Les groupes de protons émis lors du bombardement des substances hydrogénées par les rayons α du polonium. II

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Les groupes de protons émis lors du bombardement des

substances hydrogénées par les rayons α du polonium. II

San-Tsiang Tsien

To cite this version:

LES GROUPES DE PROTONS

ÉMIS

LORS DU BOMBARDEMENT DES SUBSTANCES

HYDROGÉNÉES

PAR LES RAYONS 03B1 DU POLONIUM. II

Par TSIEN

_San-Tsiang.

Laboratoire Curie, Institut du Radium.

Sommaire. 2014 Dans la diffusion des

particules 03B1 par les noyaux d’hydrogène, le rapport de la section efficace _{expérimentale} à celle calculée d’après Rutherford suit une variation _périodique en fonction de _l’énergie des _particules 03B1. Il reste plus grand que l’unité même lorsque le parcours

R03B1 =

1,2 cm,

ce qui conduit à une grande distance d’interaction nucléaire d’environ 8 10-13 cm entre _42He et _{11 H.} La variation _angulaire de la section efficace montre que les moments orbitaux l = o et l = 1 de _42He sont également importants dans la diffusion étudiée. Les résultats sur _{les groupes} de _protons ont été

comparés avec ceux d’autres auteurs. La _grande distance d’interaction a été discutée. D’après les données _{expérimentales,}

_25He

pourrait exister dans l’état stable, la limite _supérieure de sa masse, dans

ce cas, serait 5,0124; 53Li serait instable. Les résultats ont été discutés du _point de vue des théories

de _Mott, de Beck et de Bethe et une _{explication possible} des groupes a été _suggérée.

5. Variation de la section efficace de la

diffu-sion des

_particules

ex _par les _noyaux

d’hydro-gène.

- On sait

que la section efficace de la

diffu-sion des

_particules

« _par les _noyaux

atomiques

dans un

_{angle compris}

entre (1) et P ₊ dp est définie

par

n. T

où

_~,

_l’angle

de la diffusion des

_particules

oc;

N,

le nombre des

_{particules oc}

_{diffusées par} seconde dans un

_{angle compris}

entre (D et 4J +

d(D;

N a,

le nombre des

_particules

« bombardant la

cible par

seconde ;

Q,

le nombre des noyaux par centimètre carré

dans la cible bombardée.

Le rendement de la réaction est _{relié par}

l’expres-sion suivante avec la section efficace

D’après

la théorie de

Rutherford,

la force d’inter-action dans la diffusion des

_particules

« _par les

noyaux

atomiques

obéit à la loi de

Coulomb,

les noyaux en interaction étant

_supposés

des

_points

chargés.

Le nombre des

particules

« diffusées par

seconde et dans un

_angle

solide c~ vu dans une

direction faisant un

angle 4Y

avec celle _des par-ticules « incidentes

[2]

est donné _par

l’expression

suivante

r , - - .) .>

où

_V,,,

la vitesse des

_particules

oc

incidentes;

2 _e, Ma et

Ze, M,

les

charges

et les masses de la

particule

a et _{du noyau}

_{respectivement.}

Dans le cas de

_{l’hydrogène,}

M

_{1v1 y.}

et

M~2013M~

sin 2 (P

deviennent

_négatifs

_quand

(J) >

_{1 [~O 29’.}

On ne

_peut

observer les

_particules

oc diffusées _{que dans} une

région

très limitée de

_l’angle

~.

A cause du

_long

_{parcours du}

_proton

de

recul,

l’expérience

sur la diffusion des

_particules

oc _par

les _noyaux

_{d’hydrogène}

se fait _{aisément par}

l’obser-vation des

_protons

_projetés.

Le nombre de

_protons

_ivj,

projetés

par seconde dans un

_angle

solide et dans

une direction faisant un

_{angle 9}

avec celle des

parti-cules « incidentes est donné par

où

_1V1p

est la masse du _noyau

_{d’hydrogène.}

Le rendement ou le

_rapport

du nombre de

_protons

_projetés

dans un

_{angle compris}

entre o

et 0 à celui des

_particules

a

incidentes,

est

donné _par

Le

_rapport

du rendement

_{expérimental}

au

rende-ment

_théorique,

ou le

_rapport

de la section efficace

expérimentale

à celle calculée

_d’après

Ruther-ford,

p, donne les indications sur l’écart de la

diffu-sion coulombienne et

_permet

donc d’étudier la

diffusion due au

_champ

nucléaire et les niveaux de résonance.

En

_employant

les résultats de la deuxième série

d’expériences

(4 A),

nous allons évaluer les

rende-ments

_théorique

et

_{expérimental}

de la diffusion des

particules

oc _{par les noyaux}

_{d’hydrogène}

et étudier

la variation de _p.

A. RENDEMENT _{THÉORIQUE. -} Si est le nombre de

_protons

observés dans un certain intervalle de

parcours

à R~o,

l’épaisseur

d’une certaine couche A x de la cible

_(en

centimètres

_{d’équivalent d’air)}

corres-pondant

à l’émission de

_protons

dans cet intervalle

104

de parcours est donnée par

l’équation

suivante,

d’après l’équation (3),

Ici est une fonction de

_l’angle

de

projec-tion,

0,

et de

_l’énergie

des

_particules

ex incidentes.

Quand

4 R~e

est suffisamment

_petit,

on

_peut

employer

la relation de

_Geiger,

_{équation (2),}

au

lieu des relations données _{par les auteurs}

_américains,

sans commettre une _grosse erreur, et

_{l’expression}

précédente

peut

être

_simplifiée

comme suit

La cible que nous avons utilisée est la

_cellophane

qui

n’est pas un _corps

simple

dans sa

_composition.

