La mésodésintégration du deutéron

HAL Id: jpa-00234165

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00234165

Submitted on 1 Jan 1949

HAL is a multi-disciplinary open access

archive for the deposit and dissemination of

sci-entific research documents, whether they are

pub-lished or not. The documents may come from

teaching and research institutions in France or

abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est

destinée au dépôt et à la diffusion de documents

scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,

émanant des établissements d’enseignement et de

recherche français ou étrangers, des laboratoires

publics ou privés.

La mésodésintégration du deutéron

C. Marty, J. Prentki

To cite this version:

LA

MÉSODÉSINTÉGRATION

DU

DEUTÉRON

Par C. MARTY.

Laboratoire de Chimie nucléaire du

_Collège

de France. et J. PRENTKI.

Institut Henri-Poincaré.

Sommaire. 2014 On étudie la

capture de mésons 03C0 de _{faible vitesse par le} deutéron à l’aide de la théorie

symétrique mixte de Möller et Rosenfeld. Sont _envisagés successivement la _capture d’un méson libre,

positif, négatif ou _{neutre, puis l’absorption} d’un méson _négatif à _partir d’une orbite K. Les résultats

obtenus confirment les estimations publiées antérieurement par divers auteurs. En ce _qui concerne

l’importance relative de ces deux modes _{d’absorption,} les valeurs _numériques des sections efficaces

ou des _{probabilités} de _{capture sont} données dans le cas d’une masse _{m03C0 = 286 m0.} On discute avec

quelques détails la possibilité de mise en évidence d’un méson 03C0 neutre par la dissociation du deutéron.

1. Introduction. - Les

expériences

de

Berke-ley

[i],

faites avec le

_cyclotron

de

184

inches ont

permis

d’obtenir en

_quantités

appréciables

des mésons artificiels et rendent

_possible

une étude

précise

des

_propriétés

de ces

_particules.

Il est

main-tenant _{démontré que l’on} a surtout affaire aux

mésons lourds z de Powell

[2],

dont la masse est

286mo

(ma masse

au _{repos de}

_{l’électron) (1).}

Le mode de création de ces

_corpuscules

semble

_indiquer

que

les mésons z sont

_responsables

des forces nucléaires.

~

Il est donc intéressant d’étudier de

_{plus près}

l’interaction des mésons 77 avec les _noyaux

_atomiques

et en

_particulier,

comme il a été dit

ailleurs

[3]

l’absorption

des mésons _{lourds par la matière}

nucléaire. Le

_problème,

_{jusqu’à présent,}

n’a été traité que de

façon approximative

[4], puisqu’on

ne connaît pas les fonctions d’onde des noyaux

complexes.

Toutefois la théorie actuelle du deutéron semble

assez bien

fondée,

et en

_dépit

des difficultés que l’on rencontre

_[5],

on

_peut

_{essayer de traiter} cette

question

d’une

_façon

_{beaucoup plus complète}

que

précédemment.

Ceci a d’autant

_plus

d’intérêt

_qu’il

est

_{permis d’envisager}

une vérification

expérimen-tale de la théorie.

-On

_{peut s’imaginer}

la

_capture

d’un méson _par

le deutéron de la

_façon

suivante : la

_particule

inci-dente est _{absorbée par l’un des deux nucléons du}

noyau en cédant son

_énergie

totale à ce dernier. Le deutéron est alors dissocié et l’on

observera,

du moins en

_principe,

l’un des trois cas suivants

_{(fig. i)}

ce

_phénomène

est

_{l’analogue mésique}

de la

photo-(~) Note sur _épreuves. - Contlairement

aux calculs effec-tués dans _{[3l ’nous} avons _adopté la dernière valeur

expéri-mentale _{286mo pour la masse’du méson et} non 31 3mo.

désintégration

du

deutéron,

on

_{l’appellera}

la

méso-désintégration

du deutéron.

Fig. 1.

Le processus A de la

figure

i est le

plus

facile à

étudier du

_point

de vue

_{expérimental,}

car toutes les

particules

mises en

_jeu

sont ionisantes.

