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2. Classification des tentatives théoriques. — Les diverses tentatives théoriques faites en vue de fournir une explication de la métastabilité des niveaux ont été passées en revue par Flügge (21) dans un impor-

CONTRIBUTION A L’ÉTUDE DE L'ISOMÉRIE NUCLÉAIRE 19

tant article. Nous allons les examiner maintenant. Nous pouvons les diviser en deux grandes catégories selon qu’elles se rattachent à la physique classique ou à la physique quantique. Dans tous les cas le problème à résoudre peut se décomposer en deux stades : d’abord trouver qualitativement la raison qui détermine la métastabilité d’un niveau, ensuite la préciser sous forme quantitative et obtenir une relation qui permette de calculer la période de la transition isomérique.

Nous aurons à envisager successivement quatre tentatives du type quantique, trois inspirées par les cas d'interdiction de combinaison rencontrés dans le domaine atomique ou moléculaire et la quatrième basée sur un modèle nucléaire particulier.

Du point de vue classique deux tentatives se présentent, basées toutes deux sur le modèle de la goutte liquide, soit statique, soit dynamique.

Nous verrons que peu de ces tentatives ont pu être développées complètement et que même dans ce cas leur succès n’est que partiel.

3. Le changement de moment angulaire- — La première explication fournie de l’isomérie est celle de von Weizsäcker (7), la rattachant à la différence de moment angulaire existant entre le niveau excité et le niveau fondamental.

On sait que l’étude des spectres atomiques a révélé l'existence de règles de sélection relatives aux moments de quantité de mouvement. En désignant par /, j, m, les nombres quantiques azimutal, interne et magnétique, les transitions pour lesquelles :

Al—=—+ x TRS ml AID == 0ù Se

sont seules permises. En fait, on sait que cette interdiction n'est pas absolument rigoureuse et que l’étude des spectres révèle l'existence de raies, toujours faibles, qui ne seraient pas permises par les règles de sélection précédentes. C’est qu'en réalité il ne faut considérer ces interdictions que comme une première approximation : les combinaisons de termes spectraux satisfaisant aux règles de sélection sont seulement beaucoup plus probables que celles qui n’y satisfont pas.

Si nous essayons de transposer ces résultats au noyau, nous observerons d’abord que nous n'avons plus à faire intervenir qu'un seul nombre quantique de moment de quantité de mouvement. C'est celui qui définit le moment angulaire propre du noyau, ou plus brièvement son spin. En effet il n’est pas question ici de moment orbital du'noyau puisque, le considérant isolé dans l’espace, son centre de gravité est

: : TA ll fixe. Si nous désignons par z le spin, exprimé en unités —, nous

devons nous attendre à considérer comme permises les transitions entre niveaux pour lesquels A = 0, # 1 et comme interdites celles

pour lesquelles | A | > 1, l'interdiction étant d'autant DIE stricte que | À: | est plus grande.

Dancoff et Morrison (22) dans une étude sur le coefficient de conversion interne, dont nous aurons à reparler, ont précisé la question de la façon suivante. Comme l'ont montré Heitler (23) et Hansen (24) le champ électromagnétique rayonné par un système chargé en vibration sinusoïdale peut se représenter au point de vue classique comme la somme d’une série de champs de multipôles électriques et magnétiques. Or quand on quantifie ce champ on constate que le champ d’un 2! pôle (électrique ou magnétique) représente un photon de moment orbital /. Par suite la conservation du moment angulaire entraîne que lorsqu'un noyau subit une transition l’amenant d’un état à moment angulaire J à un état à moment angulaire J' le quantum émis doit être représenté par un 2! pôle avec / — | J — J' | . En réalité ceci n’est d’ailleurs qu’une première approximation. Le calcul montre que l’on a des contributions de tous les multipôles d'ordre / tel que :

|J— J'| Llentier LI + Y,

mais la contribution de chacun d’eux diminue rapidement lorsque l'augmente de sorte qu’on peut se contenter de ne considérer que le premier. Or le calcul montre que chaque fois que l’ordre multipolaire

augmente d’une unité, l’énergie rayonnée par un multipôle est multi-

pliée par un facteur de l’ordre de CS) R représentant un rayon moyen du système rayonnant et À la longueur d’onde. Dans le cas de l’atome ce facteur est de l’ordre de 10° pour le spectre visible. Dans le cas du noyau il est de l’ordre de 16.10-‘E?, E étant l'énergie en Mev du quantum émis, soit 1,6.10 * en prenant la valeur moyenne E — 0,1 Mev : On peut donc s'attendre, lor sque des changements de spin un peu grands se produiront, c’est-à-dire lorsque 1 photons émis posséderont un ordre multipolaire élevé, à trouver un faible rayonnement d'énergie, c’est-à-dire une faible probabilité de transition.

Von Weizsäcker a exprimé ceci par une formule. Considérant d’abord un dipôle oscillant de charge Ze et dont le domaine d’oscillation est égal au rayon nucléaire R, un calcul simple montre qu’on doit lui associer la probabilité de transition par unité de temps :

W Pie Ce)

R \ he e? 1 : :

A = 53 — Constante de structure fine ; E — énergie du quantum émis.

Par suite pour l'émission 2! polaire, c'est-à-dire un changement de spin égal à / en valeur absolue :