Nous avons admis

_C6H1o05

pour sa formule

molé-culaire dans le calcul et _croyons

_{que l’erreur}

sur la

quantité

d’hydrogène

contenue dans la cible serait inférieure à 10 _pour 100.

_D’après

le

_poids

et

l’équi-valence en air de la

cible,

i cm

_{d’équivalent}

d’air

de la cible contient atomes

_{d’hydrogène}

par centimètre carré.

Dans nos mesures, les

_statistiques

ont été faites

en _{unité de parcours de 5} mm mesuré sur les

_clichés,

l’intervalle réel de _parcours est

_5/c,

où c est le

coeffi-cient de réduction.

D’après

les relations

données,

on

_peut

calculer

l’épaisseur

de la couche de la

cible,

àx,

correspon-dant à l’intervalle de

_{parcours, d R;Je,}

et le nombre

d’atomes

_{d’hydrogène}

_Q

contenus dans cette couche par centimètre carré.

En

_remplaçant

la valeur de

_Q

et des autres

cons-tantes dans

_{l’équation (8),}

on

_peut

évaluer le

rende-ment

_théorique,

nr,lh, en fonction de la vitesse

des

_particules

os,

Va.

Les résultats ainsi obtenus

sont

_portés

dans le Tableau VI.

B. RENDEMENT EXPÉRIMENTAL. -

_D’après

les

conditions de canalisation données dans la

_figure

10,

on a

_l’angle

solide de la cible vue de la source du

polonium

,

et le nombre des

_particules

« bombardant la cible

par seconde

Les

_protons

observés dans la chambre à détente

sont _{canalisés par} une

_fente,

le nombre observé de

protons

dans un certain

_angle

ne

_représente

donc

qu’une

fraction du nombre des rayons

qui

doivent être

_projetés.

Si l’on divise la fente verticalement

en dix sections

_égales,

on a

_{cinq paires}

de sections

correspondant

aux

_régions

_{o-ioo, 10-20°,}

_2o-3oo,

et

_4o-5oo

_{respectivement. D’après}

la

géomé-trie,

l’angle

solide de

_{chaque paire}

de

sections

_par

rapport

à la cible est

" 1

Dans le _{calcul pour} le nombre de

_protons

dans une

certaine

_région,

il faut

_multiplier

le nombre observé par un coefficient

_{f qui}

est le

_rapport

de

_l’angle

solide réel de cette

_région,

_Mg, à _Cù2.

Pour obtenir le rendement

_{expérimental,}

il faut

encore tenir

_compte

du

_temps

d’efficacité, Te,

de la chambre et du nombre de clichés. Nous avons

choisi Te comme

_o,5

sec, avec cette valeur du

_temps

d’efficacité de la chambre nous _{croyons que l’erreur}

commise sur le nombre de

_protons

utilisé dans le

calcul est inférieure à 1 o _{pour 100. Le nombre de}

clichés est 1 660.

En tenant ainsi

_compte

de tous les _facteurs, nous

pouvons donc calculer le nombre des

protons

projetés

par seconde et le rendement

expérimental,

en

fonction du nombre _{des rayons}

_indiqué

dans la

figure

11. Les résultats ainsi obtenus sont

_portés

dans le Tableau VI.

TABLEAU VI.

Va,

exprimé

en unité de 109

_cm/sec

[19];

Np,

nombre de

_protons

_indiqué

dans la

_figure

11.

C. RAPPORT DE LA SECTION EFFICACE, p. - En

sub-stituant les valeurs

_{correspondantes}

de

Vz

et

_Np

dans nHuth et nExp? nous avons calculé le

_rapport

des

rendements

_(Exp/Ruth),

ou, ce

_qui

revient au

_même,

le

_rapport

de la section

efficace,

p =

Nous avons ainsi obtenu les courbes de la

_figure

13

en

_{prenant p}

comme ordonnée et le _parcours Ra

ou

_l’énergie

des

_particules

ce,

E,,,

comme abscisse.

Il est intéressant de noter

_{que le rapport}

_p reste

descend

_jusqu’à

1,2 cm.

_D’après

nos _{évaluations,}

p tend vers l’unité seulement

_lorsque

_Rx -+ 1 cm ou

vers une valeur encore

_{plus petite.}

Nos résultats sont bien en accord avec ceux de Mohr et

_Pringle

mais en désaccord avec ceux de Chadwick et

Bieler

_{fil qui}

ont trouvé _{que p} == 1

quand

Rx

= _{2 cm.}

Fig. z 3. - Variations

du rapport de la section efficace p

(expérimentale/théorique) en _{fonction du parcours Ra.}

,

En

_{première approximation,}

nous _pouvons

_regarder

l’énergie

des

_particules

oc

_{correspondant}

à

_R,

=

o,g

ou i cm comme la hauteur du sommet de la barrière de

_potentiel

relative B entre

_’He

et

_H

et estimer la distance

_d’approche

_{r 0 par} B = 2

e2lr,.

Le résultat

ainsi obtenu est inattendu et montre

_{que la}

distance

à

_laquelle

les

_forces

nucléaires commencent à

_agir

entre

_{~He et ; H}

est environ 8 X 10-13 cm, au lieu

de

_4,5

X 10-13 cm, valeur admise par Chadwick et

Bieler.

D. VARIATION ANGULAIRE DE LA SECTION EFFICACE.

- Soit 4Y’

_l’angle

de la diffusion des

_particules

oc dans

le

_système

du centre de

_gravité

des deux _noyaux

en interaction

_()He

et

_{1 H),}

_{il est relié par}

_{l’équation}

suivante avec

_l’angle

de la diffusion (D dans le

système

du laboratoire

où (D ne

_peut

dépasser

_T$°29’,

mais ~’

_peut

avoir

n’importe

quelle

valeur de o à 1800.

