Chp2 Historique 1 Premières particules H1-1

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1 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-1 Chp. HISTORIQUE 1. Ls prmièrs particuls :, p, γ, n ( ) 1885 : découvrt ds rayons X par Rotgn (lauréat du prmir Prix Nobl d Physiqu 1901) 1896 : découvrt d la radioactivité par Bcqurl (PN 1903) : rayonnmnts (particuls) α, β, γ H1.1. L'élctron : Thomson 1897 découvrt d l élctron par J.J. Thomson J.J. Thomson étudi ls rayons cathodiqus émis par 1 filamnt chauffé t constat qu cs rayons sont : déviés par un aimant (B) sont chargés élctriqumnt sns d la courbur charg élctriqu négativ Ls rayons sont soumis à un champ élctriqu E t à un champ magnétiqu B prpndiculairs à lur déplacmnt (avc E t B prpndiculairs l'un à l'autr) : r r r r la forc d Lorntz agissant sur ls particuls chargés vaut: F = qe + L qdv Bi L champ élctriqu dévi ls particuls vrs l haut tandis qu l champ magnétiqu ls dévi vrs l bas. La méthod d Thomson consist à prndr not d la position d la tach du faiscau non dévié (sur un écran luminscnt) quand E t B sont nuls, appliqur un champ élctriqu constant t à msurr la déviation résultant : = Ed m v avc d la distanc ntr ls armaturs d déviation, v t m la vitss t la mass d l'élctron, appliqur un champ magnétiqu t à réglr sa valur jusqu'à c qu la tach du faiscau soit à sa prmièr r position forc élctriqu = magnétiqu ( F = 0 L ): E = vb détrmination d v = E/B détrmination du rapport /m Comm on sait qu ls atoms sont élctriqumnt nutrs, on s dmand où put s trouvr la charg positiv. D mêm on d dmand où s trouv la grand parti d la mass atomiqu car Thomson msur la mass d l'élctron par rapport à cll d'un atom d'hydrogèn : m 1800 fois plus ptit qu m H. "Could anything at first sight sm mor impractical than a body which is so small that its mass is an insignificant fraction of th mass of an atom of hydrogn?" (J.J. Thomson) E 1916 : msur charg (Millikan)

2 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1 - H1.. L proton : Ruthrford 1911 xpérinc d diffusion pionnièr ds xpérinc d physiqu ds particuls! L'xpérinc d Ernst Ruthrford 1, schématisé ci-dssous, s réalis dans un vid assz poussé; ls particuls α provinnnt d qulqus milligramms d radium. Au moyn d'un diaphragm placé n fac d la sourc, on définit un faiscau d particuls α prpndiculairmnt à un cibl qui st ici un minc fuill n or. Ls particuls α diffusés dans ls différnts dirctions autour d la cibl sont détctés via la scintillation (cf. cours) qu'lls génèrnt sur un écran n sulfit d zinc ntourant la cibl. La faibl scintillation st obsrvé au moyn d'un microscop tournant autour d l'écran. Atom Au Modèl Thomson Charg élctriqu vu par α 0 indépndant du paramètr d'impact b pas α d déviation attndu b Modèl Ruthrford Diffusion d la particul α du à l'intraction coulombinn α avc paramètr d'impact b voit un charg concntré n un noyau d rayon b Résultat attndu à l'époqu : déviations d 1 ; résultat obtnu: la plupart ds particuls travrsnt la cibl sans êtr déviés, mais crtains sont diffusés à grand angl t qulqus uns à 180! Cci n put s'xpliqur qu si la