Sur l'excitation du cortège électronique lors de la désintégration α du polonium 210

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Sur l’excitation du cortège électronique lors de la

désintégration α du polonium 210

Michel Riou

To cite this version:

487 condition de

_{perturbation brusque s’obtient,}

dans

ce cas, en _{divisant par} 2 le

_premier

membre de

l’iné-galité (2).

Or,

pour la

plupart

des

_{électrons g, elv}

est de l’ordre de l’unité et le

_changement

de

_charge

peut

être considéré comme

_brusque

dans un

_grand

nombre de cas.

[1] PAULI W. 2014 Handbuch der _{Physik, 24/I, Springer,} Berlin,

I933, 2e éd., p. I63.

[2]

RIOU M. 2014 J.

Physique

Rad., I952, 13, 480.

Manuscrit _{reçu le 4}

_juillet

_1952.

SUR L’EXCITATION DU

CORTÈGE

ÉLECTRONIQUE

LORS DE LA

DÉSINTÉGRATION

03B1 DU POLONIUM 210

Par Michel RIOU.

Institut du Radium. Laboratoire Curie.

Dans une

_publication

récente

_[1],

nous avons

exposé

les résultats

_{expérimentaux}

sur _les

rayon-nements _y et X émis par le

_polonium

210 et nous avons alors

_supposé

_que le

_rayonnement

K du

_plomb

était émis à la suite de la conversion interne du

rayonnement

y de

80o keV,

tandis que le

rayon-nement L était dû à l’excitation par les rayons oc

d’atomes de

plomb présents

initialement dans la

source. Ces

_{interprétations}

ne

_peuvent

être retenues. En efiet :

10 Les

expériences

de de

Benedetti

et Kerner

_[2]

sur les corrélations

_angulaires

oc -

y montrent que

le

rayonnement

y de 80o keV est un

_quadripôle

électrique.

Si l’on tient

compte

de l’intensité de ce

rayonnement,

(I,6 + 0,2). IO-5/a,

de la valeur

théo-rique

[3]

du coefficient de conversion interne dans la couche

K,

9. 10-3,

du

_rapport

des coefficients de conversion interne dans lès couches K et L déter-miné

_{expérimentalement [4],}

_3,7

et,

enfin,

des

rende-ments de fluorescence dans la couche K et

_L,

respec-tivement o,go à

o,95

et

o,3o

à 0,40, on calcule _que les nombres _par

_{désintégration}

de

_{photons K}

et L dus à la conversion du

_{rayonnement y}

de 800 keV sont

res-pectivement ( 1, 3 ± 0, 2) . I o-’

et

_{(7,3 ±; 9).}

0-8,

alors que l’on observe

_{expérimentalement (1,6}

±

_o,5),

10-6 et

_{(2,6 ± 0,5).}

10-4.

Nous avons

montré,

dans une discussion détaillée

_[5]

que l’existence

hypothétique

d’une raie y autre que celle de 80o

_keV,

_trop

convertie pour être

observable,

ne

_pourra.it

modifier

_beaucoup

l’intensité des

rayon-nements K et L excités par conversion interne.

20 Le

_dosage

_{par la méthode}

_{colorimétrique,}

effectué par M.

Conte,

a _{montré que la} source de

_polonium

que nous avions utilisée contenait moins d’un micro-gramme de

_{plomb : d’après}

les formules

_empiriques

établies

précédemment [1],

l’excitation externe des atomes de

_plomb

_{par les rayons} a

_provoquerait

l’émis-sion de 5 .I0-13

_{photons Kla}

et 2. 10-7

_{photons L/ 03B1.}

Nous devons donc _{admettre que rémission} des

rayonnements

et L du

_plomb

est

_due,

en

_majeure

partie,

à l’excitation des atomes

qui

viennent de

subir la

désintégration

ce 2 1084 Po + 20682 Pb

par Un

phénomène

directement

lié à cette

_{désintégration.}

En tenant

_compte

des valeurs des rendements de fluorescence

₍₁₎

et de la contribution de la conversion

interne,

nos résultats

_permettent

de _{calculer les} pro-babilités d’excitation des couches K et L au cours de l’émission a

et

Rubinson et Bernstein

[6]

étaient arrivés à la même conclusion pour

l’origine

du

_rayonnement

L et leurs

résultats conduisent à une

_probabilité

_{PL = 8,8.}

10-4

qui

est en bon accord avec la nôtre. Les résultats

récents de Barber et Helm

_[7]

qui

ont observé

(2,00

±

_o,38).