L’angle

que fait la direction des

protons

avec

celle des

_particules

oc incidentes est

D’après

la

_mécanique

ondulatoire,

si seule l’onde

partielle

du moment orbital = o de

_~He

inter-venait dans la diffusion

anormale,

cette dernière due aux forces nucléaires devrait être

_{sphériquement}

symétrique

dans le

_système

du centre de

_gravité,

c’est-à-dire les

_particules

ex diffusées et les

_protons

de recul suivraient les distributions de sin (Det sin 2 9

respectivement.

Si seule l’onde

_{partielle 1}

= 1

inter-venait,

les

_protons

devraient suivre une variation en cos2 2 8 sin 2 0.

En faisant coïncider la valeur de la section efficace pour 6 = 5° à _une échelle

arbitraire,

nous avons

tracé,

d’une

_part,

les courbes de la variation

_angulaire

de la section efficace

_{correspondant}

aux diffusions

normale

_(Rutherford)

et anormale

₍₁

= o et 1

_{= ~ )}

et, d’autre

_part,

celles de la variation

_angulaire

de la section efficace

_{expérimentale}

de six _groupes de

protons

(fig. 14). Ayant

comparé

les courbes

expé-1

Fig. 14. - Variations de la section efficace

en fonction de _l’angle de recul des protons 0.

rimentales aux courbes

théoriques,

nous avons

constaté _{que la diffusion anormale} étudiée est due

à la résultante de l’effet de = o et 1 =

i,

c’est-à-dire,

non seulement 1 == o de

"He,

mais = i

joue

aussi un rôle

_important

dans la

_diffusion

anormale. Dans la diffusion due aux forces nucléaires

_[20],

quand

la

_longueur

d’onde 1 de la

_particule

inci-dente est

_plus

_grande

_que la distance d’interac-tion _{r 0’} l’influence des ondes des moments

orbi-taux 77 > o est

_{négligeable;}

mais

_{quand ro/2}

1 ro, 1 = o et 1 = 1 sont

_{également importants}

et

c’est 1 > 1

_qui

deviennent

_{négligeables.}

Les

_longueurs

106

les _groupes A et

_F,

dans notre cas, sont

_6,9

et

_5,0

X i o-13 cm.

_Puisque

les ondes 1 = o et = 1

de

_~He

interviennent dans la

diffusion,

nous _pouvons

établir les

_inégalités

suivantes

celles-ci

_{correspondent}

à

donnant les valeurs limites de _ro bien concordantes

avec le résultat

_exprimé

dans le

_paragraphe

5 C. 6. Discussions. - A. COMPARAISON _DES RÉSULTATS

SUR LA STRUCTURE DES GROUPES. - L’existence des

groupes de

protons

émis lors du bombardement des substances

_{hydrogénées}

par les

particules

« du

polo-nium est _{vérifiée par} nos

_{expériences.}

_{Tandis que}

Frank,

Pose et Diebner et ensuite Volland ont trouvé trois _groupes, nous en avons mis en évidence six. Au cours de nos

_{expériences,}

nous avons été informés que Riedl

[21],

en mesurant les

_trajectoires

dans l’émulsion

_{photographique,}

a trouvé

_{indépendamment}

quatre

groupes de

protons

émis _{par la}

_paraffine

vers

_l’avant,

en bombardant avec les _rayons a du

polonium.

Les _parcours donnés sont les valeurs

extrapolées.

En

_prenant

les _parcours

_{correspondant}

aux maxima de

_chaque

_groupe de

_protons

et en

tenant

_compte

de la correction due à

_{l’absorption}

dans la

_paraffine,

nous avons réévalué ses résultats

et _{obtenu les valeurs moyennes} des _parcours

_R,

inscrites dans le Tableau VII.

TABLEAU VJI.

Coittparaison

des résultats sur les groupes de _protons

pro jetés

pers l’avant.

On remarque, dans ce

_tableau,

l’excellente

concor-dance entre les valeurs de Riedl et les nôtres pour

les _groupes

_{C, D,}

E et F. Probablement à cause

du

_dispositif

utilisé _par

_Riedl,

cet auteur n’a pas pu

trouver les _{groupes A et B. Les parcours donnés}

par Frank sont des valeurs

extrapolées

de la courbe

intégrale.

Il nous semble que le _groupe le

_plus

intense

de 12,5 cm,

signalé

par

Frank,

correspond

au

groupe D et les _groupes de

_g,4

et _n,25 cm aux

groupes

B,

C et

_E,

F

_{respectivement.}

A cause de la difficulté

_d’analyser

les _groupes dans la courbe

intégrale,

cet auteur _{n’a pas pu}

_séparer,

pensons-nous, les groupes B et

C,

et E et F.

B. SECTION EFFICACE. - En

ce

_qui

concerne la

variation du

_rapport

de la section _{efficace p,} nos

résultats sont bien en accord avec ceux de Mohr

et

_Pringle,

abstraction faite de la fluctuation des groupes. Les valeurs données _par Chadwick et

Bieler sont

_{toujours plus petites,}

surtout _{pour les}

protons

de faible

_{énergie ( fig.}

_13),

il est

_possible

que la méthode

qu’ils

ont utilisée soit moins sensible

pour les

particules

de faible

énergie.

Pose et Diebner ont _{donné pour} le

_{rapport p}

une

valeur de l’ordre de I oo, résultat tout à fait différent

des nôtres. Comme Bethe

_[20]

l’a

_signalé,

ces auteurs ont commis une erreur dans l’évaluation

_numérique

de leurs résultats. Ils _ont, en

_effet,

_pris

pour

l’angle

solide

_{correspondant}

à

_l’angle

50 au

lieu de

~,4

iC

jo-2@

valeur correcte. Nous constatons,

en tenant

_compte

de ce

_{qui précède,}

_que l’accord

entre Mohr et

_Pringle

et les auteurs allemands est

assez bon si nous divisons leurs résultats par 10.

