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Sur la structure du compound 15N
Guido Beck
To cite this version:
SUR LA STRUCTURE DU COMPOUND 15N Par M. GUIDO BECK.
Institut de
Physique Atomique.
Faculté des Sciences deLyon.
Sommaire. - La discussion des faitsconnus sur le comportement du compound 15N permet d’obtenir l’ordre de grandeur des valeurs caractéristiques du spectre des niveaux nucléaires. Il en résulte que la
distri-bution des niveaux n’est pas uniforme.
1. Introduction. - Le
problème
de la structuredes noyaux
semi-légers
(B, C, N, 0) présente
uninté-rêt
particulier.
Tandis que lesphénomènes
relatifs aux noyaux lourds sont déterminés par un seul niveau(expériences
avec des neutronslents)
ou bien(si
l’onutilise des
projectiles rapides)
par un groupe de niveauxd’un nombre extrêmement
élevé,
nous pouvonsespé-rer, dans le cas des noyaux
semi-légers,
obtenir desinformations
beaucoup plus complètes
sur unsystème
de niveaux
consécutifs,
dont il serapossible
d’étudier les détails. Ceproblème
a étéattaqué
d’unefaçon
systématique
par MM. J. Thibaud et P.Comparat (1).
D’après
les donnéesexpérimentales,
nous devons nousreprésenter
uncompound
15N,
qui
peut
êtreformé par les réactions
15N = "N + n ou 15N -
1117-~-CG
comme un
système
susceptible
d’un nombre d’étatsquantiques
assez élevé. Le schéma de ces niveaux estdonné par la
figure
1.La distance moyenne trouvée
expérimentalement.
entre deux niveauxconsécu-tifs entre E =12 MeV et E =15 MeV est de l’ordre de
grandeur
2. La
largeur
des niveaux. - Pour déterminer lalargeur
des niveaux en
question,
nousconsidérons la réaction
et la diffusion
élastique
Cette dernière réaction
peut
se
produire
de deuxfaçons :
par résonance avec formation d’un
compound
et sansréso-nance
(o potential
scattering-))).
Le
rapport
entre lesproba-bilités des réactions
(a)
et(b)
est 1 : 3 (2).
Du
point
de vuethéorique
(1)1
la section efficacedu processus
(a)
est donnée par(1) C. R. 1938, 207, 226 ; J. de Physique, 1939,10, 161.
(2) FEATHER. Proc. Roy. Soc. London (A), 1932, 136, 709.
(3) BETHE et PLACZEK. Phys. Rev., 1937, 51, 450.
tandis que la section efficace de la diffusion est
respec-tivement,
pour les deuxparties
où
rn,
r« sont leslargeurs partielles
moyennes pour l’émission d’un neutron ou d’un rx. R est le rayon nucléaire.Puisque :
, ~--nous obtenons facilement que
rn ~ ra ~ ~.
Leslargeurs
moyennes sont donc de l’ordre degrandeur
3. La diffusion anomale des rayons x. - Nous
obtenons des informations
supplémentaires
sur lastructure du
compound
15N si nous étudions la réaction(diffusion
élastique
des rayonsa),
qui
a été mesurée par Rietzler(1).
Les résultats de ces mesures sont donnés par la
figure
2.Ici v est la vitesse des rayons oc, E est le
rapport
entre la diffusion observée et la diffusionthéorique
d’après
la loi de Rutherford. La courbe serapporte
àla diffusion sous
grand angle,
0 == 180°. Les courbesponctuées
sont les courbes de Wenzel(2),
qui indiquent
le maximumthéorique
de E si seule l’onde s, p,d,
...est effectée par le noyau. Nous concluons de la
figure
2 que seules desparticules
« d’un momentcinétique
0,1
ou2,
interviennent dans cephénomène
dans le domaineénergétique
enquestion.
,
(1) Proc. Roy. Soc., London (A), 1931,134, 154.
(2) Z. Physik, 1934, 90, î54. - Une erreur numérique - d’ailleurs
insignifiante - dans les courbes calculées par M.P. Wenzel a été
corrigée par M.B. Maljarov.
292
Ces faits étant connus avant la théorie de Bohr sur
le noyau
composé,
nous en avions concluqu’un
noyau peut
produire
desphénomènes
de résonanceet nous avions fait
correspondre
les différentesparties
de la courbe
(fig. 2)
à une résonance avec deux niveauxde
largeur
considérable. Unphénomène analogue
est connu pour la réactionLes résultats récents de M. Thibaud sur la
distri-bution et la
largeur
des niveaux ducompound
15N nousapprennent
que les résonances avec les niveauxsingles
nepeuvent
pasapparaître
sous les conditionsexpérimentales
de Rietzler etqu’il
s’agit
ici évidem-ment d’unphénomène plus complexe.
4. La diffusion potentielle. -
D’après
la théo-rie dedispersion,
l’influence d’un noyau sur la diffu-sion departicules
matérielles se compose de deuxparties :
la diffusion de résonance et la diffusionpoten-tielle
(1).
Lapremière
ne seproduit
que sil’énergie
des
particules
incidentes coïncide avecl’énergie
d’unniveau
nucléaire,
la seconde est due à la réaction entrela
particule
et le noyau en dehors de larésonance,
sans formation d’uncompound. Puisqu’une particule
incidente
peut
pénétrer
à l’intérieur du noyau seule-ment dans le cas d’unerésonance,
la diffusionpoten-tielle
peut
être considérée comme due à unepetite
sphère impénétrable.
