Chapitre 5.5a – Le noyau de Rutherford Le modèle atomique de Thomson Le modèle de Thomson fut proposé en 1904 par le physicien anglais J.J. Thomson après la découverte de l’électron en 1897 (prix Nobel de physique de 1906) par ce même physicien. Dans ce modèle, l’atome est considéré comme étant une « densité de charge positive » parsemé de charges négatives (pudding aux raisins). Cette distribution permet d’expliquer la neutralité de l’atome (autant de charges positives que négatives) et la stabilité de celui-ci. o o o o o Atome neutre. Densité de charge positive à l’intérieur de l’atome. Les électrons de charge négative à l’intérieur de l’atome sont en mouvement sous la forme d’anneau. La masse volumique de l’atome est équitablement répartie dans l’atome. La stabilité de l’atome est possible grâce à la force électrique entre les charges positives et les charges négatives. J.J. Thomson (1856-1940) Modèle de Thomson Densité charge positive Le modèle atomique de Rutherford En 1909, le physicien de Nouvelle-Zélande Ernest Rutherford fut en mesure de reformuler le modèle atomique de Thomson. À l’aide d’un modèle théorique de diffusion fondé sur une collision élastique entre deux particules chargées repoussées par une force électrique et d’une expérience réalisée par Hans Geiger et Ernest Marsden (deux de ses étudiants), Rutherford démontra qu’un atome était constitué d’un petit noyau de charges positives entouré d’un nuage de charges négatives dont la masse de l’atome était essentiellement située dans le noyau. o o o o o Atome neutre. Charge positive concentrée au centre de l’atome dans le noyau. Les électrons de charges négatives à l’intérieur de l’atome sont en mouvement sur des orbites circulaires. La masse volumique de l’atome est pratiquement nulle partout sauf où le noyau est situé. Le noyau de l’atome est instable. Il faudra la découverte du neutron (hypothèse formulée par Rutherford en 1920) et la force nucléaire pour expliquer la stabilité du noyau atomique. Note de cours rédigée par : Simon Vézina Ernest Rutherford (1871-1937) Modèle de Rutherford Page 1 L’expérience de Geiger-Marsden L’expérience de Geiger-Marsden consistait à utiliser un faisceau de particules alpha α (noyau d’hélium) à environ 1,9 × 10 7 m/s pour bombarder une mince feuille d’or de 6000Å1 d’épaisseur (quelques atomes d’épaisseurs). Puisque 99,99% des particules alpha traversaient la feuille sans être déviées et sans endommager la feuille, les deux modèles atomiques précédent semblaient être plausibles, car : Montage de l’expérience de Geiger-Marsden Modèle Thomson Modèle Rutherford Les particules alpha passent au travers des Les particules alpha passent loin des faibles densités de charges positives en noyaux subissant ainsi une faible déviation subissant une faible déviation. due à la petite force électrique. Cependant, 0,01% des particules alpha subissaient une diffusion avec des angles prononcés (0 à 180o). Cette diffusion ne peut pas être expliquée par une diffraction de l’onde-particule (hypothèse inexistant en 1909) sur les atomes d’or (taille : a ≈ 10 −10 m ), car : h 6,63 × 10 −34 a >>>> λα = = = 5,22 × 10 −15 m − 27 7 mv 4 × 1,67 × 10 1,9 × 10 ( )( ) (Longueur d’onde de de Broglie, introduit en 1924) La diffraction des particules alpha sur les atomes d’or respecte la distribution