Le rendement total avec la cible de

_cellophane,

c’est-à-dire le

_rapport

du nombre de

_protons

_projetés

dans

_{l’angle compris}

entre 0° et 50°

_(l’angle

solide

correspondant

=

2,24)

_au nombre des

particules

_oc

incidentes

_{(l’énergie cinétique}

initiale ==

5,3

MeV),

est environ 8 X 10-5.

C. DISTANCE D’INTERACTION ENTRE 4He ET

_H.

-Dans 5 C,

nous avons _{estimé que la} distance d’interaction

_{entre ; He}

et H est, en

_première

approximation,

environ 8 X 10-13 cm.

Actuellement,

si L était la valeur la

_plus

_grande

B

du moment orbital 1 de ~He intervenant dans la diffusion

anormale,

la

_séparation

mutuelle des noyaux, ro, à

laquelle

l’écart de la diffusion normale par

champ

coulombien commence à devenir

appré-ciable,

serait _{donnée par} la solution de

_{l’équation}

suivante

_[10],

voir

_{l’équation (16).}

où M est la masse réduite

Dans la

_première

_partie

de ce

_travail,

nous avons

constaté que non seulement 1 = o, mais aussi 1= 1

de ~He intervient dans la diffusion anormale. En mettant L =

i, nous trouvons _que

_{ro serait}

envi-ron 10--12 cm ou même encore

_plus

_grand.

La

valeur 8 X IO-13 cm est donc la limite inférieure de

la distance d’interaction entre

_"He

et

_H.

Ce résultat

semble,

au

_premier

_abord,

étonnant, mais la concordance entre les résultats de Mohr et

Pringle

et les nôtres semble

_indiquer

_qu’il

est exact. Le _{rayon du noyau}

_~He

est

_{généralement adopté}

comme étant

_égal

à 2 X 10-13 cm, et la distance

d’inter-action entre

_proton

et neutron est 2 ou 3 X

par

conséquent,

une distance d’interaction de

4

ou

ont tenté

_{d’interpréter}

cette

_grande

distance

d’interaction par la

polarisation

électrostatique

et ont _{fait remarquer que même} une

_{polarisabilité}

aussi

grande

que celle de deutérium serait encore cent fois

trop

petite

pour

expliquer

l’effet de

grande

distance

d’interaction dans la collision

_{entre g}

He

_{et ’}

H.

Depuis

la découverte de l’existence du mésotron,

on

_supposait

_{que le}

_proton

existait

_pendant

une

fraction du

_temps

dans l’état dissocié en un neutron et un

_mésotron,

le rayon d’influence de ce dernier

s’étendait à une distance de l’ordre du _rayon

clas-sique

de

l’électron,

rv 3 _X 10-13 cm

_[23].

Nous avons

pensé qu’il

serait

_possible

_{d’expliquer}

la

_grande

distance

d’interaction,

dans notre cas, à la lumière

de l’extension de la distance d’action du

_proton

dans l’état dissocié au moment où a lieu la collision

entre ,;He et

_H.

La

_{signification}

exacte de cette

grande

distance d’interaction sera très

_importante

dans la théorie des forces nucléaires.

D. LES NIVEAUX DE

~He

ET DE

_~Li.

- Les

diffé-rences

_d’énergie

de liaison de deux isobares nucléaires

sont essentiellement

_l’énergie

de Coulomb. Plusieurs

auteurs ont traité cette

_question

par le

calcul,

soit

directement par la

théorie,

soit en utilisant les

données

_{expérimentales..}

"

Bethe

_[23]

a établi une _{méthode pour calculer}

l’énergie

de Coulomb des _noyaux

_légers

en

regar-dant _{le noyau, d’une}

_part,

comme modèle « one

_{body »}

et, d’autre

_part,

comme modèle « extreme

_{compound »}

et trouvé _{que les valeurs}

_{expérimentales}

étaient en

général

entre _{celles obtenues par} ces deux modèles

extrêmes. En

_appliquant

son calcul dans le cas

de

;He

et

_’Li,

on trouve que

l’énergie

de Coulomb du dernier

_proton

de

_5Li

est _1,5 m Mu

_(millième

de l’unité

de masse nucléaire =

,!~ 0)

pour le modèle « extreme

compound »

et

1 ,3 m Mu

pour celui « one

_{body » (1).}

D’après

le _{calcul pour} ùHe et

_~Li,

_{Tyrrell [25]}

a

estimé

_l’énergie

de Coulomb du dernier

_proton

de

_’Li

comme 1,1 mMu. Dans un article sur la

produc-tion de

_l’énergie

dans les

étoiles,

Bethe

_[26]

a donné

pour cette

énergie

o,8 m Mu. Comme valeur

_moyenne,

nous

_adoptons

ou 1,0 --t

0,4

IVIeV.

Parmi les

_énergies

de liaison de

_52He

et

_5Li

et

l’énergie

de Coulomb du dernier

_proton

de

_1Li,

si

nous connaissons deux d’entre

elles,

nous _pouvons en

déduire la troisième. ,

a.

_3Li.

-

Jusqu’à

présent,

nous ne savons _pas

si le noyau

5Li

existe dans l’état stable.

_Supposons

qu’il

existe dans cet

état,

quelle

serait son

_énergie

de liaison ? En

_employant

la valeur de

_l’énergie

de liaison du dernier neutron de

_{5 He}

donnée _{par Joliot} (1) Dans le modèle « one body », le calcul est basé sur

l’énergie de liaison du dernier neutron de _5He. Nous avons

utilisé la valeur donnée par Joliot et Zlotowski, 2,3 ±: 0,5 m Mu.