charg positiv d l'atom st concntré dans un cœur (noyau). Ptit calcul classiqu pour l démontrr : Supposons qu la charg positiv (79 pour un atom d'or) soit réparti à la surfac d l'atom (sphèr d 1 79 rayon r 0 1 Å) : ll produit un champ élctriqu dont la grandur vaut : E = 4πε0 r0 forc d répulsion élctriqu sur particul α : F= E = 3, N. Supposons qu la particul α n soit soumis à ctt forc qu pndant un tmps égal à sa "travrsé" d l'atom (soit r 0 ). Comm ll a un vitss 3 d 0,05 c = 1, m s 1 cla donn t 0 = r 0 /v = 1, s. comm M α = 6, kg, la forc élctriqu produira un accélération latéral (a=f/m) d 5, ms. En multipliant par l tmps d travrsé, on trouv un vitss latéral : 1, , = 6750 ms 1, soit < 0,001 d la vitss longitudinal. Cci n put xpliqur ds déviations d trajctoirs d 90 ou plus, mêm si on considèr un épaissur d 400 atoms soit au maximum 400 déviations n séri. Il faut donc considérr un forc d répulsion élctriqu baucoup plus important c-à-d un champ élctriqu généré par un sphèr d rayon baucoup plus ptit qu clui d l'atom c-à-d un sphèr d rayon r m. 1 Elèv d Thomson; lauréat du Prix Nobl d chimi n 1908 pour la chimi ds substancs radioactivs t désintégrations ds élémnts chrch alors à étudir la structur d l'atom n utilisant la radioactivité. un prsonn dvait habitur ss yux à l'obscurité total pndant un dmi-hur, puis pouvait comptr corrctmnt ls "flashs" pndant un minut (on pouvait n comptr jusqu'à 90 par minut!) 3 E cinα 5 MV & M α 4000 MV/c v α / c (1/0)c

3 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-3 Ruthrford a ainsi établi la dépndanc angulair d la diffusion n n considérant qu ds ffts bg c h Ω F H G I K J dσθ Zz coulombins (forcs d répulsion élctrostatiqus) : d 4 θ sin 1906 : Ruthrford idntifi ls particuls α comm étant ds noyaux d'hélium via la msur d lur rapport charg/mass H découvrt du proton par Ruthrford particuls α puvnt xpulsr ds noyaux d'hydrogèn d nombrux autrs noyaux; il nvoi par xmpl un faiscau d particuls α (sourc d Ra) sur un minc couch d'azot: N+ α 8 O+ 1H il n déduit qu ls noyaux d'hydrogèn sont ls composants élémntairs du noyau t lur donn l nom d protons (protos = prmir n grc). Ruthrford propos un modèl atomiqu "systèm solair" comprnant un noyau positif autour duqul gravitnt un crtain nombr d'élctrons dont la somm st égal, n valur absolu, à la charg positiv du noyau : "a vry small tightly packd, chargd nuclus sprinkld with opposit chargs in th mostly mpty surrounding void". +5 Modèl d Thomson "l pudding aux raisins" modèl atomiqu d Ruthrford NB si on appliqu ls lois d la physiqu classiqu, l'atom st instabl par émission continu d'énrgi obsrvations la mass ds noyaux légrs sont ds multipls d la mass du proton (à qqs % près) désintégration β = émission d'élctrons à partir du noyau radioactif fauss pist Noyau d'un atom d nombr atomiqu Z t nombr d mass A = systèm lié d A protons t (A-Z) élctrons. Q noyau = Z Après réflxion, Ruthrford suggèr la présnc d'un autr particul, nutr, ( l nutron), qui prmttrait la stabilité du noyau atomiqu. En 191, Nils Bohr s joint à son group d rchrch. Chadwick st égalmnt un d ss élèvs.

