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l'extérieur peut se briser en deux noyaux plus légers, et que le phénomène a d'autant plus de chances de se produire que le noyau considéré est moins stable, c'est-à-dire plus lourd. En effet, les forces d'échange neutron-proton intranucléaires qui assurent la cohésion du noyau (un peu comme les forces de cohésion entre atomes dans une goutte liquide produisent la tension superficielle qui en assure la stabilité) sont contre-balancées par les forces électrostatiques répulsives des protons entre eux ; de sorte que le noyau n'est stable que si les premières l'emportent sur les secondes. Or cette prépondérance diminue de plus en plus lorsque la charge et la masse du noyau augmentent, conduisant finalement (vers Z = 100 d'après MEITNER et FRISCH) à des noyaux impossibles parce que complètement instables par nature. Il paraît donc logique que les noyaux les plus lourds voisins de la limite de stabilité, puissent se diviser en deux sous l'influence d'une excitation modérée. Cette question de la stabilité des noyaux fut alors étudiée de façon plus approfondie par de nombreux théoriciens [U. FANO, E. FEYENBERG, J. FRENKEL, J. SOLYOMON (1), ...] et en particulier par N. BOHR (2) dont les recherches montrèrent que les probabilités relatives des divers processus (émission d'un photon γ, scission, réémission d'un neutron) par lesquels le noyau complexe excité né de la capture du neutron pouvait se débarrasser de son excès d'énergie, dépendait de l'énergie d'excitation absorbée : la probabilité de l'émission de rayonnement variant peu lorsque cette énergie croît, alors que celles de la scission et de la réémission d'un neutron augmentent très rapidement avec celle-ci. On comprenait ainsi que la capture des neutrons lents par le Thorium ne conduise qu'au 233Th actif de période 26 min., et que la scission du Thorium ne devienne notable que sous l'action des neutrons rapides. Par contre, si la scission de l'Uranium par les neutrons rapides s'expliquait aussi de cette façon, sa production par les neutrons thermiques très ralentis (E < 0,025 eV) restait encore bien mystérieuse. En effet, le calcul indiquait déjà une probabilité de scission négligeable pour les neutrons de résonance (neutrons lents
divers processus (émission d'un photon γ, scission, réémission d'un neutron) par lesquels le noyau complexe excité né de la capture du neutron pouvait se débarrasser de son excès d'énergie, dépendait de l'énergie d'excitation absorbée : la probabilité de l'émission de rayonnement variant peu lorsque cette énergie croît, alors que celles de la scission et de la réémission d'un neutron augmentent très rapidement avec celle-ci. On comprenait ainsi que la capture des neutrons lents par le Thorium ne conduise qu'au 233Th actif de période 26 min., et que la scission du Thorium ne devienne notable que sous l'action des neutrons rapides. Par contre, si la scission de l'Uranium par les neutrons rapides s'expliquait aussi de cette façon, sa production par les neutrons thermiques très ralentis (E < 0,025 eV) restait encore bien mystérieuse. En effet, le calcul indiquait déjà une probabilité de scission négligeable pour les neutrons de résonance (neutrons lents de 25 eV env.) de l'Uranium, donc a fortiori, l'impossibilité d'une scission par neutrons thermiques; car on savait par l'exemple des autres éléments que si la formation d'un isotope actif est possible par capture de neutrons thermiques, elle l'est aussi par capture de neutrons de résonance un peu plus rapides. L'Uranium 235. — C'est à ce moment que N. BOHR, pour résoudre ces difficultés, émit l'hypothèse (1939) que les scissions provoquées par les neutrons thermiques se produisaient en réalité dans les noyaux de l'isotope de masse 235 de l'Uranium et non pas, comme on l'avait supposé jusque-là, dans ceux de l'isotope le plus abondant de masse 238, responsable seulement des scissions par neutrons rapides. On savait en effet depuis plusieurs années par le spectrographe de masse (DEMBOIS, 1935) que l'Uranium naturel est un mélange de deux isotopes au moins, le plus commun 238U entrant pour une part supérieure à 99 %, et le moins abondant 235U ne ny existant qu'en proportion inférieure à 1 %. A ces isotopes, un troisième ne figurant qu'à l'état de traces (moins de 0,01 %) était bientôt ajouté (1939) par un jeune physicien de 28 ans travaillant à l'Université de Minnesota A. O. NIER, qui
L'Uranium 235. — C'est à ce moment que N. BOHR, pour résoudre ces difficultés, émit l'hypothèse (1939) que les scissions provoquées par les neutrons thermiques se produisaient en réalité dans les noyaux de l'isotope de masse 235 de l'Uranium et non pas, comme on l'avait supposé jusque-là, dans ceux de l'isotope le plus abondant de masse 238, responsable seulement des scissions par neutrons rapides. On savait en effet depuis plusieurs années par le spectrographe de masse (DEMBOIS, 1935) que l'Uranium naturel est un mélange de deux isotopes au moins, le plus commun 238U entrant pour une part supérieure à 99 %, et le moins abondant 235U ne ny existant qu'en proportion inférieure à 1 %. A ces isotopes, un troisième ne figurant qu'à l'état de traces (moins de 0,01 %) était bientôt ajouté (1939) par un jeune physicien de 28 ans travaillant à l'Université de Minnesota A. O. NIER, qui entreprit alors de séparer au spectrographe de masse 235U de l'238U en quantité suffisante pour permettre une vérification de l'hypothèse de BOHR. CORRECTION ### Il reste à savoir si le rayonnement émis par la source primaire de neutrons (Be + Ra) n'est pas susceptible lui aussi de provoquer la photodésintégration du Deutérium et d'interrompre ainsi prématurément la chaîne des réactions. Cette éventualité paraît