Sur les énergies de désintégration nucléaires

Sur les ´energies de d´esint´egration nucl´eaires
L. Goldstein
To cite this version:
L. Goldstein. Sur les ´energies de d´esint´egration nucl´eaires. J. Phys. Radium, 1937, 8 (6),
pp.235-240. <10.1051/jphysrad:0193700806023500>.<jpa-00233502>
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SUR
LES
ÉNERGIES
DE
DÉSINTÉGRATION
NUCLÉAIRES
Par
L.
GOLDSTEIN
Institut Henri
Poincaré
Sommaire. -
Les données
expérimentales
directes obtenues dans l’étude des
désintégrations
nucléaires
ne fournissent
pas
immédiatement
toute
l’énergie
mise
en
jeu
dans
les
transformations du
noyau,
à l’ex-
ception
des
photons gamma
qui,
dans
l’interprétation adoptée
actuellement
par
la loi
des
fréquences
de
Bohr,
se
rapportent
directement
à des
niveaux
d’énergie
nucléaire. On montre
qu’en
dehors de la correction
mécanique
de recul
que
l’on doit
apporter
aux
énergies
mesurées
expérimentalement
des
corpuscules
émis
ou absorbés
par
les
noyaux
pour
évaluer
l’énergie
exacte
mise en
jeu
dans
la
transformation nucléaire
considérée
on
doit
tenir
compte
également
du fait
que
les
noyaux
atomiques
sont
toujours
plongés
dans
l’ensemble des électrons de leurs atomes ce
qui
se
traduit
nécessairement
par
un
échange
adiabatique
d’énergie
entre les
corpuscules
chargés
libérés ou absorbés et les
électrons
atomiques.
Ces corrections
d’énergie adiabatiques
dues aux variations de
charge
des
noyaux
atomiques
sont
d’autant
plus importantes
que
les
corpuscules
libérés
ou absorbés et les
noyaux
émetteurs ou absorbants ont une
charge plus grande.
Dans
les
processus
de
désintégration
radioactive
naturelle
par rayons
alpha
les
corrections
adiabatiques,
tout en
étant
plus
faibles,
sont du même ordre de
grandeur
que
les
corrections
de
recul
mécanique.
Dans
l’évaluation des
énergies
de
désintégration
radioactive naturelle
alpha
il
paraît
donc
indispensable
de tenir
compte
simultanément de ces
deux
corrections.
D’une manière
générale,
la
correction
adiabatique indiquée
apparaît
comme une
correction
théorique
imposée
par
la
représentation
actuelle de
l’atome ;
elle
paraît
cependant,
en
principe,
vérifiable
expérimentalement
par
une
étude
du
début de faible
énergie
des
spectres
continus d’électrons
négatifs
et
positifs.
L’énergie
des
corpuscules
et des
photons
gamma
émis
dans les
phénomènes
de
transformation
nucléaire
radioactive constitue une donnée
précise,
suivant
l’in-
terprétation
actuelle,
sur la valeur
énergétique
des
termes
spectraux
nucléaires.
Mais
si la mesure de
l’énergie
du
rayonnement
émis ou
absorbé
peut
être
considérée réellement
comme
se
rapportant
directe-
ment
à la
séparation
de
deux
niveaux
nucléaires,
con-
formément
à
la loi des
fréquences
de
Bohr,
la
mesure
de
l’énergie
des
corpuscules
émis
par
les
noyaux
ato-
miques
radioactifs ne
conduit
pas automatiquement
à
une
donnée nucléaire directe tout à fait
précise.
Les
transformations radioactives
nucléaires
s’effectuant
par
émission
d’un
corpuscule
chargé
sont
toujours
accompagnées
inévitablement
de
deux
processus
secon-
daires se
manifestant par
une variation
de
l’impulsion
et
de
l’énergie
des
corpuscules
émis dont on doit
tenir
compte
pour
conclure
de
l’énergie
mesurée
du
corpus-
cule
loin
de
l’atome
désintégré
au niveau
nucléaire
auquel
cette
énergie
se
rapporte.