Signalons que cette _énergie de Coulomb n’est pas très sensible à _l’énergie de liaison du dernier neutron de ~He : elle

est _égale à 1,2 et o,9 m Mu quand cette dernière est 1,8 et

o, 5 m Mu respectivement.

et Zlotowski

_{[2~], ~,3}

±

_{o,5 mMu,}

_l’énergie

de liaison de

_;;Li

_(vis-à-vis

de la

_{décomposition}

en

_{gHe et ; H)}

serait

_égale

à i, 9~ + o, 9 m Mu ou 1,1 --t 0,8 MeV. Si

l’énergie

de liaison de

_52He

devenait un _peu

_plus

petite,

ce

_qui

est vraiment

_{probable, 5Li}

serait instable.

~ ~

Fig. r5. - Schéma des niveaux

des noyaux 5Li et ;He.

Niveau trouvé expérimentalement.

-.-.- Niveau déduit.

La différence entre les deux _points zéro dans les échelles de

l’énergie de

5Li

et de

_*5He

est _l’énergie de Coulomb du der-nier _proton de i Li : MeV ou 1,1 mMu.

En utilisant cette valeur comme

_l’énergie

de

liaison de

_;;Li

_{pour le niveau}

fondamental,

nous

trouvons dans le schéma des niveaux

_d’énergie

(fig.

15)

que le

premier

niveau excité que nous avons

mis en évidence serait 1,7 MeV et

_{l’espacement}

des niveaux est sensiblement constant et a une valeur

d’environ _o,ogo MeV

_(ou

_o,10

_mMu).

La masse de

_§Li

dans l’état fondamental serait

5,oi 14

+ _o,ooo9, s’il existait dhns cet

état,

et les

masses dans les

_premier

et sixième niveaux d’excita-tion sont

5,0126

et

_5,0131

_(en

admettant

1 H ===

1,00813

et

_ÎHe

=

4,oo386).

b.

_~He.

-

Expérimentalement,

Joliot et Zlo-towski

_[27]

ont constaté l’existence de ce _noyau

dans l’état _{stable par la} réaction

108

noyau

~He

instable de 0,8 MeV vis-à-vis de la

décom-position

en

_.;He

et

_§n

_par

_{l’expérience}

des réactions

L’expérience

de la diffusion des neutrons _{par les} noyaux d’hélium

[30]

a confirmé un tel niveau

instable de

_~He

et

_indiqué

_que ce serait un niveau p.

Fig. 16. - Relations entre

l’énergie de liaison du dernier neutron et la masse du noyau.

D’autre

_part,

on a calculé

_{[25, 31], d’après}

la

mécanique

ondulatoire,

l’énergie

de liaison de

_;He

par les méthodes

d’approximations

en

_employant

les forces entre les

_particules

élémentaires

_qui

satis-font aux _noyaux

_{plus légers, ~H, ~He,}

etc. Les résul-tats sont différents suivant la

fonction,

la méthode

et le

_degré

de

_{l’approximation employés,}

mais ils

indiquent généralement

que

l’énergie

de liaison totale

est

_{beaucoup plus}

_petite

_{que celle}

_{qu’indiquent}

les données

expérimentales,

la valeur maximum trouvée par

Tyrrell,

Carroll et

Margenau

étant 2 2 m

_Mu,

c’est-à-dire _{que le} niveau

_théorique

de

_{g He}

est instable

de

_~,5

MeV

_(ou

_8,~

_mMu)

vis-à-vis de la

_{décomposition}

en

_;He

et

_~n.

Du

_point

de vue

_théorique,

Bethe

_[26]

a insisté

sur l’instabilité de

_5He

_d’après

un calcul sur la

production

de

_l’énergie

dans les étoiles en concluant que la masse

_5,o137

de

_5He

_(valeur

obtenue par

Williams,

Sherpherd

et

_Haxby)

_correspond

réelle-ment au niveau fondamental.

En considérant _{les noyaux}

_analogues,

constitués

par des

particules

« et un neutron, nous trouvons que la

régularité

entre

l’énergie

de liaison du dernier neutron et la masse du noyau

_présente

deux courbes

presque

parallèles

pour les noyaux

(2 a

+

i)

oc ₊ n

et 2 a a _{-~- n, a} étant un nombre entier

_{( fig. 16).}

La valeur donnée _{par Joliot} et Zlotowski est bien

placée

dans la courbe pour les noyaux

(2

a -~-

1)

oc _{-~- n,}

tandis

_{que la}

valeur

_négative,

donnée _par

Williams,

Shepherd

et

_Haxby,

suit

_{l’extrapolation}

_{(représentée}

par la

ligne pointillée)

de

’,Be

et

1 ;iC

qui

n’est

qu’une

relation

_empirique

ne

_pouvant

_représenter

les noyaux

plus

lourds

_{que ’}

_{1;; C}

et donc sa validité est douteuse.

Examinons la

_conséquence

des résultats de notre

expérience

sur cette

_question.

Si nous

_prenions

_5,o137

comme la masse de

~He

dans l’état

_fondamental,

nous aurions -

2,o m Mu comme

_l’énergie

de liaison

de

_’Li

dans l’état

_{correspondant}

et sa masse

serait

5,oyo.

Cette valeur de masse est

sensible-ment

plus

grande

que la masse du sixième niveau d’excitation

_{(5,o r 3 ~ )}

_que nous avons mis en évidence.

Il est difficile

_d’accepter

l’idée de l’existence des niveaux au-dessous du niveau fondamental et donc il serait

_plus

raisonnable de

_désigner

le niveau

_ayant

une masse de

_5,o137

comme un niveau excité et celui

indiqué

par Joliot et Zlotowski comme niveau

fonda-mental.

L’objection

la

_plus

sérieuse contre la valeur de Joliot et Zlotowski comme l’état fondamental

de

_;He

est les instabilités de

_"Be

et

_[He

vis-à-vis

des

_{décompositions}

suivantes :

l’Be ---

_52He

+ ’He

[9,0150 > (5,oio6

+

_4,oo3g)

=

9,0145]

et

~He

-~-

_(5,0106

+ _I,008g) =

_6,0195].