_Cependant,

il faut remarquer que

quel

que soit le mode de

pro-duction des mésons z

_positifs,

on ne les

observe,

en

_{général, qu’aux}

basses

_énergies

où la section efficace

_{d’absorption}

est extrêmement faible en

raison de la

_répulsion

coulombienne

_[6],

le

phé-nomène

_{prépondérant}

est alors la

désintégra-tion z _{- p.}

Le processus B est lié â l’existence d’un méson neutre suffisamment stable et il est assez ardu à

déceler

_puisqu’on

ne voit ni la

_particule

_incidente,

ni le neutron

_projeté.

Son intérêt n’en est _pas moins

grand

puisque

c’est un

procédé qui,

en

_principe,

peut

donner des indications sur le méson neutre. Des _remarques

_analogues

sont _{valables pour}

l’éven-tualité C où seul le méson initial est visible. Deux

modes

_{d’absorption}

distincts sont alors en

compé-tition : n le méson 17:-libre est absorbé

directement;

20 le méson n-, très

rapidement

freiné par son

passage dans la matière

[7],

est d’abord amené à

157

décrire une orbite stable autour du deutéron et ensuite

_capturé

_par ce _{noyau. On}

_sait,

et l’on vérifiera

ici,

que c’est le second

type

d’absorption qui

est

prépondérant.

Une discussion

_plus

détaillée des cas ci-dessus

sera donnée dans la conclusion

_{(§ 6).}

Dans ce travail nous allons étudier

l’absorption

’

de mésons

lente,

libres ou

_liés,

_par le deutéron

(§3, 4).

Il nous sera nécessaire de

_{rappeler auparavant}

certaines

_{propriétés générales}

du

_système

neutron-protons.

1

2.

_Rappels

sur la théorie du deutéron,. -Les fonctions d’onde d’un

_système

de deux nucléons liés par un

_opérateur

d’interaction V sont les fonc-tions propres de l’hamiltonien

où les indices entre

_parenthèses

caractérisent chacun

des

nucléons et où

oc et _p3 sont les matrices habituelles de

Dirac,

M la masse

_(supposée

_unique)

du

_proton

et du

neutron,

le moment de la iièi»e

_particule.

L’opérateur (1)

prend

une forme

_{particulièrement}

simple

dans le

_système

lié au centre de

_gravité,

c’est-à-dire tel que les coordonnées des deux

nucléons vérifient la relation

On posera en outre

Kemmer

_[8]

a montré

_qu’en

raison de l’invariance de l’hamiltonien

₍₁₎

_par

_rapport

au _groupe des rotations et des

retournements,

les fonctions propres cherchées

_peuvent

se classer en trois

_catégories

aisément

repérables

à

_{l’approximation}

non rela-tiviste

De

_plus

on

_peut

en

_première

_{approximation}

mettre

les fonctions _{propres de l’ensemble de} deux nucléons

sous la forme

lrrJ

où

Bqr

est

_{indépenda nt}

de la vitesse v des nucléons

cl)

(grande composante)

tandis que ’If est en

_vie

(petite composante).

(0) (1) >

Pour

_expliciter

les fonctions W et

W,

on

intro-duira les fonctions propres des

opérateurs

suivants :

Dans ce

_qui

_suit,

on

_adoptera

les notations de Rosenfeld

_[Nuelear

Forces

_(1)],

en

_particulier

en ce

qui

concerne

_l’emploi

des variables

_{dichofomiques}

(c’est-à-dire

ayant

deux valeurs propres ±

i).

Par

exemple

les fonctions propres de

~l’opéra-teur

_{(5 a)}

sont construites à l’aide des deux fonctions

propres

v,(i)

et

_{U_(i) correspondant}

aux valeurs propres ~-1 et - i de chacune des observables

Les _{fonctions propres} normées de

_{l’opérateur}

_{(5 a)}

s’écrivent

_(N.

_{F. p.}

_55).

TABLEAU 1.