10-6

_{photons K/oc}

conduisent

₍₂₎

à une

_probabilité

_ph

= _2,1. 10-6. D’autre

part,

les

résultats

_plus

anciens d’I. Curie et F. Joliot

[8]

conduisent à des

_{probabilités}

d’excitation des

couches L et M

et t

Deux

_{phénomènes pourraient expliquer}

l’exci-tation du

_{cortège électronique}

lors de l’émission ? : :

10 L’ionisation interne

_provoquée

_{par le passage}

de la

_particule

dans le

cortège

de l’atome

_qui

vient de subir la

désintégration;

20 L’autoionisation

provoquée

par le

réarran-gement

du

_cortège

à la suite de la diminution de

charge

du noyau.

Mme Benoist-Gueutal

[9]

a montré que, dans le cas

de l’émission a, le

réarrangement

du

cortège

doit être

considéré comme un

_phénomène

_adiabatique

et que le

_phénomène

d’autoionisation n’a pas lieu.

Migdal

[10]

a- calculé la

probabilité

d’ionisation interne pour la couche

K;

il obtient

ce

_qui

est en assez

bon accord

avec les résultats

expé-rimentaux. Le même auteur montre

_{qualitativement}

que la

probabilité

doit

augmenter

pour les couches

plus

externes,

ce

_qui

est

_également

_{confirmé par}

l’expérience.

En utilisant les résultats de

_Migdal,

Rubinson et Bernstein ont calculé

soit

Le

_phénomène

d’ionisation

interne,

outre l’émission de raies

_X,

doit se manifester :

10 Par l’émission

_{d’électrons,}

ce

_qui

_pourrait

expliquer

l’observation par Grâce et al.

_[111

d’élec-trons

_énergiques

d’intensité

_{(I,2 --t o,3). Io-6/03B1,}

élec-(i) Nous avons admis _Wk = o,93 et

tvL = o,33; ivL est

calculé pour z = 82 comme il est

_indiqué

dans un article à

paraître

(J. Physique

Rad.,.

1952)

en _prenant le _rapport

(voir plus bas).

(1)

Ces auteurs

_donnent,

en

_réalité,

p, = ( I ,4 ±

o,35).IO-6

mais ils ont surestimé la contribution de la conversion

interne.

488

trons que ces auteurs assimilaient aux électrons de

conversion de la raie y de 800

keV,

alors que l’inten-sité de ceux-ci devrait être nettement

_{plus faible,}

- I,7.

IO-7/03B1;

2° Par une déformation des raies oc avec

_apparition

d’une bande du côté des basses

_{énergies, comportant}

des discontinuités aux

_énergies

E -

Wi

où

Wi

est

l’énergie

de liaison d’une couche du

_cortège.

L’obser-vation de ce

phénomène

_paraît

difficile si l’on consi-dère les limitations actuelles de la

_{spectrographie}

magnétique

a.

Quoi qu’il

en

_soit,

l’observation des raies

K,

L

et M du

_plomb

confirme les

_prévisions

de

_Migdal

sur le

_phénomène

d’ionisation interne. Il serait intéressant d’avoir d’autres

données,

notamment

dans le cas des émetteurs oc ne

_présentant

_pas de structure fine.

[1]

RIOU. 2014 J.

Physique Rad., I952, 13, 244.

[2] DE BENEDETTI et MINTON. 2014 _{Phys. Rev., I952,} 85, 944. [3] ROSE, GOERTZEL, SPINRAD, HARR et STRONG. 2014 Phys.

Rev., I95I, 83, 79.

[4] ALBURGER et FRIEDLANDER. 2014 _Phys. Rev., I95I, 81, 523.

[5] RIOU. 2014 Thèse de

Doctorat, Paris, I952.

[6] RUBINSON et BERNSTEIN. - Phys. Rev., I95I, 82, 334

et _{I952, 86, 545.}

[7] BARBER et HELM. 2014 Phys. Rev., I952, 86, 275. [8] CURIE I. et JOLIOT F. 2014 J.

Physique Rad., I93I, 2, 20.

[9] BENOIST-GUEUTAL P. - J.

Physique Rad., I952, 13, voir

page de l’article.

[10] MIGDAL. 2014 J.

Phys. Theor. _Exp. U. R. S. S., I94I, 4, 449. [11] GRACE, ALLEN, WAST et HALBAN. 2014 Proc. Phys. Soc.,

I95I, 64, 493.

Manuscrit reçu le 4 juillet 1952

LA

THÉORIE

DU

FERROMAGNÉTISME

ET LE

MODÈLE

D’HEISENBERG Par J. YVON,

Service de _{Physique Mathématique,}

Commissariat à

_l’Énergie

_atomique.

Comme Néel

_[5]

y a encore insisté

_récemment,

le modèle

d’ Ising

ne _{donne pas de résultats} satis-faisants pour la théorie du

ferromagnétisme.

Un effort doit être fait pour

exploiter

le modèle

_plus

réaliste

d’Heisenberg.