Si nous

_prenions

la limite

supérieure

de la masse

de

_5He

de Joliot et

_{Zlotowski, 5,oui,}

comme la masse _exacte, on

_peut

à

_{peine expliquer}

la stabilité de

_"Be

contre la

_{décomposition indiquée.}

Examinons

maintenant,

par la méthode de la section

_précédente

6D a, la masse de

_"He.

Suppo-sons _que le

_premier

niveau

_{( fig. 15)}

de

_~Li

_que nous avons mis en évidence est le niveau fondamental. La

masse de

_5He

dans l’état

_{correspondant}

serait Cette valeur de masse satisfait en même

_temps

à la

condition de stabilité de

_6He

contre la

décomposi-tion en

_~He

et

0’ n

et à celle de

~He

contre la

décom-position

en ~He

et

_{0 In.}

D’après

les considérations

_{précédentes,}

nous

con-eluons _que

_5He

_pourrait

exister dans l’état

stable,

la limite

_supérieure

de sa masse serait

_{5,oi,->4,}

la

valeur de masse donnée par Joliot et Zlotowski pour ce niveau serait

_légèrement

faible.

E. DISCUSSION DES RÉSULTATS DE L’ÉTUDE DE LA

DIFFUSION ANORMALE ET EXPLICATION POSSIBLE DE LA

STRUCTURE DES GROUPES. - _a. Théorie de Mott. - La

diffusion des

_particules

oc _par les _noyaux a été

traitée par Mott

[32], d’après

la

_mécanique

ondula-toire,

en

_regardant

le

_problème

comme l’interaction

entre la

_particule

oc et un

_potentiel

central du _noyau relatif à cette

_particule.

peut

écrire

_{l’équation}

d’onde dans la forme suivante

où est la masse

réduite,

Va la vitesse relative de

la

_particule

oc et U

_{(r) l’énergie potentielle}

de

l’inter-action entre deux _noyaux étudiés en fonction de la distance r.

La solution

_générale

de

_{l’équation (14)}

_peut

être

écrite sous la forme

où P~

(cos q.)

est le

_polynome

de

_Legendre

d’ordre

_1;

({J

_l’angle

de

diffusion;

Ai

₍₁

=

o, I,

...)

les

coeffi-cients

_arbitraires,

et les

_{xl (r)}

satisfont aux

_équations

.

avec la condition

_{Xl (0)}

= _o.

Intégrant l’équation (16)

de r = o à r =

oo, on

obtient une

_expression

_asymptotique

de la solution

pour les

grandes

valeurs de r

ou =

mva

et les

_phases

61

sont déterminées au cours de

_{l’intégration}

_pour la forme

spéciale

de la

fonction U

_(r).

Si le

_déphasage

de l’onde diffusée due au

_champ

coulombien est

6,

et celui due au

champ

coulombien

ainsi

_qu’au

_champ

nucléaire, 6l,

l’écart de la

diffu-sion

coulombien sera

le

_déphasage

dû au

_champ

nucléaire.

Le

_rapport

de la section

_{efficace p}

sera donc donné _par

qui

est une fonction des

_déphasages

Adl et ’

Dans le cas de la diffusion des

_particules

oc _par les

noyaux

d’hydrogène

où l’on

exprime

l’intensité de la diffusion en fonction de

_l’angle

de

_projection

8 du

proton

au lieu de

_l’angle

de diffusion de la

parti-cule a.,

,

on doit donc substituer cos2f} à

sin2 ’

(D

2

dans

_{l’équation (19).}

Se basant sur cette

_théorie,

_{Taylor [33]}

a

_analysé

les résultats de Chadwick et Bieler en

_supposant

un

déphasage

pour l’onde

partielle

1 = o seule et

négligeant

l’influence de 1 > o.

_{Ayant employé}

les

valeurs _{observées de p pour} un certain

_angle

~j,

il a

estimé les valeurs de _pour trois différentes vitesses _{V 0:.} L’accord entre les courbes

expéri-mentales et

_théoriques

est assez bon.

Avec le modèle

_{rectangulaire}

pour

l’énergie

poten-tielle

_près

_{du noyau}

Taylor

a

_arrangé

_{graphiquement}

les valeurs de r 0

et

_Uo,

de telle

_façon

_qu’on

obtienne les

dépha-sages ilo 0 déjà

calculés pour trois vitesses. Par ce

moyen, il a donné les _{valeurs ro .-}

_4,5

X 10-13 cm

et

_Uo

=- 6 MeV

pour ~He 2013 ~

H interaction. Comme nous l’avons

_montré,

les résultats de Chadwick et Bieler ne sont _pas

exacts,

l’analyse

de

Taylor qui

se base sur ces résultats ne

_représente

donc pas la réalité de l’interaction entre les

parti-cules a et _{les noyaux}

_{d’hydrogène.}

Mohr et

_Pringle

ont

_analysé

les résultats

_qu’ils

ont obtenus du

_point

de vue de la même théorie

(Mott).

Pour

_chaque

vitesse

_Va,

ils ont déterminé les

paramètres

ilo 0’

...,

qui pouvaient reproduire

la distribution

_angulaire

observée de la

diffusion,

quand

elles étaient substituées dans

_{l’équation (19).}

Pour tenir

_compte

des résultats

_{expérimentaux,}

00

et

_A8,

sont tous les deux

_importants,

c’est-à-dire

non seulement l’onde

_partielle

1 = _o, mais aussi 1 = 1

de

_’He

est

_importante

dans la

_diffusion

anormale étudiée. Ce résultat est tout à

_{f ait}

concordant avec le

nôtre,

auquel

conduit directement la distribution angu-laire de la section

_efficace.