peu probable, car la composante la plus dure du rayonnement γ du RaC provenant du Ra, s'élevant précisément à 2,2 MeV (Mme CURIE, Radioactivité, p. 317, d'après J. THIBAUD), ne parvient qu'au seuil de l'énergie nécessaire pour produire le phénomène. Le point de vue des théoriciens. — L'énorme masse de recherches expérimentales qui venait ainsi de résoudre toutes les difficultés occasionnées par les pseudo-éléments transuraniens n'allait pas sans en soulever à son tour de nouvelles et posait d'autres problèmes. Les questions les plus importantes qui se présentaient dès l'abord étaient de savoir comment l'activation relativement modérée résultant de la capture d'un neutron pouvait occasionner une rupture d'un caractère aussi cataclysmique et pourquoi cette rupture n'occasionnait de scissions que dans les noyaux les plus lourds U, Pa et Th et non dans les noyaux plus légers. À ces
du Deutérium et d'interrompre ainsi prématurément la chaîne des réactions. Cette éventualité paraît peu probable, car la composante la plus dure du rayonnement γ du RaC provenant du Ra, s'élevant précisément à 2,2 MeV (Mme CURIE, Radioactivité, p. 317, d'après J. THIBAUD), ne parvient qu'au seuil de l'énergie nécessaire pour produire le phénomène. Le point de vue des théoriciens. — L'énorme masse de recherches expérimentales qui venait ainsi de résoudre toutes les difficultés occasionnées par les pseudo-éléments transuraniens n'allait pas sans en soulever à son tour de nouvelles et posait d'autres problèmes. Les questions les plus importantes qui se présentaient dès l'abord étaient de savoir comment l'activation relativement modérée résultant de la capture d'un neutron pouvait occasionner une rupture d'un caractère aussi cataclysmique et pourquoi cette rupture n'occasionnait de scissions que dans les noyaux les plus lourds U, Pa et Th et non dans les noyaux plus légers. À ces questions, L. MEITNER et O. R. FRISCH, s'inspirant de l'analogie de la goutte liquide qui guide actuellement les recherches dans la théorie du noyau, furent les premiers à suggérer, dès le début de 1939, une réponse. Ils firent remarquer que, de même qu'une goutte de liquide mise en vibration peut se briser en deux gouttelettes plus petites, de même un noyau lourd recevant un apport d'énergie de l'extérieur peut se briser en deux noyaux plus légers, et que le phénomène a d'autant plus de chances de se produire que le noyau considéré est moins stable, c'est-à-dire plus lourd. En effet, les forces d'échange neutron-proton intranucléaires qui assurent la cohésion du noyau (un peu comme les forces de cohésion entre atomes dans une goutte liquide produisent la tension superficielle qui en assure la stabilité) sont contre-balancées par les forces électrostatiques répulsives des protons entre eux ; de sorte que le noyau n'est stable que si les premières l'emportent sur les secondes. Or cette prépondérance diminue de plus en plus lorsque la charge et la masse du noyau augmentent, conduisant finalement (vers Z = 100 d'après MEITNER et FRISCH) à des noyaux impossibles parce que complètement instables par nature. Il paraît donc
se briser en deux gouttelettes plus petites, de même un noyau lourd recevant un apport d'énergie de l'extérieur peut se briser en deux noyaux plus légers, et que le phénomène a d'autant plus de chances de se produire que le noyau considéré est moins stable, c'est-à-dire plus lourd. En effet, les forces d'échange neutron-proton intranucléaires qui assurent la cohésion du noyau (un peu comme les forces de cohésion entre atomes dans une goutte liquide produisent la tension superficielle qui en assure la stabilité) sont contre-balancées par les forces électrostatiques répulsives des protons entre eux ; de sorte que le noyau n'est stable que si les premières l'emportent sur les secondes. Or cette prépondérance diminue de plus en plus lorsque la charge et la masse du noyau augmentent, conduisant finalement (vers Z = 100 d'après MEITNER et FRISCH) à des noyaux impossibles parce que complètement instables par nature. Il paraît donc logique que les noyaux les plus lourds voisins de la limite de stabilité, puissent se diviser en deux sous l'influence d'une excitation modérée. Cette question de la stabilité des noyaux fut alors étudiée de façon plus approfondie par de nombreux théoriciens [U. FANO, E. FEYENBERG, J. FRENKEL, J. SOLYOMON (1), ...] et en particulier par N. BOHR (2) dont les recherches montrèrent que les probabilités relatives des divers processus (émission d'un photon γ, scission, réémission d'un neutron) par lesquels le noyau complexe excité né de la capture du neutron pouvait se débarrasser de son excès d'énergie, dépendait de l'énergie d'excitation absorbée : la probabilité de l'émission de rayonnement variant peu lorsque cette énergie croît, alors que celles de la scission et de la réémission d'un neutron augmentent très rapidement avec celle-ci. On comprenait ainsi que la capture des neutrons lents par le Thorium ne conduise qu'au 233Th actif de période 26 min., et que la scission du Thorium ne devienne notable que sous l'action des neutrons rapides. Par contre, si la scission de l'Uranium par les neutrons rapides s'expliquait aussi de cette façon, sa production par les neutrons thermiques très ralentis (E < 0,025 eV) restait encore bien mystérieuse. En
...] et en particulier par N. BOHR (2) dont les recherches montrèrent que les probabilités relatives des divers processus (émission d'un photon γ, scission, réémission d'un neutron) par lesquels le noyau complexe excité né de la capture du neutron pouvait se débarrasser de son excès d'énergie, dépendait de l'énergie d'excitation absorbée : la probabilité de l'émission de rayonnement variant peu lorsque cette énergie croît, alