L'écart est donc en dehors des erreurs possibles

La proportion de fragments pouvent provenir de l'évaporation (isotropes ans le système du noyau) serait donc pour cette catégorie de 557 environ. Mais rien ne permet d'ailleurs d'affirmer que ces 55% sont effectivement des produits de l'évaporation.

Si l'on tient compte aussi des plus petites étoiles,. cette proportion descend à 45% environ.

Plusieurs autres raisons conduisent à écarter l'évaporation :

2° l'influence, nette pour les psatites étoiles, du nombre de branches sur la fréquence des fragments (voir plus haut).

Pour des fragments d'évaporation, cette influence n'éxisterait pas.

2°) Le fait que l'énergie moyenne des fragments n'augmente pas avec la dimension de l'étoile, donc avec la température du noyau, comme devraient le faire des particules d'évaporation (et comme cela s'observe pour les protons).

2) Fission:.

C'est le mécanisme qui a été mis en avant par PERKINS pour expliquer les fragrents lents : aux grandes excitatiops, l'énergie prise par. le noyau se traduirait en oscillations de volume et de surface (BAGGE) 5e] pemises par la réduction de la "viscosité" de la mtière nucléaire. Comme, en même temps, on surait une réduction de la tension superficielle, ces oscillations détermineraient facilement une fission. Les frasments

#eraient le produit de fissions asymétriques de ce zenre, dans lesquelles un des produits serait beaucoup plus eeRE ue l'autre. Les calculs ont été faits par FUJIMOTO et YAXAGUCHI So] ., qui trouvent que la fission devient assez probable lorsque l'excitation U s'approche

de dperee totale de liaison du noyau, soit environ 800 MeV, pour Ag et True

Comme l'évaporation, cette fission serait en principe isotrope dans le système du noyau. C'est ce qu'observe PERKINS pour les fragments lents, avec toutefois un effet latéral qui aurait peut etre, selon lui, son explication dans des considérations de moment cinétique. Par contre, les fragments observés ici sont trop souvent émis vers l'avant pour pouvoir en général provenir de fissions : comme pour le cas de l'évaporation, ce mécanisme ne pourrait convenir que pour 45% au plus des fragments de 25 à 50 MeV».

11 faut donc trouver autre chose. Il est clair que tout phénomène 1ié à la 5ème phase de la désintégration ne pourra pas convenir, à cause de l'effet en direction: |

3) Collisions +

On est done conduit inévitablement à rattacher l'expulsion de la plupart de nos fragments au choc du primaire ou à la cascade nucléonique qui le suit immédiatement.

L'image qui s'impose alors est celle d'une sorte de collision élastique ou inélastique, entre le primaire ou un nucléon de la casca-

de et un morceau du noyau auquel ai comun]querait une Impulsion BU —

sante pour lui permettre de sortir du noyau:

Cette conception se heurte immédiatement à une grosse äifficulté : pour communiquer per exemple à un fragment de A-10 une énersie totale de 100 HMeV, assez souvent observée, donc une impulsion de 1560 Mev, il faut un nucléon d'impulsion en tout cas supérieur à 700 KeV, mêmes probablement à 1000 MeV. Les lonsueurs d'ondes associées à de tels nucléons sont À = 12 ,310-15 CM, alors que le rayon du fragment de À — 10 est 3.107715 Cm,

On ne conçoit pas comment une pareille interaction serait possible . En d'autres termes, coment un choc aussi violent pourrait-il ne pas détruire le fregment heurté ?

HEISENDERC [54] avait, 11 y a quelque temps, suggéré une explication qualitative : Île champ mésonique intense accompagnant la création de mésons dans le premier choc du primaire provoquerait une forte augmentation de la "viscosité" de la matière nucléaire dans la région intéressée et serait capable d'agir comme un “lisnt" pemettant l'entraînement de fragments entiers à grande vitesse. Cet effet serait analogue à la turbulence d'un fluide : les petits tourbillons produisent le même effet d'amortissement qu'une viscosité, qualitativement, tout au moins.

Cette explication séduisante s'est, depuis, avérée inexacte. En effet, d'après les observations de PERKINS, de SÜRENSEN et de nous meme (voir ci-dessus), le nombre de branches "blanches" des étoiles (en mjorité des mésons) n'a aucune influence ni sur la fréquence d'émission des fragnents, ni sur leur énergie moyenne.

Pour tacher d'avancer, supposons que des collisions nucléonsfragments soient malgré tout possibles, et essayons de voir quelles devraient étre leurs caractéristiques pour remre compte de la rérartition angulaire que nous observons. |

B - ETUDE des ÆCOLLISIONS NUCLEON-FRAGMENT..

Supposons d'abord qu'il s'agit de collisions élastiques. 1) Collisions élastiques.

SORENSEN a calculé le relation énergie-direction angulaire qu'auraient des particules x projetées dans des chocs élastiques par des primaires dé différentes énergies, et comparé cette relation avec les résultats de ses observations +

Bien qu'il ne tienne pas compte dans ce calcul du fait que la particule & heurtée fait partie du noyau, et qu'il la suppose isolée et au repos, la différence entre les répartitions calculées et observées est suffissmment considérable pour lui permettre d'affirmer que la majorité des x ne sont pas projetés par le primaire, mais le sont par des nucléons de la cascades.

11 en est de même pour nos fragments : ceux, relativement nombreux, qui sont émis vers l'arrière, ou avec un Ô faible et une faible énere, ne peuvent évidemment pas etre expulsés directement par choc élastique du primaire sur des nucléons supposés au repos.