ci-haut. (Diffraction : a >>>> λ) Ce scénario semblait être possible uniquement si l’atome était constitué essentiellement de vide dont la masse et la charge électrique positive était concentré dans un petit noyau. Une particule alpha pouvait alors se diriger à grande vitesse directement vers le noyau, ralentir et être diffusée en raison de la répulsion électrique des charges positives du noyau sur les charges positives de la particule alpha. Cette diffusion est la conséquence d’une interaction coulombienne (force électrique) ne pouvant être expliquée que par le modèle de Thomson : Modèle de Rutherford Modèle de Thomson • 1 Diffusion à angle faible (θ ≈ 0 ) Diffusion légère des particules alpha, car la charge positive est diluée dans le volume de l’atome (faible force électrique). Diffusion à angle élevé (θ > 0 ) • • Diffusion à angle faible (θ ≈ 0 ) Diffusion légère si la particule alpha passe loin du noyau. Diffusion élevé si la particule alpha passe près du noyau. Un angström est une unité de longueur : 1 Å = 0,1 nm = 1 × 10-10 Note de cours rédigée par : Simon Vézina Page 2 La section efficace différentielle La section efficace différentielle dσ/dΩ mesure la probabilité qu’une particule ait subit une diffusion après une interaction dans une direction située à l’intérieur d’un angle solide2 dΩ. Expérimentalement, à partir d’un nombre de particules N 0 émises initialement, un capteur occupera une surface angulaire Ω et la quantité de particules captées N sera déterminée par une intégrale sur la surface angulaire Ω : θf N = N0 où φf dσ sin (φ ) dθ dφ ∫ ∫ d Ω θ =θ i φ =φi Un angle solide Ω correspond à un élément de surface angulaire sans unité de m2. La relation est : Ω = A / r2 http://fr.wikipedia.org/wiki/Angle_solide θ ∈ [0 .. 2π ] et φ ∈ [0 ..π ] La section efficace différentielle de la diffusion de Rutherford La grande réussite de Rutherford fut de proposer un modèle théorique pour établir la relation entre la distribution des particules alpha déviées « anormalement » et l’hypothèse du noyau atomique. Une équation de section efficace différentielle dσ/dΩ permis d’établir un lien entre un nombre de particules captées σ en fonction d’un d’angle solide Ω à partir de l’équation du mouvement d’une particule de charge Z1e se déplaçant avec une énergie cinétique K déviée par une charge électrique ponctuelle Z2e (étant le noyau) sous l’effet de la force électrique : 2 dσ Z 1 Z 2 e 2 1 1 = dΩ 4πε 0 4 K sin 4 (θ / 2 ) Preuve : Avant d’entamer le calcul de la section efficace, rappelons le résultat de la diffusion de Rutherford3 donnant une équation associée à l’angle de déviation d’une particule chargée en raison d’une interaction coulombienne sur une charge ponctuelle : Z Z e2 α tan = 1 2 2 8π ε 0 K 0b 2 3 v qQ Fe = k 2 rˆ r v Fe = 0 v v pi = mv0 q = Z1e v Fe = 0 v pf v p α α b v vQ = 0 Q = Z 2e Un petit angle solide dΩ correspond à une petite portion de surface située sur une sphère. La diffusion de Rutherford a été présentée dans le chapitre NYB – Chapitre 2.3b. Note de cours rédigée par : Simon Vézina Page 3 Dans cette relation, nous réalisons qu’une réduction du paramètre d’impact b augmente l’angle de déviation : Z Z e2 α tan = 1 2 2 8π ε 0 K 0b ⇒ α = 2 tan −1 (u ) b u α 0 ∞ 180° où Paramètre d’impact : b1 < b2 < b3 < b4 1 90° ∞ 0 0° Lançons un disque de particules en direction