Jusqu’à présent,
à
notre
connaissance,
on
n’a
teun
compte
que
d’un
seul
des deux
processus
accompagnant
l’émission
d’un
corpuscule
chargé
dans une
transfor-
mation
nucléaire radioactive.
C’est
le
processus
méca-
nique
de
recul.
Les
théorèmes de
conservation
de
l’énergie
et
de
l’impulsion
appliqués
à
l’émission
du
corpuscule
dans
la
désintégration
radioactive
condui-
sent à
adopter
pour
l’énergie
totale 1,1" mise
en
jeu
dans ce
phénomène,
~,
étant
l’énergie
du
corpuscule,
de
masse
m,
émis
mesurée
expérimentalement,
où M
désigne
la masse
de
l’atome de
recul restant
après
le
départ
de
la
particule.
On sait
que
la correction
précédente
est
importante
dans
les
transformations
radioactives
accompagnées
de
l’émission
d’un
corpus-
cule
chargé
lourd
(particule
«),
elle
est
moins
impor-
tante
dans les radioactivités
par
électrons
où elle
peut
être laissée de côté actuellement aussi
bien dans
les
radioactivités
naturelles
qu’artificielles.
Il
est
clair,
enfin
qu’en principe,
la correction de recul intervient
dans l’émission des
photons
aussi,
mais
pratiquement,
c’est
toujours
la
précision
atteinte dans
la mesure de
l’énergie
des
corpuscules
ou des
photons
qui
décide de
ce
que
la correction de recul
s’impose
ou non.
En
dehors de ce
processus mécanique
de recul fort
bien
connu,
il existe un second
phénomène
qui
accom-
pagne
toujours
les
transformations nucléaires
radio-
actives ou artificiclles
comportant
l’intervention d’un
corpuscule chargé.
Ce second
phénomène
a
également
pour
effet
de
changer l’énergie
nucléaire
proprement
dite
mise en
jeu
dans la transformation.
On
devrait
donc,
en
principe,
tenir
compte également
toujours
de
la
variation
d’énergie
due à
ce second
processus
satel-
lite et
apporter
une correction
nouvelle à
l’énergie
du
corpuscule
mesurée
expérimentalement
avant
de con-
clure
sur la valeur
du
terme
nucléaire
intéressé dans
la
transformation. La
correction
précédente
est
plus
faible
que
la correction
de recul dans
les transforma-
tions radioactives
par
rayon
a,
tout
en
étant du même
ordre de
grandeur,
elle
est
beaucoup plus importante,
en
particulier pour
les
atomes
lourds,
dans
les
radio-
activités
par rayon ~
que
la
correction
mécanique
de
recul. Ce
processus
donnant lieu à
cette nouvelle
cor-
rection
ne semble
pas,
à notre
connaissance,
avoir
retenu
l’attention
jusqu’à
présent.
Nous
voudrions
l’étudier
dans ce
qui
suit.
§
1.
-
Le
processus
en
question
accompagnant
tou-
jours,
avec le
phénomène
de
recul,
une transformation
nucléaire
radioactive
ou
artificielle,
comportant
l’émis-
sion
ou
l’absorption
d’un
corpuscule chargé
et
modi-
fiant
l’énergie
de
ce dernier
a
son
origine
dans le fait
que
le
noyau
réel considéré est
toujours
plongé
dans
un
ensemble
d’électrons,
les
électrons
de
son
atome,
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:0193700806023500

236
qui
tous lui sont liés.
Pour
simplifier,
sans
cependant
nuire
à
la
généralité,
on
peut
étudier
ce
phénomène
sur
un atome radioactif
hydrogénoïde. L’électron
unique
de
cet atome
dont le
noyau
a la
charge
-~- Ze,
e
étant
la
charge
électrique
élémentaire,
peut
prendre
les éner-
gies
approchées -22/n2,
n’ ~. i ,
en
unité
atomique
Rh,
~
étant la
fréquence
de
Rydberg
et
h
la constante
de
Planck.