Rien n'indique donc que le primaire soit seul responsable des

fragments : 11. faut considérer et le primaire et les nucléons de la

cascade + Le calcul complet serait compliqué. 11 faut tenir comjte :

1°) de la répartition angulaire dans le choc nucléon sur fragment isolé au repos;

2°) de l'énergie de liaison du fragment dans le noyau ; 3°) de l'état de mouvement du fragment au momsnt du choc ;

4°) de la perte d'énergie subie par le fragment dans le noyau avant sa sortie ;

5°) du scatteringdu fragment dans la matière nucléaire.

Une méthode de calcul a été mise au point par cozsensen LS] et appliquée pes la lui à la diffusion des meutrons de 90 MeV par les noyaux de PH ; elle a aussi été appliquée par BERNARDINI, BOOTH et

LINDENBAUM [56] aux étoiles produites dans les plaques par des protons sde 350 à 400 HeY. On arrive à un bon accord avec l'expérience.

Partant du même principe, nous allons voir qu'un calcul simpliste, utilisant uniquement les lois de conservation, permet de retrouver la relation énergie-écart angulaire moyen des branches grises des étolles cosmiques, puis d'étudier celle des fragments, au De de façon approximative.

Les résultats expérimentaux ne sont d'ailleurs pas assez étoffés pour qu'un calcul plus précis soit utile .

Nous prendrons comme modèle nucléaire un modèle de couches , avec un puits de potentiel ‘allure parabolique [571

Sur la figure 14, siP représente un nucléon du noyau , MP est son énergie de liaisnn, PQ son énergie cinétique dans le noyau, MQ son énergie potentielle, L sa distance moyenne probables au centre du noyau; l'horizontale À À’ représente le niveau d'énergie le plus é1evé

AW St

PNR NS |

. du noyau non excité ; R= À À”? est le rayon du noyau.

Le profondeur maxime du puits (38 MeV) est choisie de façon à renâre l'énergie cinétique moyenne des nucléons du niveau supérieur A A’ égale approximativement à 22 MeV, valeur généralement admise.

a) Protons. Nous supposons ioi le proton heurté au repos: sa vitesse initiele est en effet faible dsvant celle qu’il prend après le choc, aux énergies qui nous intéressent. Nous noge ontentons de retirer de l'énergie résultant des collisions 30 MeV 561 (dont 19 Mev de liaison moyenne et environ 11 MeV de perte moyenne "normale" dans le noyau ).

1) Prenons d'abord le cas d'un proton chassé directement - par le primaire.

Soit Ô l'angle âu proton émergent avec la direction du nucléon

né « incident, {$, et l'É A o 1 dent, (> et y celles relatives au proton projeté.

la vitesse et l'énergie totale du nucléon inoi-

La conservation de l'impulsion et de l'énergie donne : Y-1 A. y, co 0 |

Py | 7h 4 | | D'où fà st ÿfonction de fi, ÿ, et Ü , et l'énergie FE au proton émergent :E =930 Evyle 30 eV. |

Supposons que les primaires des étoiles ont une énergie de 3 BeV (représentant une valeur moyenne) . Nous aurons ainsi, pour les

protons repides émis au cours du choc primsire cos Ô (—o0s Ô moyen) en fonction dE.

2) Les protons moins rapides peuvent résulter soit de collisions directes avec le primaire, à plus grand angle, soit de deux collisions successives.

Dans ce dernier cas, si fet %, sont les quantités relctives au nucléon intermédiaire, (y l'angle âu nucléon intermédiaire avec 1le' primaire, et Ô l'angle du proton sortant svece le primaire (Fig. 15), on

aura approximativement :

= cos Y cos Ÿ .

Fixons-nous une valeur de FE. À chaque valeur de cos Ÿ correspondra, dans le Z£ème choc, une valeur de f,. Celle-ci sera fournie dans

Be ÿo le 1%T choc avec un angle moyen Ÿ donné par la forrule. :

D'où cos ;

Si l'on fait le calcul pour äiverses valeurs de cos Ÿ , on constate que les valeurs trouvées pour cos Ô , pour un F donné, sont à peut près les mêmes, quel que soit W , et voisines également de la valeur calculée pour un choc direct du primaire. IL1 se produit uns compensation approximative : pour un Y plus Figure .15 grand, f. augmente, et diminue .” Ceci reste vrai à 3% près pour un larg intervalle de

cos Ÿ (0,25 à 0,9) . Le caloul dans l'hyvothèse de 3 chocs successifs n'introduit pas d'écarts supérieurs à 10%. Nous pouvons tracer la courbe ainsi calculée dornant Cos Ô en fonction de f. La Fig. 16 montre cette courbe, ainsi que (en traî* interrompu) la courbe expérimentele

CoÙ

0 100 200 300 400 500 600 100 800 Relation énergie-écart angulaire moysn pour les protons, caloulée dans l'hypothèse des ocllisions élastiques, pour des primaire de 3 BeV,. Courbe E : Courbe expérimentale,

déduite principalement des observations de CAMERINI et geo 185

. L'accord est très satisfaisant dans la région où les observations ont été

faites pour les valeurs de f, et y. Choisies (corresponäent à 3 BeV),.

b) Perticules n et fregnent. Encouragés par ce résultat,nous

essayons des cslculs analogues,

Ici, les vitesses prises par le fragment étant beaucoup plus

faibles, cn ne peut plus éviter de tenir compte de son état de mouvement

avant le chcc.

Nous supposons que cet état est le même pour tous les nucléons du fragment (1).

Les valeurs de l'énergie de liaison et de la vitesse du fragment avant le choc seront calculées successivezsent pour divers points du schéma de la Fig. 14 .

