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Submitted on 1 Jan 1953
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Sur la théorie du spectre de masse
René Reulos
To cite this version:
549
lique,
si nous la considérons comme un cas extrême de la liaisonchimique.
Si nous
admettons,
enoutre,
qu’à
toute interactioncorrespond
la création effective d’uneliaison;
alors la théorie d’Arrhénius redevientexacte,
l’inhibitionde l’effet
Debye
et Hückel rend ces solutions compa-rables aux solutionsd;électrolytes
faibles en solutions diluées. L’horizontalité de nombreuses courbescryo-scopiques indique
uneapplication rigoureuse
de la loi de Raoult pour des molarités non limites.Donc,
l’affaissementindique, lorsqu’il
seproduit,
quel’acti-vité covalentielle est une
pseudo-activité
traduisantsimplement
unregroupement
desparticules
étran-gères
ausolvant,
produites,
soit par le corps dissousseul,
soit par unionavec des particules
du solvant. La solution est idéale en ce sens que lespropriétés
osmotiques
sont pour toutes molaritésproportionnelles
à la concentration en
particules étrangères
ausolvant,
la variation avec la molarité traduisant l’évolution
d’équilibres
par la seule action de masse.La courbe
cryoscopique
doit donc donnerdirec-tement le coefficient de dissociation et les
paramètres
qui
en dérivent.Cette
théorie peut
seuleexpliquer,
non seulement l’horizontalité de certaines courbescryoscopiques,
mais encore l’existence deportions
de courbespra-tiquement
horizontales pour des valeurs entières inférieures à la valeurlimite,
révélant ainsi un seuléquilibre
évolutif et unregroupement quasi
total pour une certaine molarité(Muller
[2],
Petit[5]
et[6]),
paliers
atteints d’autantplus rapidement
que laliaison de covalence est
plus
forte entre lesparticules
étrangères
ausolvant,
formées dans les conditionsde milieu.
C’est ainsi que les
oxydes
binaires donnent engéné-ral des courbes d’autant moins inclinées que le métal
est
plus positif
[5], [6], [7],
alors que les fluorures alcalins donnent des horizontales[3],
[7].
L’absencede
palier,
pour une moléculecomplexe
s’explique
par laprésence
d’équilibres
simultanés contribuant defaçon comparable
auregroupement
Ainsi
envisagée
cette théoriepermet
decomprendre
certains résultats
expérimentaux
et de déceler desactions
chimiques,
ici seules concevables entre lesolvant et le corps
dissous;
c’est ainsi queZarzycki [ 3]
trouve une horizontale à oparticules
pour la cryo-lithe :F.Al,
3FNa dissoute dans le borate de lithium alors que ce même corps dissous dans le chlorure desodium nous a donné une courbe
qui
partant
de cettevaleur maximum s’affaisse
régulièrement
(travail
non
publié).
’
Nous pouvons
expliquer
cela ainsi : En milieu chloruré ne seproduit
avec le solvant aucun dérivésusceptible
d’entraver leregoupement
destronçons
dissous enparticules fluométalliques,
alorsqu’en
milieu boraté laprésence
des ionsoxygène
détermine au contact des ionsmétalliques
la naissance departicules
oxymétalliques bloquant
leregroupement.
Onpeut’
admettrequ’en
milieuborate,
un fluoruremétallique complexe
secomporte
comme unmélange
de fluorure alcalin etd’oxyde métallique
enprésence
d’un excès d’ionsoxygène
et cecid’après l’aspect
de deux courbescryoscopiques.
L’effet de masse du solvant endéplaçant quantitativement l’équilibre
vers un
regroupement total, expliquant
l’horizontalité.Le résultat
général exposé plus
haut montrantl’inhibition de l’effet
Debye
etHückel, peut,
suivantnous, être
généralisé.
Nous dirons : Dans un solvant dont l’étatliquide
est déterminé par des liaisonsd’un
type
donné les liaisons de mêmetype
du corps dissous si elles sontd’énergie voisine,
deviennent enmilieu assez
dilué,
indiscernables, donc
sont sans action sur l’effetosmotique,
et seules interviennent les liaisons d’un autretype.
Nous pourrons dire encore : La
divergence
entre lespropriétés
réelles d’un mixtequelconque
et sespro-priétés
théoriques
calculées enappliquant
leprincipe
d’additivlté,
est fonction des interactions non com-munes aux’ constituants. Cequi,
suivant nous, doitpouvoir
s’appliquer
à de nombreusesinterprétations
de courbescryoscopiques
dans les milieuxplus
divers convenablementchoisis,
parexemple
en chimiéorganique
[1]
PETIT G. - Revuegénérale
des Sciences,I95I,
58,324.
[2]
MULLER. 2014 Thèse Sc. Phys., Paris, I937.[3]
ZARZYCKI. - Thèse Sc. Phys., Paris,I952.
[4]
DOUCET, LE Duc J. A. et PKNNETIER G. - C. R. Acad.Sc., I953, 236, I0I8.
[5]
PETIT G. - C. R. Acad.Sc., I95I, 233, 6I5.
[6]
PETIT G. 2014 C. R. Acad. Sc., I952, 234, I28I.[7]
ROBIN. - Thèse Sc. Phys., Paris, I950.Manuscrit reçu le 12 juin
1953.
SUR LA
THÉORIE
DU SPECTRE DE MASSE Par RenéREULOS,
Professeur à la Faculté des Sciences de Grenoble.
