

particule

suivant

qu’elle

traverse

ou non le scintillateur.

FIG. 1. - Schéma du

montage expérimental.

Pour mesurer les faibles

quantités

de lumière émises lors _{du passage} des

_particules

à travers la feuille F on a

_employé

un

_{photomultiplicateur}

_(PM)

en

comp-teur de

_{photons [15]-[17].}

Dans ce

_but,

on

_règle

photo-multiplicateur

afin que le nombre

moyen n

de

_photons

tombant sur la cathode soit tel _que fia «

1, a

étant le rendement

_quantique

de l’émission

_{photoélectrique ;}

on montre _{que, dans} ces

_conditions,

le nombre par

unité de _temps,

_Nb,

_{d’impulsions}

_anodiques

du

photo-multiplicateur,

est

_{proportionnel}

à celui de

_photons

arrivant sur la cathode. Si AI est l’intensité lumineuse émise _{par le film de}

_{scintillateur,}

on

_peut

donc écrire

que :

où K est un facteur de

_{proportionnalité qui}

ne

dépend

que des conditions

expérimentales,

telles que la

dis-position géométrique

et

_{l’épaisseur}

de

_F,

ainsi que

l’ouverture du

_{diaphragme ;}

si ces conditions sont

fixées,

le facteur K reste constant _pour toutes les mesures car la forme du spectre

d’amplitude

à

photo-électron

_unique

reste invariante pour tout le domaine

spectral

de la fluorescence du

_{scintillateur, laquelle}

ne

_dépend

_{pas de la} nature du _rayonnement ionisant. En

_pratique,

_pour réduire l’influence du bruit de fond

du

PM,

on réalise des coïncidences entre les

impul-sions délivrées _{par le}

_{photomultiplicateur}

et celles

issues du détecteur à semiconducteur. Les

nombres,

par unité de temps, de coincidences

_(N’),

de

_signaux

provenant du _compteur DS

_(N)

et du PM

_(Na)

sont

liés par la relation :

dans

_laquelle

0

_représente

le _temps de résolution du

circuit de coïncidence et

où

_Nc

est le nombre

_{d’impulsions}

de bruit de fond.

D’après

les relations

₍₅₎

à

_(7),

la

_quantité

AI à mesurer

est donc donnée par :

N" = 2

03B8NNc

étant le nombre de coïncidences

for-tuites,

par unité de temps, en l’absence de scintillateur sur la

_trajectoire

des ions.

1. 2 DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL. - La chambre à

irradiation est

_{représentée}

sur la

_figure

2. Elle est

FIG. 2. - Chambre à irradiation ; I et III : collimateurs ;

II : support avec source _radioactive, diaphragme et diffuseur

métallique ; IV : scintillateur ; V : détecteur à semiconducteur ;

VI : système de refroidissement (effet Peltier) ; VII : cylindre

de _Faraday.

constituée d’une enceinte

_cylindrique

en

_acier,

raccor-dée à un ensemble de _pompage et fermée _par un

couvercle

_qui

peut tourner

_grâce

à un roulement à billes. A l’intérieur de la chambre et solidaires du couvercle sont

_disposés

une source

_radioactive,

un diffuseur

_métallique,

le

scintillateur,

le détecteur à

semiconducteur et le

_{photomultiplicateur.}

Le

colli-mateur

_placé

à l’entrée de l’enceinte _permet de réduire

éventuellement l’intensité d’un faisceau de

_particules

accélérées. La

_disposition

des différents éléments

est telle que l’on peut, par rotation du

couvercle,

effectuer les mesures d’intensité de lumière et de

_perte

d’énergie

des

_particules

dans les mêmes conditions

géométriques,

que l’irradiation du scintillateur ait

lieu directement ou

_après

diffusion des

_particules

_{par la}

feuille

_métallique.

Le schéma du _montage

_{électronique}

est

_indiqué

sur

la

_figure

1. Le détecteur à semiconducteur

_(DS)

est

constitué par une diode à barrière de surface or-silicium _ayant deux sorties isolées. La borne

_négative

(or)

est reliée à un

_{amplificateur}

sensible à la

_charge

(AC), qui

délivre un

signal d’amplitude

proportion-nelle à

_l’énergie

de la

_particule

_détectée,

_lequel

est

analysé

par un sélecteur multicanaux

(SMC).