Renarquons que le fait d'adopter un puits parabolique ne nous force jusqu'à présent à introduire aucune notion hasardeuse de localisation éens le noyau : cela revient en somne uniquement à admettre comme possibles toutes les valeurs de l'énergie de liaison et de l'énergie cinétique initiales du fragment (dans. certaines limites), alors que pour un puits carré ces deux quantités dépendent l'une de l'autre, leur sonme étant constante. Nous nous plaçons donc simplement dans un cas plus général (2).

A) Pour les points de la parabole ( À BC ), qui correspondent à des nucléons supposés au repos, le cslceul est simple.

PB, y, correspondent au nucléon (primaire ou intermédiaire) heurtant le fragment

re Ÿ correspondent au fragment de numéro atomique À , Ÿ est l'angle du fragment émis avec le direction de l'incident (/3,y;) (Voir Fig. 15)

(2) - Ceoi n'est pas entièrement exact : comme nous allons le voir, nous admettons une perte d'énergie moyenne du fragment dans 1e noyau (après le choc) qui dépend de À ; on introduit donc quand même dans yne certaine mesure la notion de localisation.

- 9h — On a(conservation de l'énergie et de l'impulsion Je DÉS ‘FE Aty, coY BY

D'autre part Hi est lié à l'énergie F du fragment observé en dehors du noyal :

E=930 A(y-t)-DE,+E,-DE,

A ta NE = cote du point représentatif choisi, au-dessous de 0

avec ({

( | E, = énergie de liaison du fragment (

NE=perte d'énergie "normale" moyenne du fragment dans le noyau.

Nous prenons ve àE,= 45 x F eV pour les r L ( AE,=9Âx ea LeY pour les fragments plus lourds.

On ne sait rien , a priori, sur cos W . Cependant il est probable que les valeurs de cos ® élevées, qui correspondent à une forte déviation (souvent > 90°) du nucléon incident, sont rares. D'après des expériences faites à l'aide du cyclotron de Berkeley par RICHARDSON, BALL, LEITH et MOYER [58]sur le scattering élastique de protons de 340 MeV par divers noyaux, notamment le carbone, la dévistion maxima des protons par le carbone serait de 30°, ce qui correspond à cos {= 0,28 . Mais d'une part, les conditions imposées par la détection élimineraiënt les cas de chocs plus ‘“pleins'",. s'il y en a (cos { > 0,47); d'autre part, rien ne dit que les choses se passent de la même façon à l'intérieur d'un noyau lourd. Nous admettons cependant que less valeurs de

008 sont aussi faibles qu'il est possible pour obtenir le fragment voulu (en limitant cependant YA à la valeur 2). |

Si on fixe À , à chaque valeur de EF oorrespondra une valeur de Y° done un angle moyen (| du nucléon heurtant par rapport au primaire de l'étoile, angle calculé corme il a été dit plus haut,

L'écart angulaire moyen Ô des fragments sur le primaire prolongé sera alcrs donné par :

co Ô = cos W cos si on fait le calcul pour différentes valeurs de cos , on trou-

ve des courbes ne s'écartant pas de plus de 10% les unes des autres, aussi bien pour les NW que pour les fragments : le même compensation

intervient que pour les protons. Nous pouvons ainsi tracer , pour chaque

point de la parabole, une fonction de € . . Courbe approximative donnant cos en

B) Pour les points de l'axe de la parabole ( À’ etB}), 11 feut ms Compte du mouvement du fragment au notant du choco. On NE admetre que le choc est possible que si ce mouvement est non pas forcément parallèle à celui du nucléon incident, mais tout au moins “dans le m6me". Nous considérons 2 cas :

1) mouvement parallèle

| 2 ) si perpendiculaire. Plus exactement : dans le système lié au fragment avant le choc, le fragnent prend après le choc une direction perpendiculaire à sa vitesse primitive dans le système 116 à l'ensemble du noyau.

Les calculs doivent être faits en tenant compte des correotions de relativité, ce qui les rend un peu longs.

"14 Ils sont faits d'autre part, pour diverses valeurs de ei angle d'écart du fragment par rapport à l'incident dans le systène 116 au fragment avant le choc.

On calcule comme précédemment 605 Ü = cos Y cosy en fonotion de E . |

De même que pour les points @e la parabole, une compensation heureuse fait que les différentes courbes ainsi trouvées ne s'écartent pas non plus, de plus de 10% les unes des autres, pour les diverses valeurs de J’ possibles, et dans les deux cas envisagés (mouvement parallèle ou perpeniiculaire). Il est donc encore possible , nalgré le vague âes hypothèses, de tracer une courbe approximative donnant cos ( en

fonction de Ë pour les points A’et B'äu graphique.

La Fig. 17 donne les courbes ainsi calculées pour les x , 6$6 la Fig. 18 celles correspondant aux fragments. :

pens les calculs relatifs aux fragments ,on a pris pour À des valeurs augmentant avec E , moyennes des valeurs effectivement observées,

Aîinei À = 8 pour FE = 30 eV ul 9 LL 60 « gr” 100

thèses fai- Les différentes courbes correspondent aux diverses hypo tes sur l'état des nucléons du fragment au moment du choc (états représentés par les points correspondants du graphique (Fig. 14) à:

Figure. 17 Relation énergie-écert angulaire moyen pour les parti-

cules X, calculée dans l'hypothèse des collisions élastiques. Courbe E : Courbe expérimentale.

Figure . 18 Relation énergie-écart angulaire pour les "fragments" calculée dans l'hypothèse des collisions élastiques. Courbe E : Courbe expérimentale,

Pour les à , la courbe expérimentale est fai à te en ajoutant le observations de SORENSEN et les nôtres. | 3

Pour les fragments, la courbe provient de nos mesures 8 complétées par les 6 cas de fragments énergiques notés par SORENSEX, et a les indications de PERKINS pour les faibles énergies.