Considérons
alors
la transformation nu-
cléaire
accompagnée
de
l’émission
d’un
corpuscule
de
charge
+
ze.
Ce
corpuscule quittant
l’atome
peut
subir
une collision interne
élastique
ou
inélastique
sur
l’électron
unique
de
1-’atome.
Plaçons
nous d’abord
dans le
cas
de la
première
éventualité.
Dans
ce
cas,
nous sommes
certains
que
dans
le
nouvel
atome,
de
numéro
atomique
(Z-z),
l’électron se
trouvera,
après
la
désintégration,
dans un état
qui peut
être caracté-
risé
par
l’ensemble
des
mêmes nombres
quantiques
que
l’état où l’électron se
trouvait dans
l’atome
nu-
méro
Z,
avant la
désintégration.
Mais
l’énergie,
en
unité
atomique,
de l’électron
clans
l’atome
initial,
f (Z,
n,
1) j)
étant
un facteur
de
correction, 11, 1 et J’
les
nombres
quan-
tiques
usuels,
est
devenue
Comme l’ensemble
des
nombres
quantiques
de
l’élec-
tron n’a
pas
varié alors
que
son
énergie
a
changé,
on se
trouve,
par
définition,
devant une transforma-
tion
adiabatique
de l’état
de
l’électron
sous
l’influence
de la
variation du
paramètre
Z,
le numéro
atomique
entrant dans
l’expression
de
l’énergie
de l’électron.
Comme
l’électron
passe
d’un état
plus
lié
à
un
état
moins
lié,
il a
gagné
de
l’énergie;
on
peut
dire aussi
que
le
processus
en
question correspond
à une excita-
tion
adiabatique
de
l’électron.
L’énergie
d’excitation
adiabatique
est,
laissant
de
côté le facteur
de correc-
tion l peu
important,
en
convenant
d’appeler énergie
d’excitation
adiaba-
tique
la différence entre
l’énergie
initiale et
finale
changée
de
signe
de
l’électron.
Le
problème
devant
lequel
on se
trouve maintenant
est de trouver
l’origine
de
l’énergie
d’excitation adia-
batique précédente
A
priori,
cette
énergie
ne
peut
être
fournie
que par le noyau
restant dont
l’énergie
interne
ou
le niveau où il a
été laissé
par
la
particule
émise
serait diminuée
en
conséquence ;
elle
peut
être four-
nie
par
la
particule chargée
émise dont
l’énergie
me-
surée
expérimentalement
devrait être
augmentée
de
cette
énergie
d’excitation
adiabatique pour pouvoir
conclure à
l’énergie
nucléaire
proprement
dite mise
en
jeu
dans
la
transformation.
Enfin,
une
troisième éven-
tualité
consiste en la
superposition
des
deux
éventua-
lités
précédentes.
En
ce
qui
concerne la
première
possibilité
de source
d’énergie
d’excitation
adiabatique,
on doit noter
que
toute la
représentation
actuelle
de
l’atome
est
fondée
sur la
description
du
noyau
comme un
centre de force
ponctuel
sans
structure doué éventuellement d’un
spin
et d’un moment
magnétique.
Les écarts
à
cette
repré-
sentation conditionnés
par
une
description
du
noyau
comme
un
système
de
corpuscules
occupant
un
vo-
lume
fini dans
l’espace peuvent
être considérés comme
entièrement
négligeables.
Le fait
que
le
noyau
paraît
fonctionner essentiellement comme
un
centre de force
ponctuel
sans structure conduit à
penser
que
malgré
la
possibilité
qu’a
l’électron,
un
électron
s,
de
rester
à
l’endroit où se trouve le
noyau,
un
transfert d’éner-
gie
adiabatique
de ce
dernier à
l’électron,
lors
de la
désintégration
envisagée,
ne
puisse
se
réaliser
qu’avec
°
une
probabilité
très réduite sinon nulle.
