Étude cinétique de la scintillation dans les cristaux organiques purs

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Étude cinétique de la scintillation dans les cristaux organiques purs

Daniel Blanc, Francis Cambou, Yann Gervais de Lafond

To cite this version:

Daniel Blanc, Francis Cambou, Yann Gervais de Lafond. Étude cinétique de la scintil- lation dans les cristaux organiques purs. Journal de Physique, 1964, 25 (3), pp.319-325.

�10.1051/jphys:01964002503031900�. �jpa-00205779�

ÉTUDE CINÉTIQUE

^{DE LA} SCINTILLATION DANS LES CRISTAUX

ORGANIQUES

^PURS Par DANIEL

BLANC,

^FRANCIS

CAMBOU,

^{et YANN GERVAIS DE}

LAFOND,

Centre de

Physique

Nucléaire de la Faculté des Sciences de Toulouse.

Résumé. ²⁰¹⁴ On complète ^et généralise les théories antérieures de la composante rapide ^{de la}

scintillation organique ^en établissant une équation donnant la loi générale ^de variation de

la

^den-

sité en quanta d’excitation singulets d’origines ^« rapides ^{». On} applique ^cette équation ^{à un cas} par- ticulier un peu moins restrictif que ^ceux des théories précédentes.

On donne une étude cinétique ^{de la} composante lente fondée sur

l’hypothèse

d’une activation bi-moléculaire du niveau

triplet

^le

plus

^{bas vers le} premier ^niveau singulet ^{excité. On en} déduit

l’importance relative de la composante lente pour ^une excitation particulaire ^{et une excitation}

photonique.

Abstract. ²⁰¹⁴ Previous theories of the fast component ^of organic scintillation are perfected

and generalized by setting up ^an equation giving ^the general ^{law of} variation of density ^of

the "fast generated ^" singlet quanta of excitation. This equation ^is applied ^{to a} particular ^case

less restrictive than those of the previous ^theories. Then, assuming ^the hypothesis ^{of a bi-}

molecular activation from the lowest triplet ^{state to} the first excited singlet state, ^one proceeds

to a kinetic study ^{of the slow} component from which the relative amount of the slow component is determined for the two cases of

particle

^and

photon

excitation.

La scintillation

organique comporte

^essentiel-

lement deux

composantes (cf. fig. 1) :

^une compo- sante a decroissance

rapide ;

^une

composante

^à

decroissance

plus

^lente.

FIG. 1. ^- Courbes

experimentales

^de décroissance de l’émission lumineuse dans un cristal

6pais

d’anthracène excité par des électrons et des protons (L).

Ti: temps de décroissance de la composante

rapide (R).

,r.l = 30 x 10-9 s (valeur qui correspond ^{au cas d’un}

cristal d’anthrae6ne

épais).

L’etude

cin6tique

^{de la} scintillation ^{a deux buts} essentiels : la determination de 1’efficacit6 de la

r6ponse

lumineuse du scintillateur ^au _{passage de} la

particule nucléaire ; l’interprétation

de la forme

exp6rimentale

de la decroissance de l’intensit6 de l’émission lumineuse.

Celle-ci

depend

a la fois : de la forme de la d6- croissance

rapide ;

de la forme de la décroissance

lente ;

^{et des}

proportions

relatives de

composantes rapide

^{et lente.}

I. Mdeanisme de la scintillation. ^- L’emission de lumi6re est due a la d6sactivation lumineuse des molecules excit6es. Dans ces conditions une etude du m6canisme de la scintillation doit s’intéresser à la nature et a

l’origine

^de 1’excitation avant d’aborder le

comportement

^des

quanta

^d’exci-

tation dans le milieu

organique

scintillant.

NATURE ET ORIGINE DE L’EXCITATION DANS LA

MOLECULE ORGANIQUE. ^- L’excitation d’une mole- cule

organique

^est le r6sultat d’une

augmentation

de

1’6nergie

totale de son

systeme

d’électrons ^7t.

L’6nergie

totale du

syst6me

des electrons 7r est

quantifiée ;

^{elle ne}

peut prendre qu’une

^{suite dis-}

er6te de valeurs. Ces niveaux

6nerg6tiques

^se

groupent

^en deux f alnilles

(fig. 2) :

^1’6tat

singulet,

et 1’6tat

triplet.

Le passage d’un niveau

singulet

^{en un niveau}

triplet

^ou vice-versa se

produit

^{assez rarement}

(a

cause des

r6gles

de sélection

spectroscopiques).