Nous devons donc tout d’abord déciderlaquelle
des deuxparties
de la diffusion estprincipalement
responsable
de la diffusion observéefigure
2.Le
potentiel
d’un noyau se compose, pour despar-ticules oc, du
potentiel répulsif
Coulombien àl’exté-rieur du noyau et d’un
potentiel également répulsif
très élevé à l’intérieur(fig. 3).
Puisque
le calcul exact de la diffusion causée parce
potentiel
est extrêmementlaborieux,
nousconsi-(1) Cette séparation peut être faite d’une façon nette si r A.
D’après (4) cette condition n’est satisfaite qu’approximativement dans notre cas.
Fi?. 2
Fig. 3
dérons d’abord la diffusion par une
sphère
rigide
(courbe
ponctuée
de lafigure 3),
cequi
estjustifié
pour la diffusion desparticules
a suffisammentrapides
sous
grand angle.
1
du
La section efficace différentielle
dQ
( n
=angle
d Q g
solide)
de la diffusion par unesphère
rigide
estrepré-sentée par la
figure
4.Ic
= 2À1t
= nombre d’ondes desparticules
inci-B
pdentés).
)
Pour des ondes trèslongues
g(x >
(
47rR) dQ
= R2,
Q pour des ondes courtes la section efficace tend vers lavaleur
classique,
q ’d p
-R2/4.
Dans notre cas nous dQavions = 1O. O-13 cm pour v
=1,3 . 09
cm/sec
etX = 6.10-13 cm pour v = 2.109 cm/sec.
Puisque
R ,.., 4 .10-~~ cm, kR varie entre
377/4
et37r/2.
Cela veutdire,
que dans notrecas d p N
R2/4
a la valeurd£2
classique.
Eneffet,
sous les conditionsqui
nousinté-ressent, nous pouvons construire des
paquets
d’ondesde
grandeur 2 7r
qui
sontpetits
parrapport
aurayon pu
277 .
293
de la
sphère,
ce que nouspermet
d’appliquer
laméca-nique
classique.
Pour tenir
compte
des forcesCoulombiennes,
nousconsidérons d’abord la valeur de la diffusion
d’après
la
mécanique classique, qui
est donnée par lafigure
5. Lamécanique
ondulatoire nepeut
pas, dans nosconditions,
changer
essentiellement le caractère de la courbeclassique,
mais elle laremplacera
par unecourbe
plus
continue(comme
la courbeponctuée
de lafigure 5).
d 0
z2z24D’après
" lafigure
" 5 lerapport
"’ E= -d
2Z2e
seradû -
/4 mis4
égal
à l’unité pour despetites
valeurs de v etaug-mentera à
partir
de v N1,3.109
cm /sec
defaçon
monotone. Pour v = 2 .109
cm /sec
nous obtenons :La diffusion
potentielle
nepeut
doncexpliquer
qu’une partie
de la diffusion totale et nepeut
pastenir
compte
des variationscaractéristiques
de la courbe de lafigure
2.Nous sommes donc amenés à conclure que la diffu-sion anomale des rayons oc par le noyau de 11B est en
grande partie
due à l’influence des niveaux deréso-nance du
compound
15N,
comme il est d’ailleursindi-qué
par lalargeur
considérable(2)
de ces niveaux.5. La distribution des niveaux nucléaires. -Si nous tenons
compte
des niveaux de résonance ducompound
15N,
nous devons nous attendre à ce que E soit une fonctionpériodique
de la vitesse v(fig. 6)
et que la courbe de lafigure
2représente
la moyennede la courbe détaillée.
T’iâ. 6
Si l’on réussissait à mesurer en détail la courbe de la
figure
6,
on déduirait de la hauteur des maximad’importantes
conclusions sur les momentscinétiques
correspondants
àchaque
niveau de résonance.Pour tenir
compte
des différentesparties
de la courbe de lafigure
2(ainsi
que de la courbeanalogue
pour12C),
nous devons admettre que les groupes des niveaux de résonance pour v1,7.109 cm /sec
et pour v >1,7.109
cm /sec
secomportent
différemment.Ceci montre que la distribution des niveaux nucléaires
de 15N
(et
de160)
n’est pas uniforme. Ou bien la den-sité des niveaux doit être au-dessus de v =1,7.109
cm /sec
à peuprès
trois foisplus grande
que pour lesénergies inférieures,
comme nous l’avonsschématiquement indiqué
dans lafigure
1,
ou bienles niveaux
plus
élevés doivent avoir un momentcinétique
moyensupérieur
à celui des niveaux depetites énergies.
Cette dernièrepossibilité indiquerait
que les niveaux nucléaires
peuvent
êtregroupés
d’après
leur momentcinétique
d’unefaçon
qui
res-semble un peu au
comportement
des niveaux d’unemolécule.
Une structure du
spectre
énergétique
nucléaire n’apas encore été établie
jusqu’ici
d’unefaçon
univoque.
Cependant,
nous pouvons admettre une certaineanalogie
avec des résultats obtenus par Botherela-tivement aux
spectres
des noyaux lourdspossédant
une sensibilitéphotoélectrique
sélective.L’auteur remercie M. J. Thibaud pour la