Les fonctions

_prôpres

des

_{opérateurs (5 b) (5 c)}

s’obtiennent de la même

_façon

à

_partir

des variables

dichotomiques

et nous les écrirons

et

_{P(p)m. Rappelons}

en outre _que

_{l’opérateur}

₍₅

_c)

(0)

sert à

distinguer

les

_grandes

_{composantes T}

des

(1) (0)

petites

T BIf

_correspond

au vecteur _propre

_3(p),

(1)

et qr aux vecteurs

_3(p),

et

, Un

état du deutéron sera alors caractérisé par son moment

_{total i}

et la

_projection

m de. celui-ci. En outre, on définira le moment orbital 1 et la

mul-tiplicité

a-

_(triplet

û =:

_3,

_{singulet û == 1 (ci.}

tableau

_I).

L’état de

_charge

des nucléons sera

_indiqué

_{par les}

fonctions _propres

_~(~)mz.

Les fonctions d’onde du deutéron s’écrivent en coordonnées

_polaires,

pour les

grandes composantes :

où est une _{fonction propre de}

_{l’équation}

de

Schrôdinger :

(1) North-Hollaiid Pub. Co, r g48, dans la suite on _indiquera

est le

_potentiel

central _{d’interaction pour}

l’état du

_système

de deux nucléons dont

_l’énergie

a _{pour valeur propre}

Les fonctions

_dépendent

à la fois de la

multiplicité

c _{de l’état}

_envisagé

et des variables

angulaires 0, y

par l’intermédiaire des fonctions

sphériques

Y71,

t

de

_Laplace.

On

_peut

les écrire sous

la forme

_(N.

F.,

p.

56) :

État

singulet :

Les fonctions ci-dessus forment un

_système

orthonormé.

n ) ,

Les

_petites

_composantes

W du deutéron

corres-pondront

aux vecteurs _propres

_3(P)o

et

_1(p),.

On les obtient à l’aide de

_{l’opérateur}

différentiel

_{OJ j :}

:

É’ta t

tri plet :

Elles s’écrivent

_(N.

F.,

p.

6o-6i) :

1

État

_{singulei :}

L’état fondamental du deutéron

_peut

être

_regardé

comme

_{3 S}

_pur; sa fonction d’onde

s’écrit,

en

négli-geant

la contribution du

_premier

ordre des vitesses :

Dans le cadre de la théorie des forces nucléaires de Môller et Rosenfeld

_[gJ

_qui

sera

_adopté

_ici,

on

peut

expliciter

3R° sous la forme

_[10]

où x est la masse réduite du _{== 1, C}

= )

Z

_{où fi}

est une constante sans dimensions

liée à

l’énergie

de l’état

3S,

Eo

énergie

de liaison du deutéron dans l’état

fon-damental.

faT, masse réduite du

nucléon;

p, facteur de

normalisation;

Ci nombre sans dimensions.

Comme nous n’étudierons ici que la

_capture

de

mésons

lents,

l’énergie

du deutéron dans l’état final

est

_{pratiquement égale}

à la masse au _repos m

c’est-à-dire de l’ordre de

z 45

MV. A de telles

_énergies

les

nucléons

_peuvent

être

_regardés

comme

libres;

l’équation (7)

se

_simplifie

et

_permet

_d’exprimer

les fonctions radiales

_{cr Ri)}

à l’aide des fonctions de Bessel d’indice demi-entier.

K moment réduit de chacun des nucléons .

3.

_Capture

d’un méson libre _{par le deutéron.} - _a. GÉNÉRALITÉS. - Le cas

que nous étudions maintenant intéresse surtout les mésons neutres,

puisque

l’on sait

_{(cf. Introduction)}

_{que pour des}

particules

chargées

d’autres

_phénomènes

ont lieu.