Par la même _{méthode que} nous avons

_employée

dans la section 6

C,

ces auteurs ont

obtenu,

eux

aussi,

une

_grande

distance d’interaction entre

_~He

et

_H.

En somme,

l’analyse

de Mohr et

_Pringle

s’appli-querait

bien à nos résultats si l’on ne _{tient pas}

compte

de l’existence des groupes. Mais dans la

théorie de

Mott,

on ne

_peut

_{pas trouver} le moyen

d’expliquer

les _groupes. b. Théorie de Beck. -

Supposant

que les

110

calculé le coefficients de la diffusion C. Pour la

diffu-sion s,

c’est-à-dire 1 = _o,

La section efficace est _{donnée par}

Pour la diffusion p,

d,

..., les coefficients de

diffusion

_{CI, C2,}

... sont

plus compliqués.

Après

le travail de Pose et

Diebner,

_{Horsley [35]}

a tenté

_{d’expliquer}

les maxima dans la courbe du

rapport

de la section

_{eiïicace p}

_par le coefplcient de diffusion de Beck.

La condition

_qu’une

valeur _propre de

_l’énergie

(eigenwert)

existe

_{pour E}

o est

Quand

E - o,

_{tg k2}

r -¿.. 00,

k2 r peut

avoir les valeurs

C’est-à-dire,

s’il existe un niveau

virtuel,

près

de E N o,

juste

au-dessus de

l’énergie

de

décompo-sition,

la section efricace

_peut

avoir une valeur

maximum. Si le coefrlcient

_G’1

est

_{beaucoup plus}

compliqué,

la condition de maximum est la même que dans le cas de

_Co.

Il est

_impossible

_{de supposer} l’existence d’une série de niveaux virtuels

_près

de E N o

(les

niveaux s, p,

d,

...) qui expliquerait

nos résultats

sur les groupes de

_protons.

_{D’ailleurs,}

la section

efficace

_prévue

_par le coefficient de Beck et _par les courbes de maximum de Wenzel

_[36]

est

_beaucoup

plus grande

que la section efficace

expérimentale

obtenue.

c. Formule de la

dispersion.

- Les théories de

Mott et de Beck sont toutes les deux traitées comme

le

_problème

d’un _corps, Breit et

_Wigner

_{[3 7],}

et

puis

Bethe et Placzek

_[38]

ont traité les réactions

nucléaires comme un

_problème

de

_plusieurs

_corps

et obtenu la formule de la

_dispersion.

D’après

l’idée de Bohr

_[3g],

la diffusion des

parti-cules oc _par les noyaux

d’hydrogène

consiste

réelle-ment en deux processus : d’abord la formation des

noyaux

composés j(Li

et

_puis

la dissociation des

noyaux

composés

en

_particules

x et

_protons.

En

_appliquant

la formule de la

_dispersion

dans

le

_problème

de la diffusion

_élastique,

Bethe

_[20]

a obtenu

_{l’expression}

suivante

_{représentant}

approxi-mativement le

_rapport

_{de la section efficace p due} à un _{niveau du noyau}

_composé

dans le cas où la

_particule

et le _noyau ont un

_spin

zéro. Dans

_{l’équation (21),}

E et

_E,.,

les

_énergies

de la

_particule

diffusée et du

niveau de résonance du _noyau

_composé;

V,

la vitesse de la

_particule

diffusée;

r,~ et la

_largeur

totale du niveau de résonance du noyau

composé

et la

_{largeur partielle}

due à la

diffusion

_élastique;

z et

Z,

les

_charges

de la

_particule

et _{du noyau;}

J,

le moment

_angulaire

total du _noyau

_composé.

Dans le cas où la

_particule

et _{le noyau} ont des

spins quelconques,

mais seulement le moment

orbital 1 = o est

important,

_p sera

approximative-ment

et i et s, les

_spins

de la

_particule

et _{du noyau.}

La formule de la

_{dispersion explique}

bien les

phénomènes

nucléaires pour les _{noyaux pas très}

légers

et _{moyens, mais} nous ne savons _pas si elle est encore

_applicable

à un _{noyau aussi}

_léger

_que

_5Li.

Qualitativement,

nous _pouvons nous attendre à un

effet de résonance dans cette théorie.

_Quand

les

ondes

_partielles

1 = o et 1 =- -i

de ",He

interviennent

dans la diffusion par les noyaux

d’hydrogène

avec

spin s

=

1/2,

nous _pouvons

_espérer

trois niveaux

de résonance du _noyau

_{composé ~Li}

si toutefois le

_couplage

du moment orbital et du

spin

est assez fort. J =

1/2,

pour 1 = o,

correspon-dant au

_{niveau S,}

_d’après

les notions de la

spectro-2

scopie,

serait exclue

_d’après

le

_principe

de Pauli. En

_effet,

trois

_protons

ne

_peuvent

_{pas coexister}

dans le même état S.

_Donc,

il est aussi difficile de trouver

_{l’interprétation}

satisfaisante sur

l’exis-tence de six niveaux

_{correspondant}

aux _groupes de

Quantitativement

nous _{pouvons estimer la}

_grandeur

absolue de

_{l’équation (22) [qui}

diffère _peu de

l’équa-tion

₍₂₁₎

comme la

_{grandeur absolue].}

Pour z =

2,

Z =

i, E = 5,3 MeV et ~ = 1800 et _en

supposant

que la

largeur partielle

fPI)

égale

à la

_largeur

totale

Fr,

on a p - 5o,

quand

J ==

1/2, ~

1 =

o, i

= o et s =

1/2.

Quand

1 =

z, p sera encore

_{plus grand.}

Les valeurs

_{de ?}

ainsi estimées sont

_beaucoup

plus grandes

que les valeurs

expérimentales

obtenues. d.

