CHAPITRE

GENERALITES .

Les fragments lourds sont caractérisés avant tout par l'ionisation exceptionnellement forte de leur trajectoire : ionisation primaire (ions formés le long de le trajectoire), et ionisation secondsire (électrons projetés par collision).

Dans les émulsions photographiques nucléaires, la première se na nifeste par l'especement plus ou moins grand des grains le long de la trajectoire, et dans une certaine mesure par l'épaieseur de cette der- .nière. Les électrons de l'ionisation secondaire, eux, apparaissent sous la forme de petites trajectoires, dites “rayons SŸ * d'autant moins nombreuses qu'elles sont plus longues, et qui sont visibles surtout dans les longueurs allant d'environ 1 à une douzaine de Tps

Dans les plaques à sensibilité modérés (par exemple les pleques l1ford C2}, la fréquence des grains, même si elle est trop élevée pour permettre le comptage, peut servir à identifier les fregments lourûs. Ainsi, la trajectoire d'une particule &X , près de la fin de son parcours, présente encore d'assez nombreuses lacunes, en général. Les fregments plus lourds donnent des traces d'aspect nettement diffé rent, avec moins de lacunes, ou meme pas du tout : elles peuvent etre ainsi bien distinguées des particules xX , dès que leur longueur atteïñnt 30 H environ. Par contre, dans les plaques dites sensibles aux électrons (en réalité sensibles au maximum d'ionisetion d'une partieule de charge € )}, la fin d'une trajectoire de particule %X . s'arretant dans l'émulsion a déjà le plus souvent un aspect presque continu. Elle se distingue mal de la fin de la trajectoire d'un fragment plus lourd.

le comptage des grains (ou des lacunes), ne peut donc pas servir à identifier les fragments dens les plaques sensibles aux électrons. Les seules méthodes possibles dans ces plaques, sont le comptage des

rayons à et l'observation de l'épaisseur de la trajectoire . Nous

Nerrons d'ailleurs plus loîn que cette épaisseur est conmandée en grande partie par les rayons 0. SUrtOuL dans les plaques sensibles, de sorte qu'il s'agit en somme d'une seule et meme méthode.

Désirant étudier avant tout la direction d'émission des fragments par rapport à celle de la particule incidente, nous avons préféré renoncer aux avantages de la plaque C2 pour l'identification des morceaux lourds, et avons utilisé des plaques Ilford G5 (sensibles aux électrons).

L'écart angulaire est ainsi noté par rapport aux protons incidents,

dans les cas (nombreux) où ceux-ci peuvent &tre identifiés. L'identi fication des fragments est faite principalement au moyen des rayons à .

DRASS TR E at:

METHODE d'UTILISATION des RAYONS D

. A) - CHOIX de la METHODE:

Tout d'abord, il est nécessaire de fixer une limite inférieure de l'énergie des Ô comptés, d'une façon aussi nette que possible. En effet, les les plus courts étant les plus nombreux, la densité sera très imprécise si cette limite est mal définie. C'est là, la principale difficulté de la méthode. De même, si l'on observe plusieurs dimensions de 0 séparément, leur séparation doit etre aussi précise que possible.

Théoriquement, l'énergie des Ô peut être estimée par leur longueur. Mais leur trajectoire n'est pas rectiligne : la longueur réelle, compte tenu du scattering en largeur et en profondeur, est difficile à estimer rapidement. Pour les O très courts, dont la longueur n'est qu'un petit nombre de fois le diamètre d'un grain d'argent développé, la trajectoire réelle n'est même plus vue, et la longueur devient tout à fait approximative.

Dans ce domaine des petits 0 , qui est celui qui nous intéresse le plus, puisque les fragnents lourds des. étoiles sont en général d'énergie très modérée, beaucoup d'observateurs préfèrent remplacer l'estimation #. la longueur des Ô par le nombre de grains dont ils se composent. (ÜSURENSEN[Ÿ, vOyvopIc L12T ).

