EXPÉRIENCES (PROJETS) - copie

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SUJETS D’EXPERIENCES
AVEC UN FAISCEAU DE MONOPÔLES
par Georges Lochak
A) INTRODUCTION :
Je pense que rien n’est plus urgent, si l’on veut faire avancer la physique des
monopôles leptoniques, que d’en créer des faisceaux en partant d’une source peu
encombrante et de se donner la possibilité d’augmenter autant qu’il le faudra
l’énergie du faisceau. Après quoi le résultat qu i serait peut-être le plus
convaincant serait de mesurer la charge du monopôle et de confirmer ou
d’infirmer (l’expérience le dira) la formule de Dirac.
Dans la première partie, je propose une première liste d’expériences réalisables.
Dans la seconde partie, je donne le schéma d’un tel accélérateur qui devrait être
assez facile à réaliser.
Je voudrais faire à ce sujet une remarque importante :
Sous réserve de difficultés qui pourront se présenter par la suite, le principe d’un
accélérateur à monopôles est plus simple que celui d’un accélérateur de particules
électriquement chargées. Cela pour les raisons suivantes :
1) Il n’y a pas de problème de vide, parce que l’air n’arrête pas les monopôles.
Toutes les expériences ont été jusqu’ici réalisées dans l’air.
2) Il n’y a pas d’ « intervalles » d’accélération. Le solénoïde circulaire que j’ai
introduit ne fait pas que conduire les trajectoires des monopôles, il les accélère
tout au long.
P.S. Le texte sur l’accélérateur a été déposé à l’Académie des Sciences et a été soumis à un
brevet américain mais il n’est pas publié et reste donc confidentiel. Il n’est offert qu’à des
proches collaborateurs.
B) LISTE D’EXPERIENCES PROPOSÉES
1 - Mesurer la charge du monopôle magnétique. Je propose, pour cela, de reprendre
avec des monopôles la célèbre expérience de Millikan car il semble bien qu’elle reste
la plus simple et la plus fiable.
On pourra irradier un aérosol de gouttelettes d’huile avec un faisceau de monopôles d’un
signe donné (voir plus loin le rôle d’un accélérateur).
Normalement, les gouttelettes (visibles au microscope) tombent lentement sous l’effet de la
pesanteur, leur chute étant freinée par la viscosité de l’air selon la loi de Stokes :
(1)
6 πηRv =4
3
πR
3
G ( ρh − ρa )⇒ v =2
9
R
2
G ( ρh − ρa )
η
v =
vitesse uniforme de chute de la gouttelette,
R =
rayon de la gouttelette,
ρh =
densité de l’huile,
ρa =
densité de l’air,
η =
viscosité de l’eau.

2
Il s’ensuit que la mesure de la vitesse de chute donne le rayon de la gouttelette.
H
injection dʼun
brouillard
dʼhuile
microscope de visée
champ
magnétique
Un champ magnétique vertical convenablement orienté s’opposera à la force de la
pesanteur et l’on pourra arrêter la chute de certaines gouttelettes. L’équation (1) en
présence de champ devient alors :
(2)
6 πηRv =4
3
πR
3
G ( ρh − ρa )− g H
g =
charge magnétique du monopôle,
H=
champ magnétique.
On pourra maintenant régler le champ magnétique
H
de façon à annuler la force de la
pesanteur, et la gouttelette s’arrêtera. Alors
v =0
et nous aurons la charge du monopôle :
(3)
g =4
3H
πR
3
G ( ρh − ρa )
Il est absolument certain qu’on trouvera la charge élémentaire de Dirac
g =137 e
, car
Mikhailov l’a montré dans une expérience contournée, sur des micelles ferromagnétiques
qui étaient tout à fait inutiles comme je le montrerai dans un autre papier. Mais le résultat
était quand - même exact.
Rappelons Dirac a été établi théoriquement la charge sur des bases solides et que l’ai
retrouvée par un raisonnement différent et tout aussi solide comme conséquence de mon
équation du monopôle. Ce résultat théorique est fondé sur les bases mêmes de la
mécanique quantique dans un cas où il n’est pas question de la mettre en doute. Il ne
saurait pas être infirmé par l’expérience. Néanmoins, il faut évidemment réaliser cette
expérience comme je l’indique ici.
2 - Effet Birkeland avec des monopôles : c’est la concentration des rayons cathodiques
(électrons) par un pôle d’aimant. On en trouvera la description dans mes articles sur les
monopôles. La théorie est due à Poincaré. Dans les mêmes articles, on montre que mon
équation du monopôle retrouve, à l’approximation de l’optique géométrique, le même
effet avec des monopôles concentrés par un centre électrique coulombien.