4 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-4 H1.3. L photon quand t par qui l photon a été découvrt st difficil à précisr 1900 Planck (PN 1918) : théori ds quanta Planck ssai d xpliqur l spctr du corps noir, c st-à-dir l rayonnmnt élctromagnétiqu émis par un objt chaud. Il pos qu l émission d rayonnmnt élctromagnétiqu st quantifié : émission d paquts d énrgi ou quanta hν avc ν la fréqunc d la radiation & h = constant d Planck. E = hν = fin 19 : mis n évidnc d l'fft photoélctriqu : lumièr nvoyé sur cathod produit un courant si sa fréqunc dépass un crtain suil Einstin : xplication d l'fft photoélctriqu (Einstin obtint l prix Nobl d physiqu pour cla n 191) l rayonnmnt élctromagnétiqu lui-mêm st quantifié, lumièr = particuls d'énrgi hν Efft photoélctriqu: quand un rayonnmnt élctromagnétiqu frapp la surfac d un métal, ds élctrons sont émis avc énrgi cinétiqu : E cin h ν W A W A = travail d arrachmnt f(matériau) hω l énrgi ds st indépndant d l intnsité du rayonnmnt. 193 Compton (PN 197) étudi la diffusion d rayonnmnt EM (λ= v/ν) par un élctron pu lié t obsrv un changmnt d longuur d ond (λ ) suivant la loi : Avc : λ = longuur d ond incidnt λ = longuur d ond diffusé λ' = λ + λ c( 1 cos θ) (*) λ' λ c = longuur d ond d Compton : λ c = h m c θ= angl d diffusion (m = mass d la particul cibl) Il faut : hν > W A = suil Ctt équation (*) s'obtint si - on trait l rayonnmnt comm un particul d mass au rpos null, d énrgi donné par la rlation d Planck E = hν = mc hν h d'impulsion p = c = c λ - on considèr un collision élastiqu γ/, c st-à-dir si on appliqu ls lois d consrvation d l énrgi cinétiqu t d l impulsion (rlativists) on appll ctt particul l PHOTON (symbol γ n référnc au rayonnmnt nucléair γ). λ θ

5 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-5 H1.4. Systèm lié élctron proton (quantification): Bohr 1914 : Nils Bohr quantifi l atom d hydrogèn systèm lié élctron proton PN 19 Bohr va appliqur la théori ds quanta à l'atom d'hydrogèn. L'élctron circul autour du proton comm un planèt autour du solil maintnu n orbit par la forc élctriqu (attractiv) d chargs élctriqus opposés, mais : 1 r postulat, ls états stationnairs : l'élctron put s trouvr dans crtains états stationnairs pour lsquls il n'y a aucun émission d rayonnmnt élctromagnétiqu, n dépit d l'accélération cntripèt qu'il subit. E = 0 E 3 M n = 3 E L n = 13,6 V E 1 K n = 1 ièm postulat, la quantification ds orbits : L momnt cinétiqu d'un élctron sur un orbit stationnair st un multipl ntir d h : Ln = rnm vn = n h n= 13,,,... avc r n l rayon d l'orbit, v n la vitss d l'élctron. l'élctron n put s trouvr qu sur ds orbits d rayon défini vn Fcoulomb = Fcntripèt = m & rn m vn = nh 4 πε r r 0 n n 4 πε 0 h rn n r n 053 n A 1, pour H (Z=1) m corrspondant à un nivau d'énrgi bin détrminé (état stationnair) 4 m E1 13, 6 E n = = V pour H 4 b πε0gh n n n 0,53Å =rayon d la 1 èr orbit d Bohr 13,6 V = énrgi du fondamntal n = nombr quantiqu principal n = 1, ntir = = L N M O QP 3 ièm postulat, ls fréquncs : un atom n'émt (n'absorb) d rayonnmnt EM (photon) qu lorsqu'un d ss élctrons pass d'un orbit stationnair d nombr m vrs un orbit stationnair d plus ptit (grand) nombr n. l'énrgi du photon corrspondant : E = hν = E m E n. Bohr calcul l spctr d l'hydrogèn.