Cette méthode convient bien aux plaques C2, dù les fins de trajectoires d'électrons présentent des grains nettement distincts. Elle a aussi pourtant été employée dans les plaques G5. Mais les fluctuations du nombre de #raîins pour une énergie donnée sont grandes ( = + 60%), comme cela a été prouvé expérimentalement [17] « En outre, 11 arrive que dans les plaques GS le comptage des grains goit totalement impossible, lorsque l'aspect des petits rayons à est: absolument continu, par suite sans doute de la façon dont la plaque a été développée, et no-

tamment de la dimension des grains d'argent. C'est justement le cas dans les plaques que nous avons utilisées. Enfin, le comptage des grains

est aussi impraticable lorsque la trace de la trajectoire ionisante est

très large (cas des noyaux lourds) et "noie" le départ du rayon 5.

Dans ce cas, l'estimation même grossière de la longueur réelle du rayon 5 est également impossible.

Pour ces diverses raisons, nous avons choisi comme eriterium l'écart maximum À du rayon à dans la direction perpendiculaire à l'axe de la trajectoire, dans le plan de la plaque (Fig. 1). Celui-ci peut

| etre évalué assez facilement au microscope au moyen d'une échelle micrométri-

= que dont on place les traits parallèle- / À ment à la trajectoire à étudier.

Ce critérium s'adapte bien à l'ob- 19. d servation des traces épaisses. Par contre, il présente l'inconvénient de n'etre relié à l'énergie des rayons Ô que de façon statistique, ce qui diminue un peu la portée des résultats.

B) — CAICUL de la DENSITE de en FONCTION du PARCOURS RESTANT.

Nous ne reprendrons pas ici la théorie bien connue de la production des rayons Ô , théorie qui résulte notamment des travaux de Morr [13], MôLLER 4, paapna Ü5l Massey et CORBEN T6] . Les résultats obtenus à l'aide des formules de ces auteurs, diffèrent peu, en général, de ceux résultant de la simple formule de RUTHERFORD, déduite de la mécanique classique. Cette dernière s'écrit :

à dn (W) KZ awW an Ne* — dWwW- DA TRS sise Der + aw p W LL 2 N D

dW est le nombre moyen, par unité @e longueur de la trajectoi-

dn dW

re ionisante, de rayons à d'énergie comprise entre W et W + &W.

pc est la vitesse de la particule ionisante Ze est sa charge

N est le nombre d'électrons par unité de volume de la mtière traversée

mm est la masse de l'électron, € sa charge.

Cette formule n'est valable que si West grand par rapport au potentiel d'ionisation des atomes. C'est le cas pour les Ô observables, qui ont plus de 1.000 eV.

Les termes correctifs fntroduîts par une solution de mécanique quantique ne dépassent pas 5%, en pratique, dans le domaine d'énergie qui nous occupera (W-5 à 25 KeV, f=-0,1 à 0,2). Cette valeur est inférieure à la précision que l'on peut attendre du comptage, même dans les cas les plus favorables.

Nous utiliserons Gonc uniquement la formule approchée ci-dessus écrite.

L'application de cette formule est difficile :

1°) Un premier obstacle, et non le moinäre, vient de ce que la

relation parcours-énersie des électrons est mal connue aux très feibles énergies (< 20 KeV). Au-dessus de 20 KeV, divers travaux expérimentaux et + rev ont permis de la fixer avec une assez bonne précision, notamment ceux de Her 17] RoSS et Zagac [18], BL [19] qui donnent des résultats sensiblement concordants; la courbe ainsi obtenue çofncide d'ailleurs bien avec celle que l'on peut déduire de la relation parcours-énergie des protons, en divisant par 1.830 les valeurs des deux coordonnées. Au-dessous de 20 KeV, quelques points ont été obtenus par BLIM, mais ils présentent une forte dispersion. La courbe moyenne paraît se situer un peu au-dessous de celle déduite du cas des protons .Pour notre calcul grossier, nous adopterons la courbe dessinée (Fig. 2), dont les ordonnées sont un peut plus basses (10: en moins,en gros) que celles de la courbe déduite des protons, dans la zone correspondant à 8< W< 20 KeV (parcours allant de 0" 7 à 35); cette courbe se raccorde bien, au-delà de W-20 KeV, à celle provenant des divwrses mesures faites.

Relation parcours-énergie des élentrons lents.

Se

2°) Il s'egit maintenant d'introduire le criterium que nous avons cnoisi (écart latéral). 11 faut en somme, pour chaque parcours 4 , Calculer la fraction + des Ô dont un point au moins de la trajectoire présente un écart latéral par rapport à l'axe > h .