On
doit
se
rappeler
ici,
en
effet,
que :
a)
le
transfert
d’énergie
en
question
est condi-
tionné essentiellement
par
la variation de
charge
du
noyau
et
que
cette
variation de
charge
peut
être
consi-
dérée comme
terminée,
du
point
de
vue
de
la
structure
nucléaire,
alors
qu’elle
est à son
début
du
point
de
vue
de
l’électron
atomique.
Tant
que
la
charge
émise
par
le
noyau
reste dans
la
région
nucléaire,
donc dans
une
région
d’extension
linéaire de l’ordre
du
rayon
ou diamètre
nucléaire,
aucune
variation
de
charge
n’agit
pratiquement
sur
l’électron
qui
ne
peut
non
plus
changer
d’état
pendant
ce
temps.
b)
D’un
autre
côté, pour
qu’un
transfert
d’énergie
conduisant à une
modification,
relativement
faible,
du
niveau
nucléaire,
d*où
une
particule chargée positive-
ment a été
émise,
ait
lieu,
il
semble
justement
nécessaire
que
l’électron
se trouve
dans
la
région
nucléaire
pendant
l’intervalle
de
temps
où la
conflagration
nucléaire se
produit
conduisant
à l’émission
de
la
particule chargée.
Pendant ce
temps,
le
noyau
restant
et la
particule
à émettre
forment un
système
instable
et le
couplage
de
l’électron
présent
au
voisinage
de
ce
système
pourrait
permettre
un
transfert
d’énergie
à
cet
électron. Mais cette
situation
est
contraire
à celle
qui
devrait
se
réaliser
pour que
la
variation
de
charge
se
manifeste
d’après l’argument
(a).
Il semble raisonnable
de
penser
qu’une
fois
la
particule
émise
et
lorsque
celle-ci
quitte
la
région
nucléaire
le
noyau
restant
fonctionne
de
nouveau,
par rapport
à
l’électron,
comme
un centre de force
ponctuel
sans
structure
où
une
modification
d’état ultérieure ne
peut
plus
avoir lieu.
c)
Enfin un
troisième
argument
contre
l’intervention
du
noyau
comme source
d’énergie
d’excitation
adiaba-
tique
paraît
résulter
de
la
situation suivante : admettons
un instant la
possibilité
de transfert
de
l’énergie
d’excitation
adiabatique
à
l’électron
pendant
la
durée

237
de la
désintégration,
l’électron étant
supposé
pour
cela
se
trouver
au
voisinage
du
noyau
et de la
particule
nucléaire
à émettre.
Dès
lors si l’on admet
que
le
noyau
se
présente
à
l’électron
comme
un
ensemble de
charges,
l’électron
pourra
être
couplé
à
la
particule
à
émettre
dans
la même
mesure,
pendant
la
durée
de
la désinté-
gration
qu’aux
autres
charges.
Dans ces
conditions,
l’énergie
d’excitation
adiabatique
pourra
lui
être
fournie
en
partie
par
le
noyau
et en
partie
par
la
particule
à émettre.
Ceci
aurait
pour conséquence
de
donner lieu,
dans le cas d’une source
radioactive,
à
une
fluctuation
considérable
de
l’énergie
des
corpus-
cules
émis;
elle
pourrait
s’étendre
sur un intervalle
de
["ordre
de
l’énergie
d’excitation
adiabatique
des atomes
en
cas d’émission
de
particules par
exemple
et
cet
intervalle
serait
compris, pour
des
noyaux
radioactifs
naturels
en
rayon a,
entre
vingt
et trente kilovolts
envi-
ron.
La
finesse
remarquable
des raies a dans les
spectres
magnétiques
de Rosenblum
(4)
semble
exclure
cette
possibilité
de
l’intervention
du
noyau
restant
comme
source
d’énergie
d’excitation
adiabatique.
Nous
croyons,
sur la base
des
arguments précédents,
que
l’unique
éventualité réalisée
est
celle
où toute
l’énergie
d’excitation
adiabatique
de l’électron est
fournie
par
la
particule
de
charge
positive
émise.