La

borne

_{positive (silicium)}

de la diode est connectée à un

amplificateur

de tension

_{(A) (*)}

suivi du circuit de mise en forme

_MF2,

dont les

_signaux

- de durée

(~ 1,5 us) supérieure

à celle d’une scintillation

-commandent l’ouverture du

_{circuit-porte}

P. Celui-ci

permet d’effectuer les coïncidences entre les

_impulsions

délivrées _par le détecteur d’une part, et celles issues

du

_{photomultiplicateur}

PM

_(Dario

56

_UVP/03),

puis

mises en forme

(MF1),

d’autre _part.

Au cours de nos

_{expériences,}

nous avons

_parfois

travaillé avec des sources de

_particules

non

mono-cinétiques (particules

a du

_dépôt

actif du

thorium,

par

exemple).

Nous avons donc

_prévu,

dans notre

dispositif,

une voie latérale destinée à effectuer une sélection en

_{énergie :}

un sélecteur monocanal

_(SM),

relié à

_{l’amplificateur}

sensible à la

_charge,

_permet

de

_{n’appliquer}

_que les

_{signaux correspondant}

à une

énergie

déterminée au

_système

de coïncidences

_UC,

dont l’autre voie est reliée à la sortie du

_{circuit-porte.}

Les échelles

_E2

et

_E4

servent à _compter

respective-ment le nombre

_global,

_{par unité de temps,}

_Ni,

de

particules

détectées par la barrière de

surface,

et le

nombre

_N2

de

_corpuscules

_ayant

_l’énergie

définie

par le sélecteur monocanal. Avec les échelles

_El

et

_E3,

on mesure les

_nombres,

NI

et

_N2,

de coïncidences

totales,

ou _ceux,

N"1

et

_N2,

de coïncidences

fortuites,

ayant lieu

_{respectivement}

au niveau des circuits P et UC.

(*) Cet amplificateur A est _nécessaire, car en _prélevant

l’information à la sortie de (AC) (temps de montée 250 _ns), les fluctuations de l’instant de détection sont trop importantes

et entraînent une incertitude temporelle pour l’ouverture du

130

1. 3 MESURE DES

_QUANTITÉS

DE LUMIÈRE àS ET àL’.

- Le nombre des

photons

AS dans la scintillation totale est

_{donné, d’après (8),}

par l’une ou l’autre des relations suivantes :

où 01

est la durée d’ouverture du

_{circuit-porte,}

et

₀₂

le temps de résolution du circuit UC. Il faut noter _que,

pour un _rayonnement

_{monocinétique,}

on a

nécessai-rement

_AS1

=

0394S2 ;

dans le cas

contraire,

la

quan-tité AS est mesurée par

(9b).

Le facteur K dans les

expressions (9) dépend

des conditions

_{expérimentales}

mais non des

_{caractéristiques}

des rayonnements

incidents ;

pour que les valeurs de

(Ni - N"1)/N1)

ou de

(N2’ -

N2)/N2,

obtenues _{pour différents types}

de

_particules,

soient

_comparables,

_{il faut donc que}

ces conditions

_(disposition

_{géométrique}

du

film,

gain

du

_{photomultiplicateur, ...)}

soient maintenues

cons-tantes.

Pour mesurer le nombre de

_photons

AL’ émis dans

le

_signal

différé,

on retarde les

_impulsions

issues du

photomultiplicateur pendant

un intervalle de

temps t’

supérieur

à la durée du

_signal

prompt. On a

_alors,

dans la relation

_(5),

AI = 03A9

AL’,

03A9 étant un facteur

qui dépend

de l’instant à

_partir

_duquel

les

_photons

« retardés » sont détectés. Par

_analogie

avec ce

_qui

précède,

AL’ est _{donné par}

_(loa)

ou

(lob) :

avec AL’ =

0394L’1

=

dL2

si les

particules

incidentes

sont

_{monocinétiques,}

et AL’ =

AL’

_(~

0394L’1)

dans

le cas _{contraire. Notons que,} comme la loi de

décrois-sance du

_signal

différé est

_{indépendante}

de la nature et de

_l’énergie

des _rayonnements

_{[2], [8], [9],}

il en est

de _{même pour} le facteur

Q ;

les valeurs de AL’ mesu-rées pour différents types d’irradiation sont donc

comparables.