Ce calcul est théoriquement possible, en appliquant les formules du scattering en fin de parcours. Mais 11 serait compliqué et, en oùtre, illusoire, car les trajets réels d'électrons aussi courts ne sont

pes vus.

Nous adopterons la formule approchée suivante, donnant 4 en fonction de er À t À zu? + Cette formule peut se justifier de

la facon suivante :

.. &). Nous connaissons déjà 2 points de la courbe cherchée donnent Ÿ en fonction deu : f=0 pour u=-0(1-h) ?= L DOUr nd tr in int).

b) Si les Ô étaient rectilignes, on aurait 4-u, dans l'hypothèse d'une émission isotrope des Ô , puisque .. serait alors proportionnel à l'angle solide dans lequel des droites de longueur À sortiraient, en projection horizontale de la bande de largeur 2 h , soit 4n (1-47 uw. Le scattering des traces aura pour effet. de remplacer cette droite À zu par une courbes située au-dessous.

Cette courbe sera tengente à l'axe des à l'origine . En effet, pour à juste > » le rapport de l'ordonnée de la courbe cherchée à cellé de la droite = 8ere très faible, puisqu'elle provienära de la seule fraotion infime des Ô de longueur % qui sont rectilignes par hasard.

Nous avons, en outre, cherché expérimentalement un point de la courbe, en observant un nombre suffisant de 6 de longueurs diverses (allant

de 3! à 10! environ).

En estimant cette longueur (dans l'espace, non en plan), et en regardant la proportion de ceux dont l'écart latéral maximum est

(7 2 7 » on trouve une valeur de l'ordre de £ . La courbe passe donc par le point url Ces divers renseignements montrent qu'elle ne doit guère s'écarter de fe wi.

La densité des Ô d'écart > À sera donc donnée, en fonction de la vitesse SC de la particule ionisente, par :

2 imc s* kÿ $ : dW HUE w à |

# 6tant donné en fonction de W par la courbe de la Fig. 2. La limite supérieure de l'intégrale, 2mc°3°, représente AE à maxima qui peut etre communiqués à un électron par collision élastique, comme 11 est facile de le voir (ceci dans le cas où Ê est faible devant 1, et lorsque la particule ionisante &st beaucoup plus lourde que l'électron).

Pour éelculer K , nous prendrons N-1,04.10%4om°, calculé d'après, le composition des plaques G5, qui est connue,

Le Fig. a les courbes calculées au moyen de cette formule, pour 3 valeurs de ht 0,9, 1! 8, 24% 7, qui correspondent aux ‘dif-

férentes dimensions de Ô que nous avons observées ( voir plus loin ). Lee 7?

de la particule, R %

y est PR fonction, non pas de (> , mais du "parcours réduit" » qui ne dépend que de (1) (R parcours, À nu-

méro atomique j).

Ces courbes sont donc valables pour toutes les particules. Leur forme s'explique de façon immédiate : en partant des grandes vitesses on voit d'abord la densité des à augmenter, à cause du terme en © dans l'expression de la fréquence des Ô d'énergie déterminée. Puis cette augmentation est contrebalancée par une diminution provenant de ce qu'au fur et à mesure du ralentissement de la particule, les Ô les plus rapides disparaissent progressivement. On passe par un maximum, puis ce deuxième effet l'emporte et la densité tombe à O au point où le vitesse est juste suffisante pour produire des Ô ayant au wæ ximtm l'énergie correspondant à la dimension considérée (cut-off).

Une dernière remarque est nécessaire au sujet de la relation

rcours-énerzie pour les protons pour les plaques G5, relation qui a Eté utilisée pour faire figurer en abscisse le parcours réduit au lieu de la vitesse. Nous avons adopté la courbe parcours-énergie donnée par. BRADNER, SMITH, BARKAS et BISHOP [20], pour les plaques Ilford C2, en diminuant de 54 la valeur des abscisses, pour tenir compte du pouvoir d'arrêt un peu plus grand des plaques G5 : ce décalage correspond ap

roximativement à la différence de densité entre les 2 émulsions: 13,7 pour les C2, 3,9 pour les G5).

(1).- Ceci moyennant certaines restrictions dont {1 sera question plus loîn, concernant la diminution de la charge en fin de trajectoire «

Fi q. 3

Densités calculées des à en fonction du parcours réduit.