IN- NN

nee et ———"— sont les écarts normalisés de la distri- Na Ni

bution observée par rapport aux nombres moyens des deux Cas possibles ( dou lithium). À ces écarts correspondent des probabilités ALES

sur la courbe du gauss. Les chances que la particules observée soit de Z -2 et Z-3 respectivement seront alors dans le rapport

20 fa

en | | Ce calcul étant fait sur toutes les traces à nombreux Ô »nous avons classé celles correspondant à / - 3 en deux catégories :

1) Z=3 (ou > 3) lorsque K < 0,05. I1 y a peu de chances pour qu'il se trouve un X parmi les 14 trajectoires observées dans cette ca-

tésorie.

2) Z="3 probable" si 0,05 < K < 0,25 : catégorie contenant peutêtre une petite proportion d'x (de l'orûre du dizième).

3) Si K dépasse 0,25, la trajectoire n'est pas comptés, en principe, ni comme © , ni comme JL. Elle n'est comptée comma «x que si K est nettement plus grand (aux environs de 10).

Toutefois, plusieurs traces donnant K>0,25 ont été malgré tout placées dans la 2ème catégorie ( Z=-"3 probable"), lorsque l'ionisation est nettement plus forte que celle qu'on peut attendre d'un &, et qu'en même tenps K n'est pas trop grand (de l'orûre de 1 au plus). C'est le cas lorsque les trajectoires ne présentent aucune lacune sur une longueur suffisante (au moins 500 ), ce qui na été observé dans nos plaques sur aucune particule © , meme en fin de parcours. De même, si l'on voit à la fois des grands & ( > 5 par exemple) et peu de lacunes, 11 ne peut s'agir d'une particule %X : on observe en effet toujours de nombreuses lacunes sur les X assez rapides pour produire de grands .« Ce genre de remarques doit etre utilisé exclusivement sur les trajectoires peu inclinées sur le plan ds la plaque (15° au grand maximum)e

2) Estimation de l'énergie.

Cette estimation est immédiate en principe pour les fragments s'arretant dans l'émulsion ou (de façon approximative) pour ceux où la partie gauche fortement inclinée des courbes de Ô est nettement visible : dans les deux cas, 7, étant fixé, le parcours réduit est connu, exactement ou approximativement ; on en déduit l'énergie par nucléon qui en est fonction.

Lorsque la densité de è pe varie pas de façon nette le long d'une trace sortant de la plaque, l'énergie peut a8tre cependant estimée plus ou moins facilement. Une limite inférieure est donnée par la position du maximum des Ô d'une dimension ou l'autre, suivant les cas, ou par l'existence de 0 d'une certaine dimension vers telle valeur du parcours. La limite supérieurs est souvent plug difficile à estimer. Elle peut ressortir,soit de la proportion des ta ou 0, par rapport aux à, ,soit du nombre de lacunes, soit d'une mesure sommaire du scattering, lorsque celle-ci est possible, soit de plusieurs de ces éléments à le fois. La diversité des cas nous empeche ici encore d'indiquer de façon complète la méthode suivie. Nous nous contenterons de-donner plus

CF

loin les résultats de ces estimations sur les divers fragments observés. Entre ces deux limites, l'énergie la plus probable a été choisie en fonction des divers éléments observés, densité des 6 de diverses tailles, fréquence des lacunes, parfois scattering.

juelques détails seront donnés plus loin sur la façon dont a été utilisée la fréquence des lacunes. Il suffit de dire ici qu'un étalon- . nage a été fait sur des protons et des particules & terminés dans l'émulsion, ce qui a fourni une corrélation entre la densité des lacunes et la valeur de l'ionisation, elle-même fonction de l'énergie pour un noyau donné.

Au cours du vol, les plaques étaient disposées par paires, émulsion contre émulsion. Ceci a permis, dans plusieurs cas, de retrouver sur la plaque associée, les traces sortant dans l'air et d'augmenter notablement la lonzueur utilisée. |

Nous donnerons plus loin le tableau complet des fragments ouservés avec les différentes valeurs possibles pour Z et l'énergie. Bornons-nous à indiquer ici le nombre de fragments de chaque Z qui ont a identifiés au moyen des rayons Ô par les méthodes précédemment décrites .

: 29 fragments, dont 15 *3probable"

Ps 3

te battu fragments

Z 5 : 10 fragments

3 fragments.

Au total 51 fragments, dont 24 terminés dns l'émulsion. Leurs longueurs vont de 100! à 1,200 ! ; la valeur moyenne était aux environs de 300! ; les énergies vont de 6,5 MeY à 21 Meÿ par nucléon.

B - TRACES en FORME de "POIGNARD"

Ce terme de poignard a été employé par PERKINS pour décrire les traces épaisses au départ, allant en s'amincissant jusqu'à l'arret dans l'émulsion, observées parfois dans les étoiles. On les attribue à des noyaux lourds ( Z > 2) car ces traces présentent une analogie certaine avec les extrémités des trajectoires des noayux lourds primaires (grosses traces) lorsque ceux-ci s'arretent dans l'énulsion sans produire de réaction nucléaire, par suite du simple freinage par ionisation. On observe alors une disparition progressive des rayons Ô de dimensions décroissantes, suivie d'un amincissement caractéristique de la partie centrale de la trace elle-mems. pour l'observation des poignards, 11 est donc nécessaire tout d'abord d'étudier de près cet amincissement des grosses traces.