6 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-6 Illustration du mouvmnt d précssion d r r Larmor : µ B momnts angulairs orbital & spin nombrs quantiqus l, m & s, m s Momnt angulair orbital d'un élctron quantifié: Opératur(s) associé(s) : r $ L dl $, $, $ X LY LZi & nombr quantiqu associé : l tl qu r L = lal+ 1f h avc l = nombr quantiqu azimutal (l = 01,,... n 1) Projction suivant Oz, souvnt ax du champ magnétiqu appliqué (ax d symétri) : L = Z mh avc m = nombr quantiqu magnétiqu n put prndr qu al + 1fvalurs : l m + l F r q r momnt magnétiqu associé HG µ= I m L r r : µ = KJ L m L, projction suivant Oz : µ = = z z m L h m m h avc =magnéton d Bohr En plus du momnt angulair orbital L, r r il xist un momnt angulair intrn S applé spin. C momnt angulair n'a pas d'équivalnt classiqu! Tout s pass comm si l'élctron tournait sur lui-mêm! Spin ou (momnt cinétiqu propr), d'un élctron quantifié : r S = s s+1 h b g avc s = nombr quantiqu d spin (s = +1/) Projction suivant Oz : SZ = msh m s n put prndr qu valurs : +1/ ou 1/ corrspondant aux configurations possibls : (α) spin up parallèl au champ magnétiqu suivant Oz (β) spin down antiparallèl au champ magnétiqu suivant Oz m Expérinc d Strn Grlach 191 momnt magnétiqu propr d l'élctron (q= ) : r r µ S m S, = projction sur l'ax Oz: µ SZ h = =± h m S m m = ± 1 magnéton d Bohr NB doubl magnétism propr d l'élctron (µ S / S)propr = (µ L /L)mouvmnt orbital r $ NB Opératur(s) associé(s) : S S $, $, $ X SY SZ avc d i $ Si = h σ i (matrics d Pauli). Momnt angulair total J somm du momnt r r cinétiqu r orbital t du spin opératurs J = L+ S J J z 1 1 nombrs quantiqus l j l + (j+1) valurs d m j j m j + j

7 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-7 Ex: élctron dans un état p (l = 1) valurs possibls d j : j = 3/ t j = 1/ valurs d m j : pour j=3/ : m j = 3/, 1/, 1/, 3/ pour j=1/: m j = 1/, 1/ Un élctron dans l'état p put xistr dans états différnts d momnt cinétiqu total 3/ t 1/ : l 1 r état a un dégénérscnc quadrupl t l scond un dégénérscnc doubl Notation spctroscopiqu : S+1 L J (L=S, P, D, F, si l=0, 1,, 3 ) Théorèm général d'addition d momnts cinétiqus : cofficints d Clbsh-Gordan r r Soint momnts cinétiqus (ou momnts angulairs) J t J 1 t ls nombrs quantiqus corrspondants j 1 t j t considérons états j 1, m 1 > t j, m > : r r r r L momnt cinétiqu total J, dont l'opératur st J = J1 + J, st caractérisé par un nombr quantiqu J qui put prndr touts ls valurs, séparés par un unité, tl qu : j1 j J j1 + j on a j M j avc M= m1 +m (la 3 ièm composant st consrvé additivmnt) Plus précisémnt, l'état final st un combinaison linéair d tous ls états suivants : J, M = j, m j, m 1 1 = α j + j, M + β j + j 1, M γ j j, M JM j1m1 jm 1 1 où α, β, γ sont ls cofficints d Clbsch-Gordan C = j, m ; j, m J, M Structur fin ds spctrs atomiqus Dux états quantiqus caractérisés par ls mêms valurs d n t d l, mais par ds valurs différnts d j, corrspondnt à ds énrgis légèrmnt différnts. En fft, étant donné l mouvmnt orbital d l'élctron, la charg Z du noyau st n mouvmnt rlatif par rapport à l'élctron t il y corrspond un crtain momnt magnétiqu; d'autr part, l'élctron a son momnt magnétiqu propr. L'intraction ntr cs momnts magnétiqus st applé intraction spin-orbit; ll fait apparaîtr un énrgi d'intraction, différnt suivant ls orintations rlativs ds momnts magnétiqus c-à-d suivant la valur d j t ll xpliqu la structur fin ds spctrs atomiqus. énrgi ds nivaux d'atoms à un sul élctron n tnant compt d l'intraction spin-orbit t d corrctions d rlativité : L M F HG IO KJ P Zα n 3 En, j = En 1 + N n j + 1/ 4 Q avc E n = énrgi ds nivaux d la structur principal t α = πε c 1 = Ct d structur fin 4 0h 137 pour n t l donnés, il y a nivaux d'énrgi corrspondant aux valurs possibls d j : c'st un doublt (la différnc n énrgi ntr cs nivaux st très ptit par rapport à l'énrgi ds nivaux : l rapport ntr cs énrgis st d l'ordr d α 1/0.000 l nom d structur fin. Ci-contr schéma ds nivaux d'énrgi d l'atom d'hydrogèn (pas à l'échll!).