de l’atome déviateur. Ce disque de particules peut être décomposé en anneau de particules de rayon b. Chaque anneau sera dévié d’un angle α particulier et sera entièrement capturée sur un anneau de rayon R sin (α ) situé sur un écran sphérique. Diffusion à angle 90° ( α ≈ 90° ) p3 p1 b3 Z1Z 2 e 2 8π ε 0 K 0 Z1Z 2 e 2 8π ε 0 K 0 b u= b4 b1 b2 Diffusion à angle faible (α ≈ 0 ) Diffusion à angle élevé (α > 0 ) p2 R sin (α ) R b p4 α On peut analyser une petite variation du paramètre d’impact db sur la petite variation de déviation dα : L’anneau de particule diffusé entre une distance b et b + db du noyau déflecteur occupe une surface dσ = 2π b db . Cet anneau de particules sera dévié et capté à l’intérieur d’un anneau situé sur une sphère de rayon r occupant une surface dA = 2π r sin (φ ) rdφ = 2π r 2 sin (φ ) dφ . En angle solide, cette surface prend la valeur dΩ = dA = 2π sin (φ ) dφ . r2 Note de cours rédigée par : Simon Vézina http://www.chemistry.sfu.ca/assets/uploads/file/Course%20 Materials%2012-1/NUSC%20342/L22.pdf Page 4 Nous pouvons isoler le paramètre d’impact b afin d’établir le lien ce paramètre d’impact et l’angle de déviation de la particule : Z1Z 2 e 2 α tan = 2 8π ε 0 K 0b ⇒ Z1 Z 2 e 2 b= 8π ε 0 K 0 1 α tan 2 ⇒ b= Z1Z 2e 2 α cot 8π ε 0 K 0 2 Nous obtenons ainsi la section efficace différentielle suivante : dσ surface occupée par les particules déviées = dΩ angle solide de la surface de capture ⇒ 2π b db dσ = dΩ 2π sin (φ )dφ En remplaçant la notation α par φ de la coordonnée sphérique, nous pouvons calculer : 2 πb db dσ = dΩ 2π sin (φ )dφ ⇒ dσ 2 πb db = dΩ 2π sin (φ ) dφ ⇒ dσ b db = dΩ sin (φ ) dφ ⇒ b dσ d Z1 Z 2 e 2 φ = cot dΩ sin (φ ) dφ 8π ε 0 K 0 2 ⇒ dσ b Z1Z 2e 2 d φ = cot dΩ sin (φ ) 8π ε 0 K 0 dφ 2 ⇒ dσ b Z1Z 2e 2 = dΩ sin (φ ) 8π ε 0 K 0 ⇒ dσ b Z1 Z 2 e 2 1 φ =− csc 2 dΩ sin (φ ) 8π ε 0 K 0 2 2 ⇒ Z1 Z 2 e 2 dσ b φ =− csc 2 dΩ sin (2φ / 2 ) 16π ε 0 K 0 2 ⇒ Z1 Z 2 e 2 dσ b φ =− csc 2 dΩ 2 sin (φ / 2 ) cos(φ / 2 ) 16π ε 0 K 0 2 ⇒ Z1Z 2e 2 dσ b 1 =− 2 dΩ 2 sin (φ / 2 ) cos(φ / 2 ) 16π ε 0 K 0 sin (φ / 2 ) ⇒ Z1Z 2 e 2 dσ 1 1 = −b 3 dΩ 32π ε 0 K 0 sin (φ / 2 ) cos(φ / 2 ) 2 φ d φ − csc 2 dφ 2 Note de cours rédigée par : Simon Vézina ( d cot ( x ) = − csc 2 ( x ) ) dx ( sin (2θ ) = 2 sin (θ ) ⋅ cos(θ ) ) Page 5 ⇒ 2 Z Z e2 dσ 1 1 α Z Z e = − 1 2 cot 1 2 3 dΩ 2 32π ε 0 K 0 sin (φ / 2 ) cos(φ / 2 ) 8π ε 0 K 0 ⇒ Z Z e 2 cos(φ / 2 ) 1 Z 1 Z 2 e 2 dσ = − 1 2 dΩ 8π ε 0 K 0 sin (φ / 2 ) 4 8π ε 0 K 0 ⇒ Z Z e2 dσ = − 1 2 dΩ 8π ε 0 K 0 ⇒ dσ 1 Z1 Z 2 e 2 1 = − 4 dΩ 4 8π ε 0 K 0 sin (φ / 2 ) ⇒ 1 Z1 Z 2 e 2 dσ = − dΩ 2 8π ε 0 K 0 ⇒ Z Z e2 1 dσ = − 1 2 dΩ 4π ε 0 4 K 0 1 Z1 Z 2 e 2 4 8π ε 0 K 0 1 1 3 sin (φ / 2 ) cos(φ / 2 ) 1 4 sin (φ / 2 ) 2 2 1 4 sin (φ / 2 ) 2 1 ■ 4 sin (φ / 2 ) Diffusion sur un potentiel électrique à petite énergie cinétique Diffusion sur un potentiel électrique à haute énergie cinétique Le modèle théorique de Rutherford n’est plus valide en raison de l’interaction forte Le modèle théorique de Rutherford est confirmé entre le noyau atomique et la particule alpha. Une structure interne au noyau par l’expérience de Geiger et Marsden. atomique est nécessaire afin d’expliquer cette nouvelle diffusion. Référence : http://www.chemistry.sfu.ca/assets/uploads/file/Course%20Materials%2012-1/NUSC%20342/L22.pdf Note de cours rédigée par : Simon Vézina Page 6