Toutefois,

afin d’ètre

_complets,

nous calculerons par la méthode d’Araki et de

Tomonaga

[6]

l’ordre de

_grandeur

des sections efficaces de

capture

de

159

Nous décrirons l’interaction des mésons avec le

champ

par la théorie

symétrique

mixte de Môller

et Rosenfeld

_[9],

_qui

fait intervenir des mésons

vectoriels et

_{pseudoscalaires.}

On aura _pour hamil-tonien d’interaction une

_partie

H

_{indépendante}

des vitesses

et un terme ~’ en

_vlc

Les

_{grandeurs canoniquement conjuguées ~U,-F~,}

(W, 6b)

décrivent

_{respectivement}

les

_champs

_mésiques

vectoriels et

_{pseudo-scalaires.}

Outre leur caractère

scalaire ou vectoriel relatif à

_l’espace

ordinaire,

on se

_rappellera

_que toutes ces

_grandeurs

sont

des vecteurs _{d’un espace}

_symbolique

à trois

dimen-sions où

_opèrent

les observables de

_{spin isotopique.}

- - - +

Les sources

M,

N, S, T, P,

Q,

R sont déduites du

mouvement des nucléons :

.. .

où

_p(i),

₂

§il sont les matrices de Dirac du

nucléon,

dont le vecteur

_{spin isotopique}

est zlil,

_fI’

f2,

91, g2 sont les constantes de

couplage

nucléons

mésons ~r. ’

La section

_efficace

de

_capture

d’un méson de

vitesse

Vz par un

deutéron,

avec

_projection

de nucléons

de vitesse relative v dans

_l’angle

solide dQ est

(N. F.,

p.

132) :

où la sommation est étendue aux fonctions _propres

asymptotiques

des états finaux

_possibles

du

deutéron,

la barre

_indiquant

une _moyenne sur la

dégénérescence

de l’état initial.

On

_{démontre que}

la

_{grande composante}

_{(c f .}

N.

_F.,

(0)

p. 133 et

[11])

W( 00)

s’écrit sous la forme

où E est

_l’énergie

finale du deutéron et

_(E,

v,

1,

_j,

m, ~

H + H’

_o)

l’élément de matrice

_{correspondant}

à

une transition entre l’état fondamental o et l’état

final

_E,

v,

1,

j,

m. On a une

_{expression analogue}

pour la

petite

composante.

b. MÉSON PSEUDOSCALAIRE NEUTRE. - Dans

le cas de mésons

_neutres,

les

_grandeurs

_conjuguées

décrivant le

champ

peuvent

être

_{décomposées}

en séries de Fourier

_{respectivement}

moment et

énergie

totale réduits des

mésons)

Les hamiltoniens H et H’

_prennent

_alors,

_compte

tenu de

_{( 13 a, b)}

_{( 14)}

et

_(17),

la forme : .

Nous pouvons supposer sans

_changer

la

_{généralité}

+

des _{calculs que le moment k} est

_parallèle

à l’axe des Z. Tenant

_compte,

d’autre

_part,

due, la forme de la fonction d’onde de l’état initial du deutéron et des

propriétés

d’orthogonalité

des on voit que les seuls états finaux

_possibles

_après

appli-cation des hamiltoniens

ci-dessus,

sont du

_{type :3(,!" )0.}

Considérons maintenant de

façon

séparée

les

opérateurs

H et H’. En ce

_qui

concerne

l’hamil-tonien

H,

l’absence de matrices montre _que la

fonction d’onde « _p » finale est du

_type

grande

composante

~(0)1.

Les

_opérateurs

_qui

interviennent

alors

donnent,

comme on le vérifie facilement :

Compte

tenu des relations

₍₂₎

et

_(3),

on voit

_qu’il

y a une infinité d’états

_{possibles susceptibles}

de se combiner à

₍₁₈₎

pour donner des éléments de

matrice non nuls à cause de

_{l’orthogonalité}

des fonctions

_sphériques

et des fonctions On les

obtiendrait par

exemple

en

_développant

en série

/B

de fonctions

_sphériques

les

_-quantités

cos k

->- ->- .

2

et sin

k21’

. Toutefois,

puisque

nous nous bornons

ici à la

_capture

de mésons lents _{par le}

_deutéron,

nous nous arrêterons aux termes du

_{premier degré}

en l~ dans ce

_{développement,}

cette

_façon

_d’opérer

étant

_justifiée

un _peu

_plus

loin. Les seuls états finaux

possibles

sont alors du

_{type ’S,,}

_3Pi

et

_3p2

avec

pour éléments de matrice :

Les flèches

_indiquent

les diff érents nombres

quantiques magnétiques possibles

pour les transi-tions

_envisagées,

de

_plus

Si l’on

_adopte

_pour la fonction radiale initiale

_3Rljl

l’expression (11),

on _pourra en utilisant

(12)

expli-citer les

intégrales

I et l’ à l’aide

_{d’expressions}

sans dimensions P"

_{(cf. [I 1]).}

On trouve :

Remarquons

que c’est la

présence

d’exponentielles

dans les

_intégrales.