8 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-8 H1.5 Dualité ond-particul : d Brogli & rlations d'incrtitud : Hisnbrg 194 Louis d Brogli : hypothès d la natur ondulatoir d l'élctron PN 199 Λ dualité ond-particul (m = mass RELATIVISTE = γm 0 ) h h λ= = = h k (ond associé monochromatiqu) mv p Exmpl : λ ds particuls α d l'xpérinc d Ruthrford pouvoir d résolution d l'xpérinc: 34 h 6, J s λ = = 67, fm m 005, c 66, 10 kg 15, 10 m s α c h c h 197 pruv xpérimntal d l'hypothès d d Brogli : phénomèn d diffraction ds élctrons sur un cristal (smblabl à clui obtnu avc ds RX) / xpérinc d Davisson t Grmr. intrprétation ds "figurs d diffraction" réalisés avc ds élctrons : considérr qu la particul a un crtain "étndu" spatial lui associr un ond, un fonction d'ond Ψb r rt, gtl qu l'ond donn, par intrférnc - diffraction, un ond résultant dont l'amplitud n un point traduit la probabilité qu'a la particul d s manifstr n c point (résultat d l'intraction z localisé) : A Ψ tl qu Ψart, f dτ = 1 Rprésntation ondulatoir d tout particul (élctron photon : doubl natur) Dans un spac à 1 dimnsion, on associ à un particul libr un paqut d'onds Ψ(x,t) qui put s décomposr, à t fixé, n un suprposition d'onds monochromatiqus (transformation d Fourir) : bg Ψ x t fixé = 1 π E t h z+ bg A k ikx dk x p h avc k = π/λ Si x st la longuur approximativ du train d'onds t k la largur approximativ du spctr ds longuurs d'ond, on a : x k 1 [étud intégral d Fourir] D mêm, la f.o. st rprésnté, n un point donné, par un fonction du tmps qui constitu égalmnt un paqut 1 d'onds Ψ af t Aa f z+ i ω = ω t dω avc ω = π/t π si l spctr d fréquncs a un largur approximativ ω t si t st la duré approximativ du paqut d'onds, on a : t ω 1 rlations d'incrtitud établis par Wrnr Hisnbrg comm conséqunc du formalism d la MQ. lorsqu'on nvisag un particul n MQ, il n'st pas possibl d lui attribur simultanémnt un position précis t un quantité d mouvmnt précis: si x put êtr msuré avc un précision parfait ( x = 0) alors p x =, la quantité d mouvmnt (ou λ) st totalmnt indétrminé. Si la longuur d'ond st bin défini (ond monochromatiqu), la quantité d mouvmnt l'st égalmnt ( p x =0); par contr, la position st tout à fait incrtain ( x = ). la scond rlation d'incrtitud rli l'incrtitud t sur l'instant d'un transition ntr nivaux d'énrgi à l'incrtitud sur l'énrgi d ctt transition. Plus particulièrmnt n physiqu ds particuls, l'incrtitud sur la mass ds particul t l'incrtitud sur lur tmps d vi. La d rlation traduit aussi l fait qu la MQ prmt un non-consrvation d l'énrgi d'un quantité E pndant un tmps très court t. Exmpl: E = 1 MV t = 6,6 10 s (rappl h = 66, 10 MV s).