DESTINEE DE L’ENERGIE D’EXCITATION. ^- Nor-

malement,

la molecule se trouve dans 1’6tat fonda- mental

So qui

^{est un 6tat}

singulet (cf. fig. 2).

Une cause ext6rieure a la

molecule,

^comme par

exemple

le passage d’une

particul e nuel6aire,

^va por- ter son 6tat

6nerg6tique

^{du niveau}

So 6L

^{l’un des}

niveaux

singulets sup6rieurs

^{Sn ou,}

exceptionnel- lement,

^{au niveau}

triplet T, (cf. fig. 2).

^Cette

cause ext6rieure pourra

6galement

ioniser la mole- cule en donnant un electron libre et un ion

positif.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01964002503031900

320

FIG. 2. ^- Processus de luminescence moléculaire.

(a) Excitation, (b) degradation interne, (c) conversion interne,

(d)

fluorescence,

(e)

conversion, (f) activation T, --> S,,, (g) degradation interne, (h) conversion interne, (k)

phosphorescence.

L’éleclron libre et l’ion

positif

^{vont tres}

rapi-

dement se recombiner

(en

^{10-13 s environ}

[2], [3]),

en

passant

éventuellement par l’interm6diaire d’un ion

n6gatif

^sur

lequel

^{se sera} attach6 l’ électron libre

(cf. fcg. 3).

^{Les molecules neutres}

produites

par la recombinaison sont tr6s fortement

excit6es,

⁷⁵

%

le

sont

en moyenne ^a 1’6tat

triplet

^{et 25}

%

^{a 1’etat}

singulet [4].

L’6nergie

d’excitation situ6e a l’un des niveaux

singulets sup6rieurs

^{Sn se convertit}

rapidement (en

^{10-11 s.}

[5])

^vers le niveau

S 1.

^Elle

peut

^aussi

passer a 1’6tat

triplet

^Tn imm6diatement inf6rieur par conversion

[6]. l,’6nergie,

^{dans les deux 6ven-}

tualités,

^est transformee en chaleur.

L’6nergie

d’excitation Tn se

degrade

^{aussi tr6s}

rapidement

^{vers le niveau}

TL.

L’6nergie

d’excitation reste relativement

plus longtemps

^{au niveau}

81 (10-8 s)

^{avant de}

dispa-

raltre selon deux processus distincts :

dégagement

de chaleur

(inhibition) ;

emission de

photons

^lumi-

neux

(c’est

^la

fluorescence,

processus essentiel de la

scintillation).

Par

ailleurs,

^cette

6nergie

d’excitation

peut

^etre

transferee au niveau

triplet Tl. L’énergje

^d’exci-

tation situ6e au niveau

T, peut

^{etre activ6e au}

niveau

S,

^{avant de}

disparaitre

^selon les processus cites

plus haut ;

^mais

1’energie

^{stationne sur le}

niveau

T 1 pendant

^un

temps

^bien

plus long

que

sur les autres niveaux et 1’emission de

photons

^sera

distincte de celle

qui

constitue la fluorescence : il

s’agit

^{de la}

phosphorescence qui

intervient au bout de

temps pouvant d6passer

la seconde. La contri- bution de la

phosphorescence

^est

n6gligeable,

^elle

est en outre

trop

^lente.

Au

total,

par

consequent,

la lumi6re 6mise lors de la scintillation

provient

donc de la

disparition rayonnante

^de

1’energie

d’excitation situ6e au

niveau

S l’

^L’étude

cin6tique

de la saintillation

glo-

bale

(composantes

^{lente et}

rapide)

^{se ram6ne donc}

a 1’etude de 1’excitation des molecules sur le niveau

S 1

^et leur desexcitation.

La formation des

quanta SL peut

^se faire par deux voies différentes : une voie lente

qui

passe par 1’6tat

T 1 ; et

^{une voie}

plus rapide qui

^evite

1’6tat

?B.

L’emission de lumi6re dans la

composante rapide

est due aux

quanta S,

f ormes suivant la seconde voie et nous supposons dans le cadre de ^cette etude que 1’emission lumineuse dans la

composante

lente

provient

^des

quanta S 1

formés suivant la

premi6re

^voie.

’

II.

Btude einétique

^{de la}

composante rapide.

^-

TTABLISSEMENT

DE

L’EQUATION

^{GENERALE. --} Soit _p la

probabilite

par unite de

temps

pour

qu’un

sur Ie niveau

S 1

existant à l’instant t sur l’unité de

longueur

du parcours. L’intensité

spécifique

^de

remission lumineuse

dx x ) t ui q represente p Ie nombre

total de

photons

^{emis sur} l’unité de

longueur

^serait

alors :

En

fait,

^cette relation n’est valable que s’il

n’y

a pas

auto-absorption

^des

photons

^{sans le milieu}

scintillant. Nous verrons que s’il y ^a

auto-absorp-

tion :

ou k est un coefficient

independant

^{de t.}

La variation de l’intensit6

sp6cifique

de la scin- tillation

peut

^{done etre} d6crite par celle de

AN (t)

Ax c’est-à-dire par celle de la densite

n(t)

^en

quanta S, puisque :

La densité n

depend

^{a la fois du}

temps t

^{et de}

la distance r du

point

^{M ou l’on se}

place

^{a la}

trace de la

particule

^incidente

(cf. fig. 3).

FIG. 4. ^- Courbes th6oriques de decroissance de 1’intensite de 1’6mission lumineuse rapide ^{dans un cristal} 6pais , d’anthracene excite par des electrons ^et des particules ^oc,

avec

l’hypothèse

d’une formation instantan6e des

quanta S1.

Les

ph6nom6nes qui agissent

^{sur les}

quanta S1

et

qui

^{font varier} leur densité n au cours du

temps

sont de trois ^{sortes :}

1. Tout

d’abord,

^les processus ^de d6sexcitation que l’on

peut

^{classer en} 3 groupes :

moléculaire ;

la conversion

S, -->. Tl.

Leur contribution est

representee

par :

les inhibitions bi-moléculaires

(chocs

^{entre 2}

quanta Sl)

^{dont la} contribution est :

les inhibitions

j-moléculaires (chocs entre j quanta S.)

dont la contribution est :

2. Ensuite la diffusion des

quanta S, qui

^{se fait}

par transfert de molecule a molecule et dont la contribution est donn6e par la loi de Fick :

ou D est le coefficient de diffusion des

quanta Sl.

3.

Enfin, ltauto-absorption

^des

photons

prove- nant de la fluorescence des

quanta Si (terme

^en

R(r, t) qui

donne le nombre de

photons

^absorbés

dans l’unit6 de volume situ6e a la distance

r).

Au

total,

^la loi de variation de la densité n des

quanta

d’excitation

Si

^{dans la}

composante rapide peut

^{s’écrire :}

THEORIES ANTERIEURES CONSIDtRtES COMME DES CAS PARTICULIERS DE

L’EQUATION

^GENERALE.

- L’introduction

d’hypotheses simplificatrices [8]

permet

^{de retrouver} de nombreuses theories clas-

siques

de la scintillation.

10 En

supposant

que l’inhibition ^est uni-mol6- culaire et que la diffusion reste limit6e a la zone

d’inhibition, 1’6quation générale (1)

^se

simplifie

^et

s’ecrit :

ou p

et q repr6sentent respectivement

^les

proba-

bilit6s par unite de

temps

de fluorescence et d’inhi- bition uni-moléculaire.

Une

integration

^en volume suivie d’une int6-

gration

^par

rapport

^{a t,}

permet

^de déterminer .

1’expression

de la fluorescence

spécifique,

^c’est-à-

dire le nombre total de

photons rapides

^{6mis dans}

la

composante rapide

^{et sur l’unit6 de}

longueur :

ou

dE fdx

^{est la}

perte d’6nergie

^{de la}

particule

incidente ^sur 1’unite de

longueur.

On retrouve ainsi la relation de Birks

[9].

20 En

supposant

que l’inhibition ^est uni- et bi-

322

mol6culaire,

^{et en}

n6gligeant

^la

diffusion, 1’6qua-

tion

g6n6rale

^{s’écrit alors :}

ce

qui

^{n’est autre que}

1’6quation de "A right [10].

30 Kallmann

[11]

^avait

complete

^les

hypotheses

de

aright

^en introduisant une inhibition

j-mol6- culaire,

^ce

qui

^{donne :}

40

Supposons

^enfin l’inhibition uni-moléculaire mais

distinguons

^{deux zones}

cylindriques

^autour

de la

trajectoire (une

^{zone ou} l’inhibition est tr6s considerable et une zone ou celle-ci reste

normale).

Les

quanta S 1

diffusent de la

première region

vers la seconde sans avoir le

temps

^{de se trans-}

former en

photons

^{dans la}

premiere.