₍₂₀₎

_qui

rend

_possible

l’approximation

faite à _{propos des}

_{développements}

en série de

_(18);

seul,

en

effet,

le domaine voisin de

l’origine

apporte

une contribution

_appréciable

aux

intégrales

I et I i.

Les calculs se

_rapportant

à

_{l’opérateur}

H’ seront

conduits de la même

_façon

_que

ci-dessus;

les seules différences notables sont

_{l’apparition}

des «

_petites

composantes

»

_1(p)o

et

_1(p)o

et des

_opérateurs

_6J,

par

(9

a,

_b).

Les états finaux

_possibles

sont du

type ’S,, ID2, 3Pi

avec _{pour éléments de} matrice de transition :

Les éléments de matrice

₍₁₉₎

et

_{(23), joints}

aux

égalités

(15)

et

₍₁₆₎

donnent les sections efficaces élémentaire et totale de

_{mésodésintégration}

du deutéron par un méson neutre

_{pseudoscalaire.}

En raison de

_{l’orthogonalité}

des fonctions on a immédiatement _{pour la section efficace totale}

[les expressions ~ 11

et

_{1 Il}

sont définies en

_(22)].

La section efficace différentielle est :

(2) Nous ne _{tenons pas compte} dans cette _expression des termes _{en II }2 qui,} en raison

_du

facteur 5

très _petit pour les _{énergies considérées,} sont _{négligeables} devant les termes en

161

C. MÉSON VECTORIEL NEUTRE. - Les calculs sont

en tous

_{points analogues}

à ceux du

_paragraphe

b.

On

_décompose

les variables

_conjuguées

Îl et F

en séries de Fourier :

L’indice j

permet

de

_distinguer

les mésons

trans-versaux

_(j

=

1,2)

des mésons

longitudinaux

(j

=

3).

+ Pour un méson de moment et

_énergie

réduits

_k,

~, les hamiltoniens d’interaction

(13

a,

b)

s’écrivent :

a, méson

_tongitudinat

~,

méson transuersal

Le tableau

_ci-après

contient les différents états

finaux

_possibles

_{pour les}

_opérateurs

₍₂₅₎

et

_(26),

ainsi que les éléments de matrice des transitions

correspondantes.

Les sections efficaces de

_{mésodésintégration}

sont

pour un méson vectoriel neutre :

a,

longitudinal,

(3) Mêmes remarques que pour la formule (24b) ~

-, ’

~,

trartsversal,

d. 3lÉsoNs CHARGÉS. - Araki et

Tomonaga

ont montré

_{[6] qu’on pouvait}

calculer

_{approximativement}

les sections efficaces de

_capture

de mésons

_chargés

en considérant d’une

_part

le

phénomène

mésique

pur

(comme

on l’a fait en b et c

_{ci-dessus) puis}

en tenant

_compte

du

_{champ électrostatique}

nucléaire. Ceci revient à

_multiplier

les sections efficaces

_(24)~

(27)

et

₍₂₈₎

_par la

_probabilité

de

_présence

H du

méson

_chargé

dans le

_voisinage

du noyau :

ou

Ce terme correctif est

_important

aux basses

éner-gies

du méson incident. Il est aisé de voir

_qu’on

a lors pour un méson

_positif

o _{et pour} un méson

négatif

II’ N

_{2 zg.}

4.

_Capture

méson

_négatif

_{lié par} le

deutéron. - Nous

avons

_indiqué

dans l’introduction que le

phénomène

essentiel pour

l’absorption

des

mésons

_négatifs

est la

_capture

à

_partir

d’une orbite stable autour du

deutéron,

pratiquement

l’or-bite K

_[12].