P. R. Weiss

_[7]

et,

indépendamment,

l’auteur

[8],

ont

_attaqué

le

_{problème statistique}

_que pose le modèle

d’Heisenberg.

Ces travaux

reposent

l’un et l’autre sur la méthode de Bethe. P. R. Weiss considère la cellule constituée dans le réseau cristallin par un ion et ses

_premiers

voisins et

_introduit,

_pour

exprimer

l’action du reste du

_réseau,

un

_champ

fictif

qui agit

seulement sur les ions

_{périphériques}

de la cellule. Il calcule ainsi les

_phénomènes

fonda-mentaux intéressant le

_magnétisme

du réseau aux

températures

élevées et

_{jusqu’à la température}

de

disparition

de l’ordre à

_{grande distance, qui}

est la

température

de Curie

_{ferromagnétique.}

Aux

tempé-ratures

_plus

basses,

des difficultés se

_{présentent qui}

ont _{été commentées par Anderson}

_[1].

L’auteur,

de son

_côté,

a _{commencé par}

_{perfectionner}

la méthode de _{Bethe pour le traitement de l’ordre} et du désordre dans les réseaux cristallins

_d’alliages

binaires. La méthode consiste à

_introduire,

_{pour les} besoins du

_problème,

un

_{champ appliqué capable}

de modifier la

répartition

des atomes dans le réseau. La distribution des atomes

_dépend

de ce

_champ

et

de l’interaction entre les

atomes,

mais,

malgré

ce

qui

peut

paraître

naturel,

il est essentiel

_d’exprimer

le

_{champ (ou, plus}

_exactement,

_{l’énergie potentielle}

correspondante)

qui

varie éventuellement de noeud en

_noeud,

en fonction de la distribution et non _pas

la distribution en fonction du

_champ.

La ’méthode conduit à des

_{développements}

en série du

_{type d’Ursell,}

inutilisables sous leur forme

_immédiate,

mais dont les termes

_peuvent

être

_groupés

de _manière à

_prendre

une

_{signification simple}

dans la

géométrie

du réseau. Le

_premier

terme se calcule comme si le réseau ne

comprenait qu’un

noeud;

les suivants

_immédiats,

en nombre

_égal

au nombre d’atomes

_qui

sont en inter-action

_{énergétique}

directe avec un atome

_donné,

se calculent chacun comme si le réseau ne

_comprenait

que deux

noeuds,

et ainsi de suite

_(la

déduction

publiée

en

₁₉₄₅

_{serait améliorée par} un

_emploi

constant de la théorie des

_{grands ensembles). Lorsque}

l’on tient

_compte

ainsi d’interactions

comprenant

un nombre d’atomes de

_plus

en

_{plus élevé,}

les esti-mations

_convergent

assez

_rapidement;

dans bien des cas, il suffit d’arrêter le

_{développement}

aux termes

à deux noeuds :

_{l’approximation correspond}

alors à la théorie

_originale

de Bethe.

_{L’approximation}

de Bethe ne

_risque

d’être mauvaise que dans le cas où

le nombre de voisins est

_juste

_{suffsant pour maintenir}

l’ordre à

grande -distance :

c’est le cas des réseaux.

plans.

La

_comparaison

avec

_{l’expérience enseigne}

que les actions entre

proches

voisins sont

insuffi-santes _pour

_{expliquer quantitativement}

_les

phéno-mènes. G. Fournet

_[4]

a montré que la

_prise

en consi-dération des voisins seconds

_permet

d’obtenir des

accords satisfaisants entre théorie et

_expérience.

Dans son second Mémoire des Cahiers de

_Physique,

l’auteur avait

_appliqué

la même méthode au modèle

d’Ising

du

ferromagnétisme

et avait fait une

_première

tentative concernant le modèle

quantique

d’Heisen-berg.

II

_importe

de

_reprendre

cette

_question

avec

plusieurs objectifs :

10

_Compléter

les résultats connus sur le

ferro-magnétisme ;

20

_Préparer

les voies à une théorie

analogue

de

l’antiferromagnétisme;

30

_Élargir

les

_principes

et la

_portée

de la

Méca-nique statistique.

Comme ce traitement doit être

quantique,

il faut substituer aux densités de

proba-bilité

classique

leur

_{équivalent quantique,}

c’est-à-dire les

_opérateurs

densité,

relatifs à une

_particule,

deux

_particules

à la

_fois,

etc. Cette

_entreprise

tient une

_{grande place}

dans les travaux de Born et

Green

[2].

Un mot sur la

terminologie :

Born et

_Green,

en suivant

_l’exemple

de

_Dirac,

se servent du terme

« matrice densité ».

L’auteur,

lui,

a utilisé

_parfois

le terme de « _noyau

statistique

_», mais le terme «

_opérateur

densité »

_suggère

de meilleures notations

qui allègent

les calculs.