1) Etude de l'amincissement des grosses traces terminées dans l'émulsion.

Cette étude a été faite théoriquement et expérimentalement par plusieurs auteurs (FREIER, LOFGREN, NEY et OPPENHEIMER [21] , BRADT

et perers [22] perkins [8], Hoanc-rcuanc-ronce (23).

a) Théorie de l'amincissement. La théorie(donnée par

Bour R4], puis FREIER et al) est basée sur la capture progressive des électrons de couronne au fur et à mesure du ralentissement du noyau, capture produisant une diminution de la charge, donc de l'ionisation, qui est supposée s'accompagner d'une réduction progressive de l'épaisseur de la trace. Cette théorie est basée sur l'hypothèse simple que la capture de chaque électron se produit au moment où la vitesse du noyau est égale à la vitesse orbitale de l'électron en question dans l'atome, déduite du modèle de BOHR. La capture commence par la couche K , pour laquelle cette vitesse est la plus grandes

LE N ( = 7) et se complète peu à peu jusqu'à la couche extérieure,

au fur et à mesure du ralentissement du noyau.

On peut calculer facilement de façon approchée la longueur |, sur laquelle l'amincissement se produit ou longueur totale de la "pointe".

On peut prendre pour la vitesse orbitale des électrons extérieurs aux divers stades de la capture la formule approchée : 2e” 7 s 2 ie 21 My —

pe he JT 137

% étant la charge instantanée. Cette formule, basée sur le modèle de BOHR simplifié, a été admise par FREIER st al. Elle donne un résultat évident pour le premier électron capturé, Z étant bien

la vitesse d'un électron sur la couche K d'un atome n'ayant qu'un électron. Pour les électrons suivants, elle suppose des hypothèses simplificatrices sur l'effet d'écran des électrons déjà capturés, et ne représente qu'une approximation.

L'énergie cinétique par nucléon du noyau € , sera alors liée à sa charge instantanée par la relation :

Ter tue, PCR Er f = ) (em MeV).

À une variation dy brie Mar une variation d£ ee de l'énergie, donc un parcours d R= — df’, R'étant relié à £ par la

relation parcours-énergie des protons.

On peut prenûre pour cette relation la formule R'— 44 "+ . On constate en effet que les valeurs correspondantes s'écartent très peu de celles de la courbe expérimentale dans la zone intéressée par l'amincissement des noyaux de Z < 10 ( E£ < 3 MEV environ).

En remplaçant &t par la valeur ci-dessus admise : R-0,055 »° +. La longueur de la pointe sera alors donnée par : z

À L = | dk - RE 7 dÿ=0,166 À Z

Si A-=22Z L=0,35Z*.

Les valeurs calculées par FREIER et al correspondent approximativement à L : 0,5 Z” PERKINS donne : L =-0,7 2 7.

En réalité, la formule EME donne des veleurs un peau trop élevées pour les vitesses des électrons des couchesintermédiaires. 51 T est la charge efficace pour chaque charse instantanée RL la vitesse

T 68 d'un électron de la couche n sera — » qui sera égal à LA si j FL 137 13} L- shAÿ + Cette valeur est exacte pour la couche À (charge efficace- 7),

et presque exacte lorsque ont faible, mais la valeur HAT est mafestement trop forte dans la zone intermédiaire ; par exemple si

& 2 | Re 2 , et n=-2 (couche L )}, 5-Z , au lieu d'être intermédiaire entre £ et Ze.

8i les valeurs de f sont en réalité un peu plus faibles pour donné que celles du calcul fait précédemment, la capture des électrons s'effectuera un peu plus tard, ce qui conduit à une pointe un peu plus courte. La valeur | =0,35 Z,2 peut donc etre considérée comme une limite supérieure.

L'observation des grosses traces terminées dans la plaque montre effectivement que l'épaisseur de la partie centrale croît régulièrement lorsqu'on s'éloigne de l'extrémité jusqu'à une certaine valeur, puis reste ensuite sensiblement constante sur une assez grande longueur .Elle diminue plus loin lentement, comme il est naturel, par suite de la

présence du terme en ru dans la formule donnant l'ionisation. On ob-

gerve donc bien une "pointe" conforme à la théorie, dont la longueur L est assez bien définie.

On peut alors évaluer au moyen de la répartition des rayons È la charge du noyau et comparer la lonsueur de la pointe observée à celle calculée en se basant sur ce Z .

HOANG TCHANG FONG a remarqué que les longueurs ainsi calculées étaient. plus faibles que les longueurs observées pour Z-5 à 10.

Si on emploie la formule théorique que nous avons calculée cidessus ( L-0,33 Z° ) au lieu de celles utilisées par d'autres auteurs, le différence ne fait que s'accentuer, surtout si l'on tient compte du fait que cette valeur est déjà une limite supérieure. On arrive par ‘exemple à un rapport Loalculé de l'ordre de 1 ou même ! pour

observ | 5 | + D —0.