On

_peut

alors calculer la

_probabilité

de ce _processus, ou ce

_qui

revient au même la vie

moyenne d’un méson sur une couche K.

a. MÉSON PSEUDOSCALAIRE. - L’hamiltonien d’in-teraction est

_toujours

de la forme

₍₁₃

_a,b).

La

pré-sence du

_champ

coulombien modifie la forme des

quantités conjuguées T

et (D. Les fonctions W sont

les solutions de

_{l’équation}

de

_{’sclirôd-inger}

décrivant

le mouvement d’un

_corpuscule

dans un

_champ

cou-lombien ;

pour la couche

K, 11’

est de la forme

163

La

_{quantité canoniquement conjuguée}

est

où e est

_l’énergie

totale du méson.

Le calcul des éléments de matrice de transition

est

_identique

à celui

_{du §}

III,

on obtient :

I" est une

_expression

de la forme

où les te, sont des

_expressions

sans dimensions

La

_probabilité

de

_capture

est

où « est la constante de structure fine et c la vitesse

de la lumière.

-b. MÉSON VECTORIEL. - Des considérations

ana-logues

donnent pour les éléments de matrice :

La

_probabilité

de

_capture

est :

5. Calculs

_{numériques. -}

Si l’on

_adopte

_pour

masse du méson la valeur 286 _mo donnée _{par les}

expériences

de

Berkeley

on a :

x = cm-l.

Les valeurs des constantes nucléaires

_{f 2}

_{et g2}

sont alors

D’autre

_{part :}

En

_prenant

_pour

_énergie

de liaison du deutéron

la valeur de 2, 16 MV on a

p =:: o, 3og.

Dans le cadre des

_{approximations}

faites

_quant

à

l’énergie

des mésons incidents on a sensiblement

E == X.

Comme on l’a vu d’autre

_{part l’énergie}

du deutéron dans l’état final étant sensiblement

constante,

la valeur du moment K des nucléons émis est de :

Avec ces valeurs

_numériques

on _{obtient pour} les sections

efficaces,

en

_négligeant

des termes du second ordre par

rapport

à la vitesse du méson incident :

(ETC

énergie

du

_méson).

Pour les vies _moyennes du méson 7r" sur une

couche K on obtient

6. Conclusion. ---- On

observera que les sections efficaces

_{précédentes}

sont très

_petites,

_{même pour} une faible

_énergie

du méson incident. Le

_champ

coulombien du noyau modifie sensiblement ces

résultats,

comme on l’a. vu dans l’ Introduction. Pour les mésons 17:

_positifs,

le seul

_phénomène

inter-venant dans la

_pratique

est la

_{désintégration}

en

mésons

_légers

_{p. Pour} les mésons z

_négatifs,

au

con-traire,

le

_champ

de Coulomb

_augmente

la

section

efficace

_{d’absorption}

des mésons

libres,

mais celle-ci

reste néanmoins

_{petite (de}

l’ordre de 10-27 _{cm2 pour}

des

_énergies

_mésiques

_faibles).

Pour ce

_type

de

méson,

c’est la

_capture

à

_partir

d’une orbite .K

_qui

est le processus

essentiel,

en

_supposant

que la durée du

freinage

ne soit pas

_trop

considérable; Fermi,

Weisskopf

et Teller

_[7]

ont

trouvé,

comme ordre de

_grandeur

_pour faire _passer un méson

_d’énergie

cinétique

considérable à

_quelques

milliers de volts un

_temps

de

sec.

Avec cette valeur c’est

certainement la

_capture

à

_partir

d’une orbite K

qui

a lieu.

En ce

_qui

concerne le méson neutre, seule

l’absorp-tion directe est

_possible,

avec une section efficace

de l’ordre de i o-28

cm2,

pour une

_énergie

de meV. La

_{mésodésintégration}

du deutéron est

donc,

en

_principe,

une méthode pour déceler l’existence

. d’un méson neutre,

d’après

le processus B de

l’in-troduction. Toutefois on ne doit pas manquer de

sauligner

que l’on rencontre de

grandes

difficultés

,aussi bien

_théoriques

_{qu’expérimentales :}

a.