9 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-9 H1.6 Systèms d particuls idntiqus : Pauli Fonction d'ond d particuls idntiqus 1 & sans spin dans un potntil V(x, y, z) indépndant du tmps : Ψ( 1,,) t = u(,) 1 iet h 1 = (x 1, y 1, z 1 ) = (x, y, z ) n supposant l potntil d'intraction V 1 =0 {sinon utilisr méthod ds prturbations} on obtint l'équation aux valurs proprs : Hu=Eu pour un mêm valur propr d l'énrgi total (E), il xist plusiurs fonctions proprs (dégénérscnc) car on put échangr ls particuls 1 & sans modifir E mais on n put rtnir qu ls fonctions tlls qu : u(,) 1 = u(,) 1 (la probabilité d trouvr l systèm dans un état donné st indépndant d la façon d numérotr ls particuls) ls fonctions d'ond u sont soit symétriqus u ( 1,) = a u ( 1) u ( ) + u ( ) u ( 1) S j k j k soit antisymétriqus u ( 1,) = a u ( 1) u ( ) u ( ) u ( 1) A j k j k Fonction d'ond d élctrons (spin 1/) Chaqu élctron possèd fonctions proprs d spin tl qu : ϕ spin & ϕ spin d Ai c Bh + Combinaison s 1 = 1/ s =1/ S = 0 ou S = 1 m S = 0 m S = 1, 0, 1 qui combinés donnront 4 fonctions d spin total dont 3 fonctions symétriqus : Φ S = ϕ + () 1 ϕ + ( ) (m S = 1) 1 Φ S = ϕ+ ( 1) ϕ ( ) + ϕ+ ( ) ϕ ( 1) + (m S = 0) Φ S = ϕ () 1 ϕ ( ) (m S = 1) t un fonction antisymétriqu : Φ = 1 A ϕ + ( 1) ϕ ( ) ϕ+ ( ) ϕ ( 1) - Triplt d spin singult Fonction d'ond complèt (orbital + spin) iet 8 fonctions d'ond complèts : ua1, f Φ h dont 4 symétriqus t 4 antisymétriqus. Un systèm d particuls idntiqus st rprésnté par un fonction d'ond qui st soit symétriqu soit antisymétriqu : ctt propriété rst valabl pour un systèm formé d'un nombr qulconqu d particuls idntiqus. La propriété d symétri ou d'antisymétri rst valabl lorsqu'il y a intraction ntr ls particuls. un systèm initialmnt dans un état (anti)symétriqu n put subir d transition qu vrs un autr état (anti)symétriqu.

10 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-10 L typ d particul st lié au spin : un particul dont l spin st ntir ou nul a un fonction d'ond total symétriqu t suit la statistiqu d Bos-Einstin : BOSON (x: photon, méson π, K, gluon, W, Z, H..). n'obéit pas au princip d'xclusion d Pauli. un particul dont l spin st dmi-ntir a un fonction d'ond total antisymétriqu t suit la statistiqu d Frmi-Dirac : FERMION (x: élctron, proton, nutron, muon, nutrino ). obéit au princip d'xclusion d Pauli. Princip d'xclusion d Pauli frmions n puvnt pas s trouvr dans l mêm état quantiqu. 195 : princip d'xclusion d Wolfgang Pauli qui répond ainsi à la qustion pourquoi, dans ls atoms à Z >, on n trouv pas plus d élctrons sur l nivau fondamntal. Hydrogn (Z = 1) Hlium (Z = ) Lithium (Z = 3)... Lowst nrgy stat rvnons à la "fauss intuition" sur la constitution du noyau Noyau = systèm lié d A protons t (A-Z) élctrons. Q noyau = Z l'anomali "noyau d'azot" A = 14 t Z =7 [N] contindrait 14 protons + 7 élctrons = 1 particuls d spin dmi-ntir spin [N] dvrait êtr dmi-ntir. Or, la msur du spin du noyau d'azot donn : spin [N] = 1!