Cette
éventualité
paraît
être soutenue
également
par
le fait
que
l’électron
atomique
reste
couplé
à la
particule
émise
pendant
un
temps
que
celle-ci met à
parcourir
une distance de l’ordre du
rayon atomique,
la variation
de
charge
nucléaire,
du
point
de vue de
l’électron,
apparaissant également pendant
ce
temps.
Ce
temps
est
beaucoup
plus
long
que
celui
pendant lequel
l’électron se
trouve
dans
la
région
nucléaire.
L’excitation
adiabatique
de l’électron
atomique
paraît
se
faire
raisonnablement
pendant
cette
durée
de
collision
adiabatique
de la
particule
et
de l’atome.
L’interprétation
précédente correspondrait
à la
possibilité
de
séparer
le
processus
de
désintégration
total
en deux
processus
successifs
indépendants
l’un
de
l’autre, Le
premier
est le
processus
nucléaire dont il
semble
permis
d’affirmer,
tant
qu’il
met
en
jeu
une
énergie
considérable,
qu’il
s’effectue
en toute
ignorance
de
la
présence
de l’électron
atomique
et le
second se
rapporte
à la transformation
nécessaire de l’atome
qui
s’adapte
à
son
nouveau
noyau.
Comme le
processus
de
recul se
prolonge,
à cause
de
la
répulsion
électrosta-
tique
mutuelle de
l’atome
restant
et
la
particule
de
charge
positive
émise,
pendant
la traversée de
l’atome,
il
résulterait
que
les corrections
d’énergie
à
apporter
pour
tenir
compte
du
recul
ainsi
que
de l’excitation
adiabatique
discutée se
superposent.
Si E
désigne
de
nouveau
l’énergie
du
corpuscule
émis mesurée
expéri-
mentalement,
l’énergie
de
désintégration
nucléaire
yl’
devrait
être calculée
par
(1)
S.
ROSE,-i]BLUM :
1
Aclualtlés
scientifiques
et
industrielles,
n°
34,
Paris,
Hermann et
Cie,
éditeurs,
i932.
le
second terme
duns
le
deuxième membre
étant
la
correction
de recul
indiquée
par (1)
et le dernier terme
est la
correction
d’énergie
adiabatique
ou
brièvement
correction
adiabatique
qui,
dans le cas
de
l’émission
d’un
corpuscule
de
charge positive
et
pour
les atomes
radioactifs
hydrogénoïdes
idéalisés,
est
donnée,
avec
une bonne
approximation,
par
(4).
Dans tout ce
qui précède,
nous
nous sommes
bornés
au
cas où la
particule
émise dans
la
désintégration
subissait une collision interne
élastique
sur
l’électron
solitaire
de l’atome
radioactif
hydrogénoïde.
Il est clair
qu’en
général,
cette
collision interne
peut
amener
l’excitation
d’un
niveau discret ou l’ionisation
del’atome.
Dans ce
cas,
une
analyse
détaillée du
processus
n’est
plus
possible.
Cependant
le
phénomène
d’excitation
adiabatique
paraît
être contenu
dans
le
processus
plus
compliqué
de collision
interne
inélastique
où
l’état
initial
de l’atome est
un état
caractérisable
par
les
nombres
quantiques (rz,
1,
j)
et
l’énergie
~,
1,
j),
Z
étant
le
numéro
atomique
avant la
désintégration
et
l’état
final
(n’,
l’,
j’)
d’énergie E
(Z-z,
?i’,
1’,
j’) est
celui
de l’atome
nouveau,
+
.~e
é1 an t,
par hypothèse,
la
charge
de la
particule
émise
par le
noyau.
Le
processus
de
collision
inélastique
interne est manifestement un
processus
qui
n’a
pas d’analogue
dans les
pbénomènes
de
collision
rencontrés
jusqu’à présent,
puisque
ceux-ci
peuvent
être
caractérisés
par
la
transition
(n,
1,
j)
-
(iil, l’,
j’)
entre deux états
propres
d’un même
système
tandis
que
le
processus
de collision interne se
rapporte
à une transition entre deux états
appartenant
à
deux
systèmes
différents entre eux
par
la
valeur d’un
paramètre
dont
dépendent
les
représentations
de
ces
systèmes.