_{théoriquement}

on

_peut

_{penser que le méson} 7:0 est très instable vis-à-vis de la

_{désintégration}

en

deux

_photons

_[13],

la vie moyenne étant de l’ordre de 10-16 s. Toutefois les calculs effectués à ce _propos

font intervenir des

intégrales divergentes,

d’où un

résultat

_qui

_peut

être

_suspecté.

b. sur le

_{plan expérimental}

la

_présence

de neutrons très

_énergiques

au

_voisinage

du

_cyclotron

_peut

masquer le

phénomène.

La distribution

angulaire

des

_protons

_projetés

donne alors un _{moyen de}

distinguer

les

_{mésodésintégrations}

des chocs entre

deux nucléons. Les formules

₍₂₄

_{b), (27)}

et

₍₂₈₎

montrent en effet que le facteur

_{d’asymétrie}

des distributions

_angulaires

de

_capture

de méson T

varie peu :

y = const. _{pour le} méson

_{pseudoscaIaire,}

i _{; i , ~>} » vertoriel

longitudinal,

o, 8 ; i » » transversal.

Au contraire la

distribution

des

_protons

_projetés

par les neutrons de

grandes

énergies

est très

asymé-trique. D’après

les données

_{expérimentales}

_[14]

_{~~ est}

de l’ordre de 3.

c.

_Quoique

dans le domaine

_{énergétique}

_que nous avons considéré les sections efficaces

_globales,

les distributions

_angulaires

et les

_{probabilités}

de

_capture

dépendent

du

_type

du méson

incident,

les

diffé-rences ne sont _pas assez _{notables pour}

_permettre

de conclure

_quant

au

_spin

des

_particules

_responsables

de la

_{mésodésintégration.}

Nous tenons à remercier M. A. Proca pour les

discussions que nous avons eues avec lui au cours de ce travail et _{pour l’aide}

_qu’il

n’a cessé de nous

apporter.

L’un de nous voudrait

_exprimer

ici sa

_gratitude

à M. le

_professeur

F. Joliot. Ces recherches _{ont pu} être effectuées

_grâce

aux allocations _{fournies par le} Centre National de la Recherche

_{Scientifique.}

BIBLIOGRAPHIE. °

[1] GARDNER, LATTÈS, Science, 1948, 107, p. 270.

[2] LATTÈS, OCCHIALINI et _POWELL, Nature, 1947, 160, p. 453 et 486.

[3] MARTY et _PRENTKI, C. R. Acad. Sc., 1948, 227, p. 765. [4] CORBEN et MASSEY, Proc. Cambr. Phil. Soc., 1939, 35,

p. 84. 2014

HEITLER, Proc. Roy. Soc., 1938, 166, p. 529. 2014

YUKAWA et _OKAYAMA, Sci. _Pap. Inst. _Phys. and Chem. Res. _Tokyo, 1939, 36, p. 385.

[5] p. exp. ROSENFELD, Rep. Int. _{Conf. Cambridge, 1946,} p. 132.

[6] ARAKI et _{TOMONAGA, Phys.} Rev., 1940, 58, p. 90.

[7] FERMI, TELLER et WEISSKOPF, Phys. Rev., 1947, 71,

p. 314. 2014 FERMI et

TELLER, Phys. Rev., 1947, 72, p. 399. 2014voir aussi FERRETI, Nuov. Cim., 1948, 5, p. 209. [8] KEMMER, Helv. _Phys. Acta, 1937, 10, p. 47.

[9] MÖLLER et ROSENFELD, Det. _Kgl. Danske Vid. Selsk., 1940, 17, fasc. 8.

[10] HULTHEN, Arkiv. _f. Mat. Astr. och Fys., 1942, 28 A, fasc. 5, ibid., 1942, 29 B, fasc. 1.

[11] PAIS, Det. Kgl. Danske Vid. Selsk., 1943, 20, fasc. 17.

[12] WHEELER, Phys. Rev., 1947, 71, p. 320.

[13] FINKELSTEIN, Phys. Rev., 72, p. 415.

[14] HADLEY, KELLY, LEITH, SEGRÈ, WIEGAND, YORK, Phys.