Quel
est le sensprofond
du nombre sans dimen-sionsa = hc =-
137,0
... ? SelonEddington
[1],
cee2
serait un nombre
entier,
il vaudrait donc137
exac-tement,
etreprésenterait
lenombre
total desdegrés
de Ii berté associés aux 16 fonctions d’onde
qui
corres-pondent
auproblème
de l’interaction de deuxcor-puscules. ,
.Dans sa théorie de l’univers
sphérique
enexpansion,
Eddington
considère uncorpuscule unique,
commeétant en interaction avec l’ensemble de l’univers
et admet de ce fait que le
système
de matrices associé à son ondeprésente
un élément demoins,
soit 136,
ce
qui
correspondrait
physiquement à
laperte
dudegré
de liberté relatif à la distance des deuxcor-puscules.
Ainsi,
dans tous lesproblèmes
dequantifi-cation orbitale
(atome
d’hydrogène
deSomerfeld,
structurefine,
etc.),
on devrait utiliser le nombre137,
tandis que dans les
problèmes
relatifs à laquantifi-cation par moments
cinétiques
internes(spin),
c’est le nombre 136qu’il
faudrait
introduire. Il en résulte pour notre théorie[2]
une conclusionqui paraît
intéressante. Eneffet,
lequantum
de momentciné-tique
vaut dans lepremier
cas :550
et dans le deuxième cas :
Le
rapport
de, la masse duproton
à celle de l’électron vautdonc,
d’après
notre théorie :et serait
entier;
or ce chiffre coïncide avec la valeurexpérimentale de
cerapport,
admise actuellement. Notrepremière
valeurthéorique
1859,5
étaitlégè-rement
trop
forte. Il est curieux que lerapport
decette valeur
(théorique)
àla
valeurexpérimen-tale
1836,13.
[3]
soitégal
à un millionièmeprès,
aurapport
d’Eddington 127/136,
et que la substitutionsuggérée
parEddington
du nombre I36 au nombre137
dans le calcul de la masse du
proton
donne de ce faitet presque exactement la valeur
expérimentale.
Doit-on y voir une confirmation des idées audacieuses
et des raisonnements
quelquefois inquiétants
de l’éminent astronome ou une coïncidence fortuite assez peuprobable
maispossible ?
[1]
EDDINGTON. 2014 Proc.Roy.
Soc. A, I, I928, 121, 524;II, I929, 122, 358; III, I930, 126, 696; IV, I93I, 133,
3II; V, I93I, 133, 605; VI, I93I, 134, 524; VII, I932,
138, I7; J. Lond. Math. Soc., I93I, 7, 58.
[2] REULOS R. - J.
Physique Rad., I953, 14, 346.
[3]
Amer. Sc., juillet I952, 40, n° 3 : I,00II46 ± 0,0000I2.Manuscrit reçu’ le
23
juin
1953.LIMITE
SUPÉRIEURE
DE LA VIE MOYENNEDE
L’ÉTAT EXCITÉ
1,33
MeV DU 60NiPar S.
GORODETZKY,
A.KNIPPER,
R. ARMBRUSTER et A.GALLMANN,
Institut de Recherches Nucléaires, Strasbourg.
Au cours de l’étude sur la vie moyenne de l’état
excité à 35o keV de l’Ac C"
[1]
par la méthode descoïncidences,
on a été amené à étudier comme courbe«
prompte »
la courbe decoïncidences
différées quedonnent les deux transitions ya = 1, 17
MeV,
Yb =
1,33
MeV du 6°Ni. Onpart
du niveau fon-damental ’6°Co et l’on passe partransition p
auniveau
(1,17
+I, 3 3)
MeV du6°Ni,
qui
par transition yava au niveau
1,33
MeV et enfin par transition Yb à l’état fondamental du 6°Ni.Nous avons utilisé pour la mesure de la vie
moyenne des méthodes
inspirées
de celles de Bell et Petch[2],
[3].
Dans cesméthodes,
on compare la courbe de coïncidences relative à la viemoyenne
à étudier avec une courbe de coïncidences dite«
prompte »
danslaquelle
on utilise un niveau dont la vie moyenne est nettement inférieure aupouvoir
de résolution del’appareil
utilisé.Nous avons utilisé comme courbe «
prômpte »
la courbe de coïncidences du 6°Ni. Nous avons pu
ainsi obtenir incidemment une limite
supérieure
de la
période
(demi-vie)
de l’état excité considérédu
6°Ni,
limiteplus
restrictive que les limitessupé-rieures
donnéesjusqu’ici.
Eneffet,
la dernière valeur de limitesupérieure indiquée
était de 2. 10-9 s, limite donnéepar
Engelder
[4].
Auparavant
Bell et Petch[2]
avaient obtenu une valeur du même ordre degran-deur. Nous obtenons une limite
supérieure
de 0,7.10-9.Aussi nous a-t-il paru intéressant de
signaler
cerésultat.
Bien entendu on
pourrait
s’attendre apriori
à une vie moyenne inférieure à cette limite. Le niveau excité considéré a le momentangulaire
propre 2;l’état fondamental du 6°Ni a le moment
angulaire
propre o. La transition est
probablement
quadru-polaire
électrique,
E[2].
L’application
brutale de la formule deWeisskopf
[5]
donnerait 8.10-12 s pour lapériode
de l’état excité.La méthode utilisée consistait essentiellement à tracer la courbe du nombre de coïncidences obtenues en fonction du délai
entre
les deux évènements Ya, Yb-On intercale suivant la méthodeclassique
entre cesdeux événements un délai de
temps
variable(fig.).
Lorsque
lapériode
est suffisammentlongue
parrapport
aupouvoir
séparateur
dudispositif,
cettepériode
se déduit immédiatement[6]
de lapente
de la
courbe,
les ordonnées étantportées
logarithmi-quement. Lorsque
lapériode
à étudier est très courte vis-à-vis dupouvoir séparateur
dudispositif
ou encoredu même ordre de