2. Résultats

_{expérimentaux.}

- Dans

cette étude

nous avons

employé

des _protons

_(0,3

à 4

_MeV),

des deutons

_(0,3

à 1

_MeV),

des tritons

_(0,3

à 1

_MeV),

des ions 3He++

₍₁

à 3

_MeV),

des

_particules

a

(1

à 9

MeV)

et des ions azote

₍₁₀

à 80

_MeV).

_{Les rayons} a

prove-naient de sources radioactives

(210Po,

dépôt

actif

de

_{Th) ;}

les ions azote ont _{été accélérés par le}

_cyclotron

CEVIL

_{(Orsay) ;}

dans ces deux cas

_l’énergie

des

particules

a été modifiée à l’aide d’écrans

métalliques

d’épaisseurs appropriées.

Les autres _rayonnements ont été obtenus à l’aide d’accélérateurs de _types van de

Graaff

₍₃

et 5

_MeV)

et Cockcroft-Walton

(CRN,

Strasbourg).

A titre de

_comparaison,

nous avons

également

fait des

_expériences

avec des électrons de

_0,3

à 1 MeV

_(sources

de

_113In,

137 Ba

et

_{207 Pb)}

dont la _perte

_d’énergie

_dE/dx

est

_{beaucoup plus}

faible

que pour les ions lourds.

Le scintillateur

_plastique

utilisé

_(NE

102 A :

poly-vinyltoluène

contenant des solutés

_{fluorescents)}

a été

préparé

sous forme de films minces suivant un mode

analogue

à celui décrit par Green

[18]. L’épaisseur

Aux des feuilles de

_plastique

était de l’ordre de

_{1 Il}

_pour

que

l’énergie

AE

dissipée

par

chaque particule

soit

très inférieure à son

_énergie

E

_{(0394E/E 1) (*) ;}

dans ces

conditions,

les

quantités

mesurées

_{AE, AS,}

AL’

et Ax peuvent être assimilées aux

_quantités

diffé-rentielles

_{dE, dS,}

dL’ et dx

_{qui figurent}

dans les rela-tions

_théoriques

à vérifier.

2.1 PERTE D’ÉNERGIE DES PARTICULES ET ÉPAISSEUR

DES FEUILLES. - Les résultats

expérimentaux

sur la

perte

d’énergie

AE des

_particules

dans le film de

scintillateur,

par

comparaison

aux données calculées

de

_dE/dx,

_permettent de déterminer avec

_précision

l’épaisseur

Ax de la feuille

_organique.

Sur les

_figures

3 et

4,

nous avons

_représenté

en

coordonnées

_{logarithmiques,}

les valeurs mesurées de AE en fonction de

l’énergie

E de protons

(0,3

à 3

_MeV),

d’ions 3He++

₍₁

à 3

_MeV),

4He++

(1

à 9

_MeV)

FIG. 3. - Perte d’énergie de

protons, ions 3He++ et _particules a

dans un film de scintillateur organique : points expérimentaux

et courbes calculées.

FIG. 4. - Perte d’énergie d’ions azote dans _un film de

scin-tillateur plastique : points expérimentaux et courbes calculées.

(*) A titre d’exemples, indiquons que, pour avoir une _perte

d’énergie AE, telle que AE/E = 0,1, il faut ex = 1

u pour un

et azote

₍₁₅

à 80

_MeV),

pour un scintillateur

d’épais-seur donnée.

Si les

_épaisseurs

Ax sont assez faibles _{pour que}

0394E/E

1,

les résultats des mesures de AE doivent

être tels _{que :}

où

_dE/dx

_peut être calculé à

_partir

des

_expressions

de Bethe

(e

et m :

_charge

et masse

_{électroniques ;}

z et M : nombre de

_charges

et masse du

_{corpuscule chargé).}

NZ

_représente

la densité

_{électronique,}

et a été évaluée connaissant la

_composition

_{(CHi,ios) et}

la densité

(1,032

g.cm-3)

du scintillateur :

NZ =

3,36

x 1023 électrons _par

cm3 .