Nous croyons que cette divergence provient de ce que l'explication ui a été donnée de l'amincissement n'est pas la bonne. En remontant

la trace depuis son extrémité, l'augmentation de l'épaisseur ne serait

due en réalité que dans une faible mesure à l'accroissement de l'ioni-

sation, mais principalement à l'augmentation, avec la vitesse, de la

longueur des Ô suffisamment serrés pour donner l'aspect d'une trace

continue. Ceci serait vrai tout au moins dens les plaques G5. Au lieu etre fonction de l'ionisation uniquement, comme on l'admet implicite-

ment dans l'explication par la capture des électrons, l'épaisseur se- Dans les plaoues moins sensi-

rait, en outre, fonction de la vitesse.

bles, 11 est possible que le role de l'ionisation soit plus important,

indépendamment de la vitesse.

Le calcul exact de ce phénomène, qui est déjà quelque peu hasardeux pour des Ô de quelques u de long, devient presque illusoire ici, en l'absence de relation connue entre la longueur et l'énergie des très petits Ü + Cependant, il est possible d'étayer, sinon de justifier entièrement notre hypothèse par le calcul suivant.

On peut d'abord chercher par l'observation, la densité limite

juste nécessaire pour donner à la trace un aspect continu. Il faut d'abord fixer aussi exactement que possible, le sens du terme ‘“aspect continu". Les bords de la partie centrale d'une trace sont légèrement sinueux : ils permettent de fixer avec une assez bonne précision une largeur moyenne, plus facile à évaluer que la larreur minima. Cette largeur moyenne, elle-meme, subit de légères fluctuations autour d'une valeur moyenne que l'on peut estimer, et que nous appellerons l'êpaisseur de le trace.

On pourrait penser que n,est aux environs de 4 par u ! le diamètre moyen des grains est en effet d'environ Ot 5; sur chaque jL on aurait alors en moyenne 2 à de chaque côté de l'axe, se touchant.

| En fait, si l'on compte sur une grosse trace des D) de plus en plus serrés (donc de plus en plus petits), en cherchant le moment où l'on arrive à une trace continus, on voit de suite que la densité des à d'écart > = est notablement plus faible que celle que l'on

pourrait attendre, presque la moitié. Cela provient peut-être de l'enchevêtrement des D » dont la longueur réelle est plus grande que

l'écart latéral. Cela vient aussi, sans doute, du choix de l'épaisseur moyenne (et non minima) comme définition de l'épaisseur.

Nous adoptons comme limite n,-570 par 125! (soit 2,4 par H ). Pour calculer l'épaisseur d'une trace en un point donné, c'est-à-dire pour un f$ donné on cherchera la longueur h telle que la densité n, des d'écart latéral > # , soit précisément 300 par 125 l , L'épaisseur sera2h,.

L'épaisseur maximum d'une trace teminée dans l'émulsion, de charge

connus, s'obtiendra en cherchant la valeur de Ah pour laquerle le maximum de nn, est égale à 300 par 125 4 . L'abscisse de ce mximum four-

nit la longueur | de la pointe.

Ainsi, sur le graphique de la Fig. 6, on voit que l'épaisseur au point correspondant au parcours réduit R? est 2 K, et que l'épaisseur maximum est 2h, et correspond

RU à un parcours L=R, 72:

La A en nornbre per 125 Z?

Faisons ce calcul, d'une façon approchée, tout au moins :

Nous avons pris précédemment:

2 2m f°c° K Z 2 AW NL= nm T T

7% étant d'autre part 116 à par une relation déduite de celle correspondant aux protons.

1 Figure. 6

Pour les poignards des étoiles, 11 s'agit de très petits ( hvw0,5t)à 1). I1 est probable que l'expression de l'intégrale ci-

dessus écrite ne convient plus dans ce domaine: le coefficient SEE

tient compte d'un trajet fortement courbé des électrons qui ne peut

exister sur des ) composés de 1 ou 2 grains, 3 au plus. Nous croyons : plus exact de supposer dans ce cas les Ô rectilignes. Le coefficient à introduire dans l'intégrale (voir plus haut) est alors 1-7 D'autre.

part, une relation (W) de même forme que la relation parcours-énergie des protons conduirait probablement à des valeurs de ( trop faibles, cause de la dimension des grains. L est en effet la longueur comptée depuis l'axe de la trajectoire 1onisante jusqu'au bord extérieur du dernier grain. Nous prendrons une relation de la forme * = KW, donnant des parcours un peu plus grands. On peut voir que cette droite représente bien l'"axe” de la courbe en escalier que l'on obtient en supposant

que chaque grain est développé lorsqu'il est touché par la trajectoire ; vraie de l'électron, et en supposant la longueur de cette dernière reliée

= 39 — à l'énergie par une loi déduite de la relation parcous-énergie des protons. Ë

‘La densité des Ô sera, dans ces hypothèses : 2 2m f ec?

Wi daW

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