Si l’on
désigne
alors
par El’énergie
mesurée
expérimentalement
de la
particule qui
a subi une
collision interne
inélastique,
on
trouvera
pour
l’énergie
de
désintégration
nucléaire
où
I1Ead
est encore
donné
par
l’expression
approchée
(4)
et w
désigne l’énergie
d’excitation
proprement
dite
transférée
à l’atome lors de la collision interne excita-
trice.
La
perte d’énergie
totale
de la
particule
émise
par
le
noyau
est,
abstraction
faite de la correction
de
recul,
dans
ce
cas :
-.
compte
tenu de
(3),
(3 a)
et
(4).
Ces éventualités diverses
de
collisions
élastique
et
inélastique
pourraient
se manifester
par
une
largeur
de
la
raie
corpusculaire,
les
corpuscules
étant
freinés
par
l’atome
désintégrant.
La raie
corpusculaire
d’une
source d’atomes
radioactifs
hydrogénoïdes
formée
par
une couche
monoatomique
présenterait
dans
ces
conditions
un
bord
net du côté
des
grandes
énergies
et

238
s’étalerait vers
les
petites énergies.
Cependant
une
discussion
de
cette
largeur
atomique
dans le cas
d’atomes radioactifs
hydrogénoïdes,
ne
présente
aucun
intérêt
pratique.
Nous
voudrions
revenir
sur
ce
point
.
brièvement en discutant
la
correction
adiabatique
sur
les
atomes
radioactifs réels.
Il
est
facile de se
rendre
compte
maintenant
de la
correction
adiabatique
dans le
cas de l’émission radio-
active
d’un
corpuscule chargé négativement.
Ce
côté du
problème
est
cependant beaucoup
moins
important
actuellement
vu le
peu
de
précision
atteinte dans la
mesure de
l’énergie
des
électrons
négatifs
au
voisinage
de la limite
hypothétique
de
grande
énergie
des
spectres ~
continus
négatifs.
Il
est
clair,
en
effet, que
c’est
surtout l’électron
d’énergie
limite
qui
paraît
être
important
du
point
de vue de
la
correction
adiabatique
associée à cette
désintégration.
A
l’heure
actuelle cette
correction n’a
qu’un
intérêt
théorique
ici. En se
bornant comme
plus
haut
au
cas
d’un atome radioactif
hydrogénoïde
et
remarquant que
les
désintégrations
en
question
se
rapportent
à
des
transformations
du
type
Z -
Z
-~-
1,
-~-
étant
la
charge
du
noyau
initial,
on
trouvera
avec
(3a),
et (4),
en
unité
atomique. L’énergie
de
l’électron
atomique
diminue
de la
quantité précédente
sous l’influence de
la
variation
de
charge
nucléaire considérée. Un
raison-
nement semblable à celui fait
plus
haut
à
propos
de
l’énergie
d’excitation
adiabatique
transférée àl’électron
de l’atome
lors de
l’émission
radioactive d’un
corpus-
cule
chargé positivement
conduirait
ici à
reconnaître
que
l’énergie
de
désactivation
adiabatique
(8)
est
emportée
par
l’électron
négatif
libéré dans
la trans-
formation
nucléaire ;
celui-ci est
supposé
subir
une
collision interne
élastique.
L’énergie
de
désintégration
de la
particule
se
trouve
être
augmentée
de
l’énergie
de
désactivation
adiabatique
et,
abstraction
faite
un
instant
du
phénomène
de
recul,
c’est
leur
somme
qui
est
mesurée
expérimentalement.
La
correction
de recul
est,
avec une
très
bonne
approximation,
où E
désigne
l’énergie
cinétique
de
l’électron
mesurée
expérimentalement, m
la
masse au
repos
de
l’électron,
M
lamasse
de l’atome
de
recul, v
la
vitesse de l’électron
et
c la
vitesse
de la
lumière
dans le
vide.