11 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-11 H1.7. L nutron : Chadwick 193 : Jams Chadwick découvr l nutron PN 1935 On obsrv qu'un "rayonnmnt très pénétrant" st produit lorsqu'un cibl d béryllium st bombardé par ds particuls α. On obsrv n fait l noyau d rcul corrspondant : Nutron incidnt diffusé Noyau d rcul chargé détctabl par ionisation C rayonnmnt smbl éjctr ds protons d l'hydrogèn sur son passag. Ls particuls formant c rayonnmnt smblnt avoir la mêm mass qu l proton t un charg élctriqu null, d'où lur nom. Paraffin : n p Détctur gazux : chambr à xpansion rmpli d'azot à p atm viux détctur gazux basé sur l'ionisation qui transform la vapur n gouttltts Sourc α + B sourc n Tracs = gouttltts photographiés Réaction (α,n) : α+ B C + n + 538, MV Incidnt nutron Cir d Paraffin (H) Protons éjctés d la paraffin Noyaux N d rcul L'énrgi cinétiqu (donc v) ds particuls chargés détctés st détrminé via la msur d lur parcours (Rang). Or l'énrgi cinétiqu d la particul éjcté lors du choc n p ou n-[n] dépnd ds masss ds particuls incidnts t cibls. A partir d la msur du rapport v max p mn + m = N t connaissant mp & mn, on a dtrminé : v m + m m n m p. max N n p

12 Chp Historiqu 1 Prmièrs particuls H1-1 découvrt simultané du nutron par ls Joliot-Curi : ds radiations nutrs travrsaint 10 cm Pb! ls noyaux continnnt nviron un mêm nombr d protons t d nutrons ls noyaux n continnnt pas d'élctrons! Un atom contint Z élctrons t un noyau avc Z protons + (A Z) nutrons. matièr = p + n + ( 99,99 % d vid) + particul d forc EM γ. Not sur ls momnts magnétiqus proprs du p t du n Rappl momnt magnétiqu propr d l'élctron : r r µ S m S, = ( r r µ = γ S) Avc = γ = rapport gyromagnétiqu (rapport ntr S r t µ r S ) lctron spin Dirac a ainsi défini l momnt magnétiqu d'un particul ponctull d spin ½ : r r µ = q S m S (*) Or on msur (1 ièr msur n 1933 pour l proton / Frisch t Strn) : µ ps= m S r, 79, l proton a un momnt magnétiqu parallèl à son spin t p 600 fois plus ptit qu clui d l'élctron & µ ns= m S r, 191, l nutron a un momnt magnétiqu antiparallèl à son spin t n 900 fois plus ptit qu clui d l'élctron n désaccord avc (*) Indication qu p t n n sont pas ds particuls ponctulls! h NB Unités d momnt magnétiqu : magnéton d Bohr µ = = 58, MV T 1 m h ou magnéton nucléair µ N = = 3, MV T 1 (1836 fois plus ptit qu magnéton d Bohr) m p lctron magntic dipol momnt µ NB spin d qulqus noyaux L noyau possèd un momnt cinétiqu total (résultant ds momnts cinétiqus orbitaux liés aux mouvmnts ds différnts nucléons t d lurs momnts cinétiqus t proprs (spins ds nucléons) spin du noyau put êtr ntir ou nul ou dmi-ntir & spin du noyau dépnd d son état d'xcitation! Noyau Z A Z Spin J 1H 1 proton 1 0 1/ 1H duton H 3 * noyau tritium 1 1/ H 4 particul α 0 3Li 6 3Li / * noyau instabl