I est le

_potentiel

d’ionisation moyen ; il a été

déter-miné suivant les indications de Sternheimer en utilisant la

_règle

d’addition de

_{Bragg [19], [22].}

Dans le cas

particulier

des ions azote, nous avons tenu compte des valeurs de la

charge

effective,

données _par North-cliffe

_[20].

Dans ces

conditions,

on vérifie _{que la}

relation

₍₁₁₎

est satisfaite dans tous les _cas, en _prenant une même valeur _pour

_{l’épaisseur}

Ax : c’est ainsi que les

courbes en traits

pleins

sur les

_figures

3 et 4

repré-sentent les

_quantités

_(dE/dx)

0394x,

calculées avec Ox =

4,9

_x

10- 5

_cm. Il faut _noter

que la

précision

de

cette valeur

_numérique

_dépend

de celle de

_l’énergie

I ;

elle souffre donc des limites de la validité de la

_règle

de

_Bragg

mises en évidence récemment dans des cas

de milieux

_organiques

solides

_[23].

Les valeurs ainsi

obtenues pour

l’épaisseur

Ax peuvent

cependant

être

considérées comme

plus précises

_que celles déterminées par

pesée (méthode particulièrement imprécise,

car le

_poids

du film est très inférieur à celui de son

_support).

2.2 LUMINESCENCE

SPÉCIFIQUE.

- Connaissant

l’épaisseur

Ax de la feuille de

_{scintillateur,}

_ayant déterminé les

_quantités

de lumières AS et AL’

_d’après

les méthodes du

_paragraphe

1. 3,

on a des mesures des

quantités

ASIAX

et

_{0394L’/0394x,}

_{données par :}

En

_pratique,

les résultats concernant les

_corpuscules

de

_charges

différentes ne sont _pas nécessairement

comparables,

les facteurs K étant

_{caractéristiques}

de conditions

_{expérimentales}

éventuellement non

identiques ;

il fallait donc

procéder

à une

normali-sation,

laquelle

a été réalisée en _prenant comme

référence les données obtenues avec des

_particules

a de

210Po ;

_pour évaluer le facteur de

normalisation,

on a,

après

avoir déterminé les

_{quantités (13)}

et

₍₁₄₎

pour un _type de _rayonnement

_donné,

effectué ces mêmes mesures avec les _{rayons a,} en conservant

identiques

tous les

_paramètres

_{expérimentaux,}

ce

qui

est

_possible

avec notre chambre à irradiation.

Les différentes données

_{expérimentales}

étant ainsi

comparables,

sont

_indiquées

sur la

figure

5 pour les

FIG. 5. - Résultats

expérimentaux sur les variations des

luminescences spécifiques es/ex et 03A9 0394L’/0394x en fonction du

pouvoir d’arrêt d’ions lourds _(résultats normalisés en prenant

comme unité de luminescence spécifique celle correspondant aux électrons de conversion _137Ba).

particules

lourdes

_{chargées ;}

l’échelle de luminescence

spécifique

a été choisie en prenant comme unité celle

correspondant

aux électrons de conversion de

_{13’Ba ;}

on _{note, par}

_exemple,

_que les

particules

a induisent une luminescence

spécifique ASIAX égale

à environ 100 fois celle

_provoquée

_par un électron de

_0,624

MeV

(137Ba),

ce

_qui

est en accord avec les observations d’autres auteurs

_[1].

Sur la

_figure

6,

nous avons

représenté

les résultats de nos mesures avec les

élec-trons ; dans ce _cas, nous n’avons pu étudier l’émission

différée

_qui

était _trop faible _{pour que l’on}

_puisse

distinguer

nettement les nombres N’ et N"

_qui

inter-viennent dans les relations

_(10).

3. Discussion. - L’ensemble de _nos résultats

expé-rimentaux montre que les rendements de la

scintil-lation et de ses deux composantes

dépendent

du

nombre de

charges

z et de la _perte

_d’énergie

spéci-fique dE/dx

des

_particules

incidentes.