La relation
précédente
s’obtient
en écrivant
l’égalité approchée
de
l’impulsion
non
relativiste de
l’atome de
recul
et de
l’impulsion
relativiste
de
l’électron
de vitesse
v.
On
aura donc,
avec
la
correction
adiabatique
et la
correction
de
recul,
l’énergie
de
désintégration
nucléaire
tenant
compte
de
(8)
et
(9)
et
dans l’éventualité
d’une
collision
interne
élastique
de
l’électron
émis
par
le
noyau.
On
se rend
compte
facilement
de
ce
que
la correc-
tion
adiabatique
est
beaucoup
plus grande
dans le cas
des
noyaux
lourds
que
la correction
de
recul. On
peut
discuter maintenant
ici
aussi l’éventualité
d’une
colli-
sion interne
inélastique
de l’électron émis dans
la
dés-
intégration.
Cette
discussion
se
ferait
comme
dans le
cas des
corpuscules
lourds.
§
2.
-
Il est
facile
de
généraliser
le
problème
idéal
étudié
dans
ce
qui précède
au
cas réel
des
atomes
radio-
actifs.
Tout
ce
qui
a été
dit
au
sujet
de
la correction de
recul
s’applique
sans
changement
dans ce
cas
aussi.
Par contre la correction
adiabatique présente
une
forme
plus compliquée
à cause du
grand
nombre
d’électrons
qui
subissent
la
transformation
adiabatique
associée à
la
désintégration
du
noyau.
Si
l’on
désigne par E
(Z,
fi)
l’énergie approchée
de l’électron
i
de
l’atome
initial
de
numéro
atomique
Z,
on
aura
pour
la
correc-
tion
adiabatique
dans
le cas
d’une
transformation
nucléaire
du
type
Z-
Z- z
accompagnée
de l’émission
d’un
corpuscule
de
charge
+
ze
approximativement.
Comme dans
le
cas idéal
de
l’atome radioactif
hydrogénoïde
cette
correction
repré-
sente une
excitation
adiabatique
de tout
l’atome
aux
dépens
de
l’énergie
de la
particule
émise.
Une
discus-
sion
analogue
à
celle faite à ce
propos
dans
le
cas
des
atomes radioactifs
hydrogénoïdes
conduit
à reconnaître
ici
aussi
que
c’est la
particule
de
charge positive
émise
qui
fournit
l’énergie
d’excitation
adiabatique
à l’atome.
De même
lorsqu’il
s’agit
d’une
désintégration
radio-
active du
type
Z --
7,
+ z
(~) accompagnée
de l’émis-
sion d’une
particule
chargée négativement,
de
charge
--
ze,
la
correction
adiabatique
s’écrira,
approxima-
tivement,
Cette
énergie
est maintenant libérée
par
l’atome
et elle
est
transférée
adiabatiquement
à la
particule
de
charge
négative
émise
par
le
noyau.
Les
radioactivités
néga-
tives
appartiennent
à la
classe
de
transformation
nucléaire
précédente.
Mais comme cette
transformation
s’accompagne
de
l’émission
d’un
spectre
continu
d’élec-
trons
négatifs
la
correction
adiabatique
précédente
ne
paraît
avoir actuellement
qu’un
intérêt
surtout
théo-
rique.
En
effet,
d’après
les essais
de
représentation
actuels
du
processus
d’émission
d’électrons
négatifs
par
les
noyaux
on semble
attacher
à la
limite de
grande
énergie
du
spectre
une
importance particulièrement
grande
en l’identifiant à
l’énergie
totale
mise
en
jeu
dans
(~)
On
notera
qu’il
y
a
formation
d’un
ion
positif
ici,
alors
que
dans
le cas
de
diminution
de
charge
nucléaire
il
pourrait
y
avoir
formation
d’un
ion
négatif,
toujours
dans
l’éventualité
d’une
collision interne
élastique.