1) Fréquence des fragments.

Voyons quelles remsrques 06s graphiques suggèrent :

1°) Tout d'abord, on voit que d'une façon très #wénérale, les collisions élastiques ne rendent pas trop m2l compte de la direction d'émission des fragments : les courbes expérimentales se trouvent en gros dans le paquet des courbes calculées. £n particulier, les collisions

expliquent le fait que l'on observe une concentration plus grande pour les fregments lourds que pour les œ de n£gme énergie.

2°) Si cette explication est bonne, les fragments (et les à ) lents , c'est-à-dire de 50 MeY au plus, proviendraient en majorité de

nucléons peu liés au noyau (points À et À’); on rejoindrait ainsi graduellement l'explication par l'‘évaporation ou la fission.

s Lorsque F diminue au-dessous âe. 30 à 40 MeV, la courbe expérimentale descend de plus en plus au-dessous de la courbe À .Cet écart ut peut-être aûi au scattering des fragnents dans le noyau, scattering qui augmente quand l'énergie diminue. IL reflète peut-être aussi l'entrée en action des mécanismes plus compliqués du genre fission, correspondant à une phase plus tardive du phénomène.

Pour les fragments plus énergiques les courbes B et B oonviendraient mieux : ces fragments seraient émis de çouches plus liées.

En somme, le fait qu'on observe une très forte concentration de ces fragments montre qu'il faut inévitablement les associer à des nucléons expulseurs rapides (d'énergie cinétique approchant de 1 BeV). Ceci s'explique mieux en supposant l'émission partant de points de la zone B B’ plutôt que de À A? , pour lesquels des nucléons moins rapides suffiraient, { ce qui conduirait à une dispersion anguls ire plus grande que celle qu'on observe pour &es fragrnents).

Remarquons que B’ semble d'ailleurs correspondre à des cas plus plausibles que B , surtout pour les fragments. En effet, le calcul

montre que, pour B , l'énergie cinétique E, du nucléon expulseur par rapport au fragment (supposé au repos, pour B j) dépasse déjà 1 Bey pour E — 30 MeV, si on admet Cos({ = 0,5. 11 faut admettre des wmleurs de cos Ÿ plus grandes, allant jusqu'à 0,8 pour les fragments énergiques si on veut que E, ne dépasse par 1 BeY (Y, maximum = 2); pour de tels Ÿ , le nucléon rebondirait vers l'arrière, ce qui paraît peu probable. Ou elors, pour cos Ÿ-0,5,E, devrait atteindre ou meme dépasser 2 BeY : l'expulsion de jet rapides se ferait très souvent par le primaire ; or cela ne paraît pas etre le Cas, d'après ce que nous avons VU «

Au contraire, pour B’, même en supposant que cos rm dépasse pas 0,5, les fragments de 100 MeV peuvent etre produite par des nucléons ayant l BeY dans le système 116 au fragment avant le choc.

Pour les fragments exceptionnellement énergiques, de plus de 100 Mev, la courbe B' devient trop basse, les points de départ les plw probables seraient alors , non pas vers PB , mais plutot près de l'axe de la parabole, entre B’'et C .

(Nous n'avons pas tracé la courbe C , qui se trouverait nettemnt au-dessus de la courbe B , et correspondrait à des wmleurs véritablement impoesibles de E, ou « ).

En some , d'après ces résultats, les fragments énergiques xrendraient naissance de préférence dans des zones & QJ men liés tout en étant assez agités; l'émission se ferait lorsqu'un paquet de nucléons aurait un mouvement dans le meme sens, en gros, que le nucléon rapide cheminant dans le noyau. Ceci suppose en quelque

sorte la préexistence au moins momentanée de ce genre de paquets dans le noyau.

81 l'on se risque à introduire des notions hasardeuses de localisation ,basées sur un modèle de couches dans un puits parabolique, on pourrait penser que ces zones seraient situées à l'intérieur du noyau ({ % < R }), et non à la surface (point À : T=R ).

3°) L'effet latéral observé par PERKINS sur les fragss nts knts, (et retrouvé par nous atténué et déporté vers l'avant pour F 50 MeY) s'explique parfaitement dans le cas de collisions élastiques, Il äoit en effet se produire si cos Ÿ est sensiblement inférieur à cos 4 . Ainsi, d'après nos calculs, pour E- 32 MeV (courbe À ) si cos = 0,5 cos y = 0,51 avec y-1,44

008 y=0,5 cos y= 0,75, avec Y1= 2704:

L'effet latéral sera observé si la plupart des chocs se produisent ‘avec cos À K 0,4, par des nuocléons d'au moins 600 MeY. Ceci n'a rien d'invraisemblable. Le fait que cet effet latéral disparaît au-dessus deE- 50 MeV semble indiquer que LL peut guère dépasser 2, ce que nous avons admis.

2) Collisions inélastiques.

Nous avons jusqu'ici supposé qu'il s'agit de collisions élastiques. On peut passer à l'autre extreme et envisager le processus suiwnt : un nucléon rapide traversant le noyau "ramasserait" un oertai n nombre de nucléons qu'il entraînerait avec lui dans sa direction (ou à peu près); le ramassage peut s'imaginer, soit d'un seul coup, soit par nucléons successifs.

C'est par un mécanisme de ce genre que J, HEIDMANN (591[60] à pu expliquer la formation des deutons rapides dans les étoiles.

Le calcul de la relation énergie-écart angulaire moyen est beaucoup plus facile dans ce cas : il suffit d'écrire la conservation de l'impulsion. Celle-ci donne, pour chaque E , la valeur de y, qui correspond à des nucléons d'écart moyen connu. Les Figures 19 et 20, montrent le résultat pour les à et les fragments respectivemnt, pour les mmes états de départ, À À” BB’'C, des nucléons ramassés (supposés tous dans le mê&me état initial). Les courbes À'et B'ont été calculées en supposant le mouvement au moment du choc parallèle à celui du nucléon, et de même sens. Les courbes a’ st &’ donnent -le résultat en supposant ce mouvement perpendiculaire à celui du nucléon.

cos Ô À

Figure . 19 écart angulaire moyen pour les particules x calculée dans l'hypothèse du “ramassage .

Relation énergie-

Q 50 4100 Figure. 20

Relation énergie-écart angulaire moyen pour les *fragmsnts" calculée dans l'hypothèse du "ramassage" ,

Les courbes aînsi calculées sont dans l'ensemble nettemsnt au-dessus des courbes expérimentales E , aussi bien pour les fragmnts que pour les où , Ce mécanisme conduirait à des particules encore plus conœæœntrmées. vers l'avant que ce qu'on observe. Toutefois, il pourrait convenir pour les fragments très énergiques. S'il se produit, c'est évidemmnt le cas

qui paraît le plus vraisemblable (ramassage de nucléons ayant un mouvement rapide et dans le même sens). Dans le cas À’, l'entraînsment d'un fragment de 100 MeV pourrait se faire par un nucléon de 450 MeV d'énergie cinétique . Le cas æ'est très peu probable (vitesse initiale latérale) : pour un fragment de 100 MeV, le nucléon entraîneur devmit avoir 1.500 Mev.

Dans un processus de ce genre, la plus grande partie de l'énergie du nécléon incident disparaît : cette énergie importante devmit se retrouver sous forme de ÿ émis (ou meme de mésons), et sous forme d'énergie d'excitation du fr ent. On comprendrait encore moins bien que Le le Cas des collisions AT pourquoi la plupart des fragments observés sont stables,

A cours d'une conversation, le Professeur NEISSKOPF a suggéré un mécanisme voisin de ce dernier, mais qui éviterait cette grosse perte

d'énergie. Le nucléon poursuivrait son chemin, mais entraîn

erait plusieurs nucléons dans un mouvement parallèle, mais plus lent, par un As Fr logue à la viscosité d'un fluide. Mais dans ce cas, 11 semble qu'on de-

vrait souvent retrouver la trace d'un proton ra

s pide au voisinage du fragments (lorsque le nucléon entraîneur est un proton), Cela ne dort eg etre le cas; aucune corrélation de cette espèce n'a pu être décelée.

Entre ces deux genres extrêmes de collisions (élastique et ramassaze), On peut imaginer toutes sortes de collisions plus ou moins inélastiques. Tout ce que l'on peut dire c'est que les chocs élastiques rendent mieux compte, dans l'ensemble,de la répartition angulaire observée; donc,si ool- : He 11 y a, elles sont probablement asseg souvent élastiques, ou à près.

Le ramassage ne peut malgré tout pas être exclu. On ne peut d'aillaurs s'empecher d'y penser pour expliquer quelques ces, signalés pr SORENSEN, dans lesquels un rapide fait un angle très faible avec le primaire, sans que l'étoile comporte d'autres branches .

C — DISCUSSION sur les PROBABILITES d'EMISSION des FRAGMENTS.

Revenons maintenant à nos observations sur la fréquence des fragments en fonction du type de l'étoile, et examinons-les dans le cœdûre du mécanisme des collisions que nous avons envisagé.

1°) L'absence de corrélation entre le nombre de particules au minimum d'ionisation et la fréquence des fragments est normale si l' émissinn n'est pas produits en général directement par un primire énergique.

Cele justifie le maximum que nous avons admis dans les Calculs d'angles pour l'énergie du nucléon expulseur (environ 1 BeV),

29) Voyons ce qu'il en est äu caractère le plus frappant de la

fréquence des fragments, son augmentation très rapide avec "+ 4 et autant avec n qu'avec de

a) On pourrait penser que les fragments sont arrachés par es nucléons plus ou moins rapides à la zone “inférieure" superficielle du noyau (c'est-à-dire de l'hémisphère regardant la direction du primaire

rolongé); cette idée semblerait assez neturelle et on éviterait af nsi a difficulté d'imaginer des Bart cheminant à l'intérieur du nomu, sans ôtre détruits. S'il en était ainsi, la fréquence des fragments serait en gros proportionnelle à 4, et indépendante de n (dans le æ sure

où ñn ne dépend pas lui-meme de ÿ: les 2 courbes 1 et 2 de la Ftg&.Yÿseraient confondues, ce qui est loin d'etre le cas. D'autre part, À étant le nombre moyen des fragments par étoile, on ne comprendrait pas bien

l'augmentation marqués de — , avec + que l'on observe. Ces aruments , m+ |

simples paraissent éliminer de façon certaine la naissance des fragments dans la couche superficielle inférieure, au moins pour la mwmjorité d'entre-eux,

b) Il se pourrait que ? soit proportionnel non au nombre de nucléons d'énergie voulue pour chasser ou entraîner les fragments,mais à la longueur totale 3 À parcourue par eux dans le noyau. Ce serait le cas S'ILS peuvent prendre naissance en un point quelconque du nomu,. Mais il est probable que # est au moins proportionnel à 3? ,en moyenne. Le fait que T augmente nettement avec n montre que À a peu de

n chance d'être proportionnel à 2 Ÿ ; 11 augmente certainement plus vite. Nous verrons plus loin que c'est bien le cas. |

c) Ceci s'explique si les fragments ne peuvent provenir que

de l'intérieur du noyau. L'augmentation de L avec " vient alors de

ce qu'un nucléon traversant le bord du noyau seuleænt produira quelques branches noires (évaporation et knock-on), mais ne pourra produire de fragments, Or, suivant les conceptions de localisations utilisées mintenant et introduites par SERBER [81] beaucoup de petites étoiles (ou relativement petites) viennent sans doute de chocs où le prinmmire traverse le bord du noyau (choc "rasart" }, le centre restant intact :

dans ces petites étoiles, un fragment ne naîtra que si un nucléon rapide de la cascade nucléonique passe par la région centrale, ce qui sera assez rare. Au contraire, en cas de “choc plein" du primire, si la cascade nucléonique se développe vers le centre, l'étoile sera granâe et en même temps la probabilité d'émission d'un SRABE sera gran de. On comprend fort bien dans ce cas, le fait remarqué par nous (voir plus tæut) que les étoiles à branches peu nombreuses, mis énersiques semblent un milieu peu favorable à la naissance des fragments, puisque ce sont sans doute des phénomènes produits par un primaire énergique, mais “rasgant" qui affecte surtout une zone extérieure du noyau.

Tout ceci favorise donc l'hypothèse des fragments expulsés de la région centrale (ou tout au moins non-extérieure),

Selon J. HEIDMANN, cette augmentation de TE avec la dimension de l'étoile serait favorable à l'hypothèse du “ramassage” On n'aurait pas besoin de supposer que les fragments ne partent que de l'intérieur du rayon : il est naturel de penser que le probabilité du ramassage n'est pas proportionnelle à 21 { , meis fonction croissante également de la longueur traversée dans le noyau par un seul nucléon, longueur qui n'est grande que si le nucléon passe pres du centre : on rstrouve la

meme argumentation,

3°) Nous avons noté une augmentation assez nette de la charge moyenne des fragments avec + qe Celle-ci s'explique fort bien si on

admet que plus un fragment est'gros, plus 11 faut se rapprocher du centre pour que l'émission soit possible

4°) Si les fragments de grande énergie partent d'une région plus

centrale que les frasments d'énergie plus faible comme lessugsère l'étude de la répartition angulaire Tien plus haut), nous devrions observer aussi une augmentation de FE moyen avec HW +4. Or nous avons vu que

E moyen est pratiquement indépendant de +4 Il y a là une difficulté : cette constance de FE moysn,qui en elle-même est favorable à l'hypothèse de la production des fragments par chocs de nucléons de la cascade nucléonique, ne trouve pas de place dans le schéma un peu plus détaillé que nous avons esquissé, où l'on fait appel à des localisations, Peut-etre les fragments lents proviennent-1ls eux aussi souvent des couches intérieures (courbe A’ par exemple), leur dispersion angulaire plus grande que celle donnée par le calcul venant alors du scattering dans le noyau. Mais dans ce cas, l'effet latéral de PERKINS ne s'expliquerait plus si silmlement par les collisions. Il faudrait des observations plus nombreuses pour tirer ce point au clair,

29 Sections efficaces de production de fr nts par les nucléons cheminant dans Ta matière tre,

a) Résulats déduits des observations, Cherchons un orûâre de grandeur de ces quantités, en nous plaçant dans l'hypothèse des collisions,

Kos résultats expérimentaux concernant les fréquences de fragments portent, nous l'avons vu, sur les fragments de E > 40 keV, Pour ceux-ci, les calculs de collisions montrent qu'il faut en gros admettre que le nucléon expulseur possède dans le noyau entre 300 et 1000 keV d'énergie cinétique.

La statistique établie par JAUNEAU et al. permet de voir le nombre moyen q de protons émergeant avec des énergies allant de 300 à 1000 MeV. Ce nombre est assez approximatif, car les énergies sont estimées par comptage de gmins ;0r, les densités de grains correspondan-, tes vont de 1,2 à 1,85 fois le minimum, et on est obligé pour avoir a de retirer âu nombre de branches correspondant à ces densités la part représentant la fluctuation à attendre sur les branches au minimum

(mésons).

De 9” on peut déduire la longueur moyenne ZT percourue par ces branches ans le noyau. Nous admettons À =2q/xw KR.

R=rayon du noyat = 63,10 10 CM (moyenne Aget Br);2 est

un coefficient introduit pour tenir compte des neutrons de la Cascade nucléonique qui ne sont pas observés.

uw R est la longueur parcourue par un nucléon " a'" dans le noyau. Nous admettons que u va de 0,6 à 1 quand m+ a eroît de 5-10 à > 20. Nous connaissons d'autre part les fréquences par étoile, + des

fragments de E > 40 MeV. On en déduit le libre parcours moyen À dans la matière nucléaire des nucléons sde pois E production de ces frmgments

Pour un noyau de A-99 composé de 11 f ents “en puissance " de A:9 (dimension moyenne des fragments observés), ceci donne une sec-

tion efficace 6 = À À» D LE Les résultats sont les mivants :

+ Æ g Z'L en 10-15cm Ÿ observé âen 107150 6 en barns

5-10 | 0,5 DÉPT Pe : À Pr 0,024 . 160 0,006 T1ni8 | 0:88)... ous. 0.078.0 | H U PEREESRS Ten Le IR N RMRER . Gras a HELP 0,017 LS list 70, PE RENRE) ERERT RCE ET EU LEE 0,01

Ces valeurs de 6 sont assez élevées. Elles le seraient encore plus si on admettait qu'il n'y a qu'une partie des nucléons du noyau pouvant former ües fragments “en puissance", ou que les fragments ne peurs nt partir que de la région centrale (ce qui diminuerait Z{),.

L'augmentation de 6 MSA EL conforme à ce que nous avions an-. noncé, Come nous l'avons vu, elle pourraît s'expliquer par l'hypothèse d'une augmentation de G lorsqu'on quitte la région superficielle du noyau 7 il est probable en effet que les grandes étoiles cort iennent

en moyenne une plus grande proportion de nucléons * q" traversant la région centrale que les petites étoiles.

b) Comparaison avec les résultats de la théorie et de l'expérience concernant le choc de nucléons rapides sur des noyaux res. Une orlie du scattering astique des nuclieéons rapides par’ 8s noyaux, a été donnée par FERNBACH, TAYLOR et SERBER [62]. Basée sur des idées de SERBER [61], elle consiste à assimiler le noyau à une sphère transparente et absorbante, d'indice lié à l'énergie du nucléon dans lé noyau, Pour la diffraction seule de l'onde liée au nucléon (scattering élastique), on a :

de 6, | J, CKR’Aùn 2

Fe SRE 4m 0

) où À est l'angle de déviation du nucleon, dans le système du fragment

- avant le choc

K= vecteur de propagation du nucléon incident dans ce système R'= rayon du fragment heurté. Pour A-9, R=2,9 10-15cm dw=2n 4ù 0’d86

à PR fonction de BESSEL)

G. section totale, est donnée par une formule assez longue côntenant R'» K' et Li

où le vecteur de propagation de l'onde à l'intérieur du fragment est K + K,{ la différence avec K provenant du puits de potentiel, de profondeur environ 30 MeV).

KW est le coefficient d'absorption des nucléons incidents dans le matière nucléaire,

Pour évaluer approximativement K , K, et K’ nous prendrons comm

énergie du nucléon dans le système lié au fragment avant le choc une

. moyenns grossière des valeurs admises dans les calculs de collision que

LÉ + té

nous avons faits dans l'étude de la répartition angulaire des fm gments: prenons 559 MeV. Avec cette valeur, on trouve immédiatement

13cm-1 Aie 5 24:10

st K,= 0,2 1015cm-1

K’ se déduit de la valeur de LA section de choc nucléon-nucléon.

On sait que cette seotion efficace diminue quand l'énergie augmente, puis reste sensiblement constante lorsque l'énergie atteint quelques centaines de keV. Nous pouvons prenire comme base les résultats expérimentaux de CHAMBERLAIN, SEGRE et #IEGAND L65là 250 xev, qui trouvent une section efficace sensiblement indépendante de l'angle, donnant (ED .,.) 0,023 barns. Pour 32,,1es expériences de KELLY, LEITH,

Ed SEGRE et WILEGAND [64] donnent une section variant fortement avec la

direction, d'où l'on peut déduire par intégration done 0,037 barns.

Pour des chocs sur des nucléons non libres, ma is ‘faisant partie (55) ‘d'un noyau, 2 est plus faible, d'un facteur environ + (GOLDBERGER) ‘,

2x0, 0123 #05 037 Nous prendrons donc : 2 à CRT CE TE = 0,02 barns

On en déduit : K2A.1012cm-l

La longue formule de FERNBACH, TAYLOR et SERBER, donne alors : S,= 0,91 R’ = 05725 barns

11 s'agit maintenant de voir quelle est la fraction de 6, correspondant à des fragments capables de sortir du noyau avec F2>40 MeV. En reprenant nos calculs de collision, on trouve que pour un nucléon expulseur de 550 MeV dans le système lié au fragmnt avant le choc,

E = 40 MeY est atteint pour cos Y-0,3 (courbe A)

ou cos Ÿ= cos d-0,5 (courbe À).

Prenons cos UE 0,4. Ce cæs correspond, pour un nucléon de 550 äev heurtant un fragment de A=-9, à 0’=40°,

D'après la répartition angulaire calculée par FERNBACH et al., la fraction des chocs donnant les fragments observés sera donc :

À 90° PR | FX w, | F dw 40°

Le]

avec :

DJ, CKR' su 0°) ET —

si on néglige les chocs correspondants à 6" > 90°, qui sont probablemnt très rares.

Le calcul donne pour cette fraction 0,0485 d'où: 6 = 0,0485 x 0,23-0,011 berns.

On trouve donc ainsi une valeur du même ordre que celle déduit des observations our + 4= environ.

11 ne faut pas s'exagérer la portée de cette concordance, Il est probable que la théorie du noyau transparent de SERBER donne des sections efficaces trop élevées pour 0’grand. Une indication dans ce sens vient des expériences faites par RICHARDSON, BALL, LEITH et MOYER [58] sur le scattering élastique des protons de 340 MeY par différents noyaux, carbone, cuivre et plomb, Les sections efficaces trouvées sont en acçords avec la théorie du noyau transparent pour Ô & 20°. Mais vers 0- 30°, elles paraissent déjà sensiblement plus basses, Aucun scattering à plus de 30° ne paraît avoir été observé ; 11 est vmi que l'énergie des protons diffusés était sélectionnée d'une façon limitant

3’ à 50° environ (dans le cas du carbone),

Lalgré tout, cette comparaison semblerait indiquer que les collisions nucléons rapides sur fragments ne sont peut-être pas aussi impensables que ce qu'on aurait pu croire a priori, Les sections de chocs nécessaires pour rendre compte de l'expulsion des fragments par collision, dans les gros noÿaux, seraient sans doute plus grandes que dans le cas des fragments isolés, d'après ces données, mais elles ne seraient pas d'un ordre de grandeur tellement différent,

“HO tELe

Essayons de résuner la discussion qui précède, et de conclure :

1) Le seul point vraiment sr est le fait que les fr-ments rapides sont projetés pendant le début de l'interac.ion, soit par le premier

choc du primaire, soit le plus souvent pendant le développement dans le noyau de la cascade nucléonique qui suit ce choc.