3. 1 INFLUENCE DU NOMBRE DE CHARGES. - Elle

n’est pas

prévue

par les relations

(1) ;

dans les expres-sions

₍₃₎

et

_(4),

_par contre, les

quantités

Fs, 03A61

et

_cfJ2

dépendent

de la variable

_{z2(dE/dx)-1 :}

à

_pouvoir

d’arrêt

_égal,

des

_corpuscules

de masse

différente,

mais de même

_charge,

doivent provoquer l’émission

de la même

_quantité

de lumière dans la scintillation

globale,

comme dans la

_composante

différée. Ceci

est bien en accord avec les observations _que nous

avons faites avec les ions de

charges

+ 1 et + 2

132

Nos relations

_{théoriques prévoient,}

par

ailleurs,

que pour une valeur donnée de la variable

dE/dx,

la

_particule

la

_{plus chargée}

induit les luminescences

spécifiques dS/dx

et

_dL’/dx

les

_plus

élevées ;

l’examen des résultats

_{expérimentaux}

de la

_figure

5 montre

qu’il

en est bien ainsi : avec les rayons a et les _protons, caractérisés _par une _perte

d’énergie

par

exemple,

le _rapport des valeurs mesurées de la

quantité dS/dx

est de l’ordre de

1,5 ;

ce _rapport est

encore

_plus

_grand

dans le cas des ions azote et des

par-ticules a de même _perte

_{d’énergie spécifique, puisqu’il}

est d’environ 5 pour

dE/dx =

3 000 MeV.cm-1.

Notons aussi que, si les données

expérimentales

relatives à la luminescence du

_signal

différé,

déter-minées avec des _protons et des

_particules

oc de

pouvoirs

ionisants

_égaux,

sont du même ordre de

_grandeur,

il n’en est _{pas de même pour} les ions azote avec

les-quels

on obtient des valeurs de

AL’/Ax

nettement

supérieures :

on

_voit,

_par

_exemple,

_{que pour}

ces derniers

_corpuscules

_provoquent une luminescence

différée

_égale

à 3 fois celle mesurée avec des rayons a

de même _perte

_{d’énergie.}

3.2 INFLUENCE DU POUVOIR D’ARRÊT. - Pour des

valeurs croissantes de

_dE/dx,

la relation

_(1b)

de

Wright prévoit

une

_augmentation

continue de

_dS/dx

et celle

_(la)

de Birks une croissance

_asymptotique

vers une valeur constante ;

_d’après

les relations

₍₂₎

à

₍₄₎

que nous _{proposons, par contre, les}

_quantités

dS/dx

et

_dL’/dx

doivent _{passer par} un maximum

et décroître _{pour des}

_pouvoirs

d’arrêt élevés. La

_figure

5

montre _que cette

_prévision

est bien vérifiée dans le cas des

_particules

de

_charge

+ 2. L’existence d’un tel maximum a

_également

été mise en évidence _par d’autres auteurs

_[6],

_[21]

en mesurant la luminescence

spécifique

dsldx

d’un cristal d’anthracène irradié

par des rayons a. Dans les cas des

corpuscules

à une

charge

et des ions azote, nous n’avons pu conclure

à l’existence d’un

maximum,

car nous aurions dû réaliser des

_expériences

dans des domaines

_{d’énergies}

trop faibles pour que la définition en

_énergie

reste

satisfaisante.

Notons enfin que,

d’après

toutes les relations men-tionnées dans

l’introduction,

la luminescence

spé-cifique

dS/dx

est une fonction linéaire du

_pouvoir

d’arrêt

_dE/dx

si celui-ci est suffisamment

faible ;

tel

est le cas _pour les électrons _que nous avons utilisés dans nos

_{expériences,}

comme le montre la

_figure

6.

FIG. 6. - Luminescence spécifique 0394S/0394x en fonction de la

perte d’énergie 0394E/0394x d’électrons.

L’interprétation théorique

détaillée des courbes

expérimentales présentées

dans ce

travail,

fera

l’objet

d’une

_publication

ultérieure,

dans

_laquelle

nous

insisterons,

en

_particulier,

sur les indications nouvelles que fournissent nos résultats sur les effets

_primaires

des _rayonnements dans les milieux

_organiques.

Remerciements. - L’un de _nous

(J. Lopes

da

Silva)

remercie l’Instituto de Alta Cultura _pour

l’autorisation d’absence

_provisoire

de la Commissâo

de Estudos de

_Energia

Nuclear, Lisboa,

ainsi que la

Fundaçâo

Calouste Gulbenkian _pour la bourse

_qu’elle

lui

a accordée. Nous remercions

également

M. J. Miehé pour l’aide

qu’il

nous a

_apportée.

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