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3 - Envoyer un faisceau de monopôles dans une chambre à bulles. Il doit laisser une
trace laiteuse de la largeur du faisceau, et non pas des trajectoires individualisées, à moins
que l’intensité du faisceau ne soit extrêmement faible. Sous une forme un peu différente,
l’expérience a été faite par Urutskoiev qui a obtenu cet aspect laiteux.
4 - Construire un champ magnétique qui laisse passer les monopôles gauches et non
pas les droits, ou l’inverse. Nous verrons dans un autre papier comment on y parvient.
5 - Créer un générateur d’Ivoilov avec un laser (Christian Lorin). Chez Ivoilov, on
fait jaillir un arc électrique dans un récipient d’eau et on canalise les rayonnement par des
bobines d’Helmoltz. La question est de remplacer l’arc par un faisceau laser.
6 - Etudier le diamètre d’un faisceau de monopôles dans l’air et sa dépendance par
rapport à la pression.
7 - Idem : changement avec la nature du gaz.
8 - Propriétés H2 :
pv = kT
; ortho—para ; spectre optique, dans un faisceau de
monopôles gauches ou droits.
9 - Action d’un faisceau de monopôles gauches ou droits sur une émission
β
±
.
10 – Id. sur un faisceau de protons ou d’électrons.
11 – Id. sur du salpêtre.
12 – Id. sur des corps chimiques instables (Lorin).
13 – Id. sur une suspension colloïdale ferromagnétique.
14 – Id. sur un fil électriquement chargé.
15 - Sur une surface luminescente.
15 - Action d’un faisceau de monopôles gauches ou droits sur une cible vivante. Très
important : c’est un test pastorien.
16 – Id. sur l’uranium.
17 - Analyser la composition ±, gauches ou droits des monopôles émis à la Urutskoiev ou
à la Ivoilov.
18 - Rechercher les traces de monopôles sur les pôles terrestres, les aurores boréales,
les foudres en boules, etc.
19 – Rechercher les traces de monopôles près des installations industrielles (étincelles,
arcs, explosions lors des contrôles de validité des appareils).
20 - Influence possible de ces effets sur des échantillons radioactifs
β
.
21 – Rechercher les traces de monopôles près des volcans.
22 - Mouvement brownien des monopôles.
23 - Placer un même champ magnétique à la sortie d’une source d’Ivoilov,
⊥
au faisceau :
on doit trouver des déviations contraires.
24 - Envoyer un faisceau de monopôles sur une bobine nodale obtenue en faisant, avec un
conducteur électrique isolé, une série de nœuds successifs comme les nœuds d'arrêts
utilisés en marine, notamment sur une amarre.

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25 - Action d’un faisceau de monopôles gauches ou droits sur un faisceau de
neutrons : on devrait diminuer le temps de vie et augmenter l’effet Tcherenkov (pour
la bonne chiralité).
26 - Déviation d’un faisceau de monopôles passant entre deux plaques d’un
condensateur, parallèlement au plan des plaques.
+
_
27 – Refaire avec un faisceau de monopôles dirigés certaines expériences connues à la
Urutskoiev : bombarder avec le faisceau, des feuilles métalliques minces, une solution
d’un sel d’uranium, chercher des transmutations etc.
BUT : Quand un résultat est obtenu au sein d’une explosion, dire qu’il est causé par
des monopôles n’est qu’une interprétation parmi d’autres possibles.
Mais si le même résultat est obtenu à l’extérieur, à une certaine distance de la source
et, de préférence, dans une cage de Faraday, il faut vraiment qu’un rayonnement issu
de la source, mais distinct des ondes électromagnétiques qui s’y trouvent, traverse
l’espace et parvienne à la cible.
Alors, si d’autres expériences précisent la nature du rayonnement, on peut rendre
crédible l’interprétation. C’est pourquoi il est capital de créer un faisceau aussi mince
que possible.
28 - Dérive d’un monopôle dans deux champs constants orthogonaux.
Ce phénomène est connu dans le cas d’une charge électrique, que nous rappelons d’abord
(on le trouve dans le livre d’Electromagnétisme de Jackson). C’est la même figure ci-
dessous que nous conserverons.
H
E
u
On a donc deux champs constants orthogonaux
E,H
dans un référentiel K et on définit
une vitesse
u
telle que :
u= c
E×H
H
2
(1)

5
Supposons que
E < H
, de sorte que
β =
u
c
<1
définit une transformation de Lorentz
vers un nouveau référentiel
!
K
, dans lequel on aura :
!
E= γ E+ β ×H
( )
;! H= γ H− β ×E
( )
γ =1
1− β
2;
β =u
c
=E×H
H
2
(2)
On trouve :
!
E= γ E+E×H
H
2×H
$
%
&'
(
)=0
(3)
!
H= γ H−E×H
H
2×E
%
&
'(
)
*=
H
2−
E
2
H
2H
(4)
Donc, dans le référentiel
!
K
qui « dérive » à la vitesse
u
par rapport au référentiel
K
, il
n’y a plus de champ électrique et le champ magnétique reste parallèle au champ
magnétique dans
K
. Donc, d’après la loi de force de Lorentz :
d p
dt
= e E+
e
c
v×H
(5)
la force qui s’exerce sur une charge électrique s’écrit, dans le système
!
K
:
d
!
p
dt
=
e
c
!
v×! H
(6)
et comme, dans le référentiel
!
K
, on a
!
H= Const
, l’énergie
!
W =! mc
2
se conserve et
on peut écrire :
d
!
v
dt
=
ec
!
W
!
v×! H
(
!
p=!
W
c
2!
v
) (7)
Cette forme nous sera utile plus loin car elle reste valable pour une masse propre nulle.
On voit donc, d’après (7), que le mouvement de la charge électrique dans le système
!
K
est une rotation autour du champ
!
H
avec la fréquence cyclotronique :
!
ϖ =
ec
!
H
!
W
(8)
Dans le système initial
K
, on verra ce même mouvement, autour du champ
H
(parallèle à
!
H
) mais on le verra dériver avec la vitesse
u
donnée par (1).
Supposons maintenant que :
E > H
et définissons une nouvelle vitesse :
w= c
E×H
E
2
(9)
Nous aurons un nouveau référentiel
!!
K
et les champs dans
!!
K
seront :