_{Explication possible}

de l’existence des _groupes

de

_protons.

- La difflculté de

l’interprétation

à la lumière des théories

_présentes,

la constance et la

petitesse

de

_{l’espacement}

des niveaux et la similarité dans certains

_aspects

entre la structure moléculaire

et la structure nucléaire

_[Qo]

nous conduisent à penser

qu’il

serait nécessaire d’avoir d’autres modes

de

_{quantification}

dans le

_problème

nucléaire, par

exemple,

la vibration ou la rotation nucléaire. Dans le noyau

~Li,

nous

_pourrions

_imaginer

la vibration

entre

_H

et

_~He

_qui

a une structure très

_compacte

et, par

conséquent,

il serait

_possible,

dans certaines

limites,

de la considérer comme un _corps

indépen-dant,

les niveaux _que nous avons étudiés seraient

attribués aux niveaux de vibration.

Dans la

_physique

moléculaire on observait les

systèmes

de

_bandes,

les bandes de vibration et la

structure des raies de rotation

_{progressivement}

à

mesure

_{qu’on augmentait}

le

_{pouvoir séparateur}

des

instruments de la

_{spectroscopie.}

Il est

_possible

_que

la

_physique

nucléaire suive le même chemin dans

son

_{développement.}

_{Nous commençons} de

_séparer

la structure fine des niveaux nucléaires et croyons

que les résultats

expérimentaux

s’enrichiront au fur et à mesure du

_{développement}

et de l’affinement de

la

_technique

de la

_physique

nucléaire.

Pour donner une

_{interprétation}

satisfaisante aux

résultats

_{expérimentaux,}

il faut faire des

consi-dérations

théoriques plus précises

et attendre les résultats

_{expérimentaux}

nombreux.

Conclusion

_théorique.

- Dans la diffusion des

particules u

par les noyaux

d’hydrogène,

le

rapport

de la section efficace

_{expérimentale}

à celle calculée

d’après

Rutherford suit la _{variation des groupes.} Il reste

_plus

_grand

_que

_l’unité

même

_quand

le parcours

Rx = z,~

cm, ce

_qui

conduit à une

_grande

distance d’interaction d’environ 8 X Io-13 cm entre

_{g H}

et

_H.

La variation

_angulaire

de la section efficace montre que non seulement le moment orbital 1 = o

mais celui =1 i de

~He

est aussi

important

dans

la diffusion anormale étudiée.

_D’après

la considéra-tion de nos

_résultats,

_;Li

serait instable et

_~He

pour-rait exister dans l’état

_stable,

la limite

_supérieure

de sa masse serait La

_grande

distance

d’inter-action a été discutée. Les résultats sur la diffusion

anormale ont été discutés du

_point

de vue des

théories de

Mott,

de Beck et de Bethe et les _groupes

de

_protons

seraient attribués aux niveaux de

vibra-tion entre

_)He

est H.

Ce travail a été effectué au Laboratoire Curie de

l’Institut du Radium où M. A.

Debierne,

le directeur du

laboratoire,

m’a _{accueilli pour travailler.} Je tiens à lui offrir

_l’hommage

de ma

_profonde

grati-tude.

_J’exprime

ma

_respectueuse

reconnaissance à

Mme I. Joliot-Curie

_qui

a

_inspiré

et

_dirigé

mes

recherches. Je remercie vivement M. F. Joliot

_qui

m’a

_permis

de travailler dans son Laboratoire de Chimie nucléaire pour me mettre au courant de la

technique

de

_l’appareil

Wilson.

J’ai bénéficié d’une bourse de la Commission

mixte des 0152uvres franco-chinoises

_qui

m’a

_permis

de travailler à Paris.

_J’adresse

à cette Commission

mes vifs remercîments.

BIBLIOGRAPHIE.

[19] Mme CURIE, Radioactivité, 1935, p. 530.

[20] BETHE, Rev. mod. _{Phys., 1937, 9,} p. 69.

[21] RIEDL, Mit. des Inst. für Rad., 1938, 416, p. 181.

[22] MASSEY et MOHR, Proc. Camb. Phil. _{Soc., 1938, 34,} p. 498. [23] FROLICH, HEITLER et KAHN, Proc. roy. Soc., 1939, 171,

p. 269.

[24] BETHE, Phys. Rev., 1938, 54, p. 436.

[25]

TYRRELL,

Phys. Rev., 1939, 56, p. 250.

[26] BETHE, Phys. Rev., 1939, 55, p. 435.

[27] JOLIOT et ZLOTOWSKI, J. Phys. et Rad., 1938, 9, p. 403.

[28] WILLIAMS, SHEPHERD et HAXBY, Phys. Rev., 1937, 51,

p. 888.

[29] STAUB et _{STEPHENS, Phys. Rev., 1939, 55, p. 131.}

[30] STAUB et _{STEPHENS, Phys. Rev., 1939, 55,} p. 845.

[31] TYRRELL, CARROLL et MARGENAU, Phys. Rev., 1939, 55,

p. 790.

WATANABE, Zeit. _{f. Phys., 1939, 112,} p. 159 et

WAY, Phys. Rev., 1939, 56, p. 556.

[32] MOTT, Theory of atomic _{collisions, 1933.}

[33] TAYLOR, Proc. roy. Soc., 1932, 136, p. 605.

[34] BECK, Zeit. f. Phys., 1930, 62, p. 331 et Handb. f.

Radio-logie, VI-I, § 25.

[35] HORSLEY, Phys. Rev., 1935, 48, p. 1.

[36] WENZEL, Zeit. f. Phys., 1934, 90, p. 754.

[37] BREIT et WIGNER, Phys. Rev., 1936, 49, p. 519.

[38] BETHE et PLACZEK, Phys. Rev., 1937, 51, p. 450.

[39] BOHR, Nature, 1936, 137, p. 344.