A l’int6rieur de la

premiere region,

la th6orie

classique

de la diffusion

permet

^d’écrire

1’6quation g6n6rale

^{sous la forme :}

ou

1/’T:d

^et

1/’T:q représentent respectivement

^{les pro-}

babilit6s par unite de

temps

^{de « fuite »} hors de. la

premiere region

^et d’inhibition dans la

premiere region.

A l’extérieur de la deuxieme

r6gion, 1’6quation g6n6rale

^{s’ écrira sans} difficult6s :

Ces deux

expressions

^{ne sont autre} que les

6qua-

tions de Kallmann et Brucker

[11].

RESOLUTION DE

L’EQUATION

^{G#N#RALE EN .NE-}

GLIGEANT L’INHIBITION

j-MOLECULAIRE (i G 2).

^-

Nous avons cherché a r6soudre

1’6quation g6n6rale

en

n6gligeant

l’inhibition

j-moléculaire

^{et en} sup-

posant

que les coefficients d’inhibition uni- et bi- mol6culaire sont

independants

^du

temps. L’equa-

tion

g6n6rale

^{s’ écrit alors :}

Nous supposons par ailleurs que la

r6partition spatiale

^des

quanta S,

^{autour de la trace de la}

particule

^{incidente est}

gaussienne

^{a l’instant initial}

. (t = 0) :

^:

en

d6signant

par

ANO lAx

Ie nombre total des

quanta S1

^{cr66s sur} l’unit6 de

longueur

^et par

b,

]’«

ecart-type »

^de la distribution relie à la distance moyenne initiale ro des

quanta S,

par la relation :

La resolution de

1’6quation pr6c6dente, compte

tenu de. la condition initiale

ci-dessus,

^conduit

pour AN

lAx

^à

1’expression

^suivante

[8] :

ou

exponentielle intégrale,

fonction tabul6e

k est le coefficient

d’absorption

^des

photons

^de

fluorescence dans le milieu considéré. On en deduit imm6diatement

l’expression

de l’intensit6

speci- fique

de 1’6mission lumineuse

rapide :

ou la valeur initiale de EI

lAx

^{est :}

et ou A est le coefficient de

proportionnalite

^entre

ANo/jOx

^{et la}

perte d’énergie sp6cifique dE jdx.

L’intégration

^{dans le}

temps

^d’une

expression approch6e

^de

Ill/Ilx,

^{fournit une bonne}

approxi-

mation de la fluorescence

sp6cifique :

Nous avons

applique

^{ces résultats au cas d’un}

cristal

6pais

(T anthracene : Kallmann

[11]

^{donne :}

ce

qui

^{conduit a}

[12] :

deldx

^6tant

exprim6

^en

MeV/cm.

avec G =

1000

unites arbitraires de

réponse I

Pour des

particules

^fortement

ionisantes,

^comme

des

particules

^{oc de 5}

MeV,

la decroissance a un

d6but tres raide

puis

^elle tend tres

rapidement

vers une

exponentielle

de m6me constante de

temps

que celle

qui correspond

^{a une} excitation 6lectro-

nique.

11 faut noter que si les 6tudes

expérimentales

montrent que la decroissance de l’intensit6 de 1’emission

rapide

^est

exponentielle

avec une cons-

tante de

temps ind6pendante

^{de la nature de la}

particule

incidente elles n’ont pas

permis

^{de mettre}

en evidence la

brusque

decroissance initiale _pour les

particules

fortement ionisantes.

REMARQUE. -

Ce calcul 6L

partir duquel

^nous

avons construit les courbes de la

figure 5,

^{est f onde}

sur

l’hypothèse

d’une formation instantan6e des

PIG. 5, ^- Courbes th6oriques de décroissance de l’intensit6 de 1’6mission lumineuse

rapide

^{dans un cristal}

epais

d’anthrac6ne excité par des électrons et des

particules

^«.

sans

l’hypothèse

d’une formation instantan6e des quanta St.

quanta 81.

^En

fait,

elle n’est _pas instantan6e : elle dure un

temps

^fini

qui

^est de l’ordre de 10-1o _s., cela suffit pour modifier la forme des courbes

repre-

FIG. 6. ^- Interpretation cin6tique ^{de la} composante ^lente

de la scintillation.

En trait

plein :

transitions rapides

(

^10-’ s).

En trait discontinu : transitions lentes

(>

^10-7 s),

montre en effet

qu’elle

^{s’étend au maximum sur}

10-9 _s, de sorte que les courbes de la

figure

⁵

repre-

sentent

toujours

la forme de la

composante rapide

de la decroissance de la scintillation sauf a leurs extremes d6buts.

III.

Ptude ein6tique

^{de la}

composante

^lente

[13].

- Cette etude est f ondee sur une

hypothèse

^fonda-

mentale en ce

qui

^concerne

l’origine

^des

quanta S,

« retard6s ^» dont la

disparition rayonnante

pro- voque 1’emission lumineuse dans la

composante

lente. Nous supposons que ^ces

quanta S,

^{« retar-}

des » sont former par activation bi-moléculaire

T,l S, [13],

^cette activation se

produisant

^lors

de l’interaction de deux molecules activ6es à 1’6tat

T 1 ;

^il y aurait transfert

integral

^de

1’energie

d’excitation de l’une des deux molecules a 1’autre : la molecule

r6ceptrice

serait alors

port6e

^{a 1’6tat}

excite

Sl.

VARIATION DE LA DENSITE DES QUANTA

Si

« RETARDES )). ^- Au moment de leur formation ces

quanta S 1

« retardes » sont assez

éparpillés

^{dans le}

milieu

scintillant ;

^leur

disparition

^{est done essen-}

tiellement uni-moléeulaire. La loi de variation de leur densite

nl(r, t)

^en fonction du

temps

^s’écrit

donc :

ou

b1(r, t)

^m2

repr6sente

le nombre de

quanta S1

f ormes par unite de

temps

^{et de}

volume, m

^{est la}

densite en

quanta T 1

^{a cet}

instant ;

^{elle est donn6e}

par

1’equation :

ou

(cf. fig. 6) (p(r, t) repr6sente

^la

probabilite

par unite de

temps

^de

disparition

uni-moléculaire des

quanta T I (phosphorescence

pi et inhibition uni- mol6oulaire

Y2), b(r, t)

^m

repr6sente

^la

probabilite

par unite de

temps

^de

disparition

bi-moléculaire

(inhibition bi-moleculaire b2 m

^et activation

T I

^-7

S, : bim)

^et

T(r, t)

^{est le nombre}

quanta T1

f ormes par unite de

temps

^{et de volume.}

En

fait,

^la

disparition

uni-moléculaire des

quanta T,,

^est

n6gligeable

devant leur

disparition

^bi-mol6-

culaire,

du moins dans l’intervalle de

temps qui

nous int6resse c’est-h-dire pour 0 ^t 10’S s

(cette hypothèse

^{est f ondee sur} les r6centes

exp6-

riences

entreprises

par Porter ^et

Wright :

^{ils ont}

observe que la loi de

disparition

^{de 1’6tat}

triplet T 1

de l’anthracène en solution dans de 1’hexane est essentiellement bi-moléculaire au d6but de 1’exis- tence des

quanta T 1 -

c’est-à-dire

jusqu’a

^environ

324

10--l s

apr6s

^{la fin de} 1’excitation _-, ce

qui signifie

que

pour t

^{10-5 s,} les processus de

disparition

bi-mol6culaire

6clipsent

totalement les processus de

disparition uni-moléculaire).

En

supposant

^{en outre} que les coefficients

f(r, t)

et

b(r, t)

^sont

constants,

^{les deux}

equations prece-

dentes se

simplifient :

QUANTITE

^TOTALE

SP#CIFIQUE

^{DE LUMITRE}

IMISE DANS LA COMPOSANTE LENTE. ^- L’inte-

gration

^{en volume} suivie d’une

integration

par

rapport

^au

temps

^{de ces deux}

equations

^{conduit à}

1’expression

^{de la}

quantite

totale de lumi6re 6mise dans la

composante

^{lente et sur l’unit6 de lon-}

gueur [8] :

ou

A, K, B, C,

^{H sont des} constantes

ind6pen-

dantes de dE

Idx.

IMPORTANCE RELATIVE DE COMPOSANTE LENTE.

- On en deduit alors

l’importance

relative de

composante

^lente

qui

^est

6gale

^au

rapport

^{de la}

quantite

totale de lumi6re 6mise dans la compo- sante lente a celle

qui

^{est 6mise dans la} scintillation totale

rapide

^{et lente}

[8] :

Cette formule montre que P

depend

^{de la nature}

de la

particule

excitatrice par l’interm6diaire de la

perte d’6nergie sp6cifique deldx,

^ce

qui

^{est un}

fait

experimental

^{bien connu.}

Ainsi,

pour ^un cristal

d’anthracène, l’importance

relative de la _compo- sante lente varie dans un

rapport 2,4 lorsque

^l’on

passe d’une excitation

6lectronique

^{a une excitation}

protonique [15],

^{et dans un}

rapport 2,8 lorsque

l’on passe d’une excitation

6lectronique

^{a une exci-}

tation _«, ce

qui

^{donne un}

rapport

^de

l’importance

relative de la

composante

lente pour des

parti-

cules « et des

protons 6gal

^a

2,8 /2,4

⁼

1,17 (cela correspond

^{bien a la valeur} trouvee par Walter

[16]

pour le ^meme

rapport

^{dans le cas} du stilbene et

6gale

^a

1,20) ;

pour ^cette derni6re _mesure, nous avons fait

varier,

par l’interm6diaire de la r6sis- tance de

charge,

^{la constante de}

temps

^{RC du}

circuit de sortie du

photomultiplicateur : lorsque

^la

constante de

temps

^est

petite

^{devant le}

temps

^de

décroissance T2

^{de la}

composante

lente mais suffi- samment

grande

^{devant le}

temps

de decroissance _1:’1 de la

composante rapide,

^{seule la}

composante rapide

^est

detectee,

^et

lorsque

^{RC est}

grand

^devant

T2 ^on d6tecte la scintillation totale

[17].

Enfin,

^{dans le cas} d’une excitation uniforme en

volume,

^comme par

exemple

^une excitation par ^un faisceau de lumi6re visible ou

ultra-violette,

^1’6tude

ein6tique

de la scintillation fut menee de la m6me

fagon

que pour le ^cas d’une excitation

particulaire

mais avec les

hypotheses supplémentaires

^caracté-

ristiques

^d’une excitation

uniforme,

^a savoir : pas de courants de diffusion des

quanta S,

^et

T, disparition

exclusivement uni-moléculaire des

quanta Sl, « rapides o

^et « retardes o.

On

aboutit,

^{tous calculs}

faits,

^{a une}

expression rigoureuse

^{de P :}

ou c et i sont

respectivement

^les

probabilités

par unite de

temps

de transition

S, -* T,

^{et d’inhi-}

bition uni-moléculaire

S 1 -? So

pour ^{une exci-} tation uniforme.

On voit que P est

independant

de la densite

d’excitation,

^ce

qui

^{est conforme au r6sultat}

exp6-

rimental obtenu r6cemment par Birks

[18].

Conclusion. ^- En

conclusion,

^cette etude de la scintillation

organique

^se divise essentiellement en

trois

parties :

1.

CINETIQUE

^{DE LA} COMPOSANTE RAPIDE. ^-

Une

equation générale permet

de d6crire la

dispa-

rition des

quanta S 1

^{en loi}

g6n6ralisant

^{toutes les}

relations

classiques

obtenues soit

empiriquement,

soit par des considerations

th6oriques.

^Cette

6qua-

tion a ete r6solue dans un cas

particulier beaucoup

moins restrictif _que ceux

poses implicitement

^ou

explicitement

dans les theories ant6rieures. Les résultats obtenus sont en bon accord avec les faits

experimentaux.

^La

quantite

totale de lumi6re emise par unite de

longueur dfldx depend

^{de la}

perte d’énergie spécifique deldx

^{de la}

particule.

La decroissance de 1’6mission lumineuse devient tres

rapidement exponentielle

^{avec une constante}

de

temps ind6pendante

^{de la nature de la}

particule

incidente.

2.

CINETIQUE

^{DE LA} COMPOSANTE LENTE. ^-

Aucune etude

cin6tique quantitative

^{n’avait 6t6}

encore

entreprise.

^{Nous avons}

suppose

que la ^com-

posante

^{lente est due a la formation «} retard6e )) des

quanta S 1

par activation bi-moléculaire

T, --* Sl.

^Cette

hypothèse,

que ^{nous ne}

pr6tendons

pas avoir

d6montr6e,

^{conduit a une}

equation

^cin6-

tique comparable

a celle de la

composante rapide.

relatives dans la scintillation. Les résultats obtenus

permettent

^{de rendre}

compte

de nombreux faits

experimentaux ;

^on

peut

^en

particulier expliquer

de 1’excitation

(c’est-A-dire

^{de la densite d’exci-}

tation) lorsque

^{celle-ci est uniforme en volume.}

Manuscrit requ ^{le 10} aout 1963.

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