La répartition angulaire si nettement dirigée vers l'avant, ne laisse guère de place à une autre interprétation.

Encore cette affirmation n'est-elle entièrement valable qu pour les fragments énergiques : dans les énergies modérées observées ici (20 à 30 MeV) 11 est possible qu'un processus plus tardif ,du ænre fission ou évaporation, conduise à l'expulsion de morceaux lourds, Mais comme la préférence pour les directions vers l'avant se fait sentir jusqu'à ces énergies modérées, ces mécanismes, s'ils interviennent, ne sont responsables que d'ure partie des frasments,. Rien ne permet donc d'affirmer qu'ils se produisent .

2) S1 l'on veut aller plus loin, il faut mlheureuserent quitter le terrain solide. Des calculs approchés inäiquent, malgré leurs imperfections, que la direction moyenne d'émiseion des fragænts aux différentes énerries est en gros compatible avec celle qui résulterait de collisions des nuclénns de la cascade sur des morceaux du noyau, ceci aussi bien pour les fragments de Z23 que pour les particules &X rapides,

Certains traits (concentration plus forte des fraemnts plus lourds à égale énergie, effet latéral aux énergies modérées, constance de l'énergie moyenne pour différentes dimæ nsions d'étoiles) suggèrent meme assez fortement les collisions.

D'autre par, la répartition angulaire semble cadrer plutôt mie ux avec der collisions élastiques que des collisions inélastiques du genre ‘"ramassage", . ;

Ces dernières sont d'ailleurs peut-être encore. plus difficiles à imaginer, à cause de la grosse perte d'énergie qui les accompagnerait; celleèci devrait se retrouver partiellement en énergie d'excitat ion du fragment ;ce dernier serait souvent radioactif, ce qui n'est pas le cas,

Le gros obstacle provient de la difficulté d'imaginer l'interaction de nucléons rapides sur des fragments entiers : nucléons de 200 à 1000 eV environ, d'après les calculs de collision (2=0,12 à 0,3x1015m)

sur des fragments de 2,5 à 3,5,1071508 de rayon,

En l'absence de théorie et d'expériences complètes, on ne peut rien affirmer à ce sujet. Cependnt, un calcul basé sur la théorie du noyau transparent de SERBER, et quelques expériences de diffusion de protons rapides semblent indiquer que de telles interactions, bien que relativement rares , ne sont Pas aussi inconcevables que ce qu'on pourrait croire,

3) On peut chercher à s'aventurer encore un peu plus loin, sur un s01 encore plus mouvant,.

L'interprétation par collisions élastiques de la répartition angulaire au moyen d'un modèle nucléaire de couches, ainsi que certains tm its de la fréquence des fragments en fonction du type des étoiles s'accordent pour suggérer que la plupart des fragments, surtout les plus énergiques, partent de l'intérieur du noyau.

Sans aller jusqu'à mettre leur origine vers le centre, œr on

ne voit pas comment ils pourraient cheminer un long trajet dans le noyau

sans étre détruits, on peut penser qu'ils ne prennent pas naissance dans la couche extérieure, en général. Le fait qu'aucun fr raît pouvoir provenir des noyaux légers N, O0) est favorable à cette 8.

On ne peut s'empêcher de penser qu'il peut même y avoir là une façon de tourner l'obstacle dont nous parlions. Peut etre un fragmnt plus ou moins préexistant à l'intérieur d'un gros noyau est-il très différent d'un fragment libre ? Peut-etre ses dimnsions sont-elles plus petites, et les forces nucléaires plus grandes ? Les connaissances sur le noyau sont encore trop peu avancées pour qu'on puisse rejeter ces hypothèses.

Ces considérations sont certainement trop schématiques. Il est probable que la réalité est beaucoup plus complexe. Mais de toute façon, cette puissante accélération de gros morceaux de noyaux jusqu'a de grandes énergies est un phénomène très surprenant, qui ne peut pas recevoir d'expliaction bansle, Il semble bien que la solution de cette énigme doive faire intervenir des notions nouvelles sur le noyau.

Cela suffit à montrer l'intérêt qu'il y a à creuser cette question davantage. Nous devons pour l'instant nous contenter de cette conclusion, qui n'en est pas une.

C‘est entièrement grâce à l'influence personnelle du Professeur LEPRINCE -RINGUET que le présent travail a été possible, Non seulement 11 m'a dirigé et aidé de son contact si fécond , mais ces recherches ont ‘trouvé un terrain propice dans le milieu vivant et actif du groupe de chercheurs qu'il anime de son enthousiasme. Je tiens à lui en exprimer ici toute ma très profonde reconnaissance, ainsi que pour l'intérêt amical qu'il m'a toujours témoigné.

Mes remerciements vont également à tous les membres de son laboratoire et principalement à M. Jean HIDMANN et Louis MICHEL pour de nombreuses et intéressantes discussions sur les noyaux et les réactions nucléaires. C'est grâce à M. FERRAND et à son équipe du laboratoire que les plaques utilisées ont pù être envoyées en haute altitude, Elles ont été développées au laboratoire par M. MORELLET et EOUVIGNY. Je remercie également M. Jacques TREMBLEY qui a effectué pour moi quelques mesures de scattering, M. Daniel MORELLET qui a réalisé les projections des photographies observées et nmelles M, ROUGEUL et D. VIDAL, ainsi que Mrs COWIE qui ont effectué un premier examen microscopique des plaques.

Enfin, je tiens à exprimer ma reconnaissance à l'Administmtion des Ponts et Chaussées, et particulièrement à dbslaur l'Inspecteur Général B, RENAUD, à qui je suis redevable de mon affectation à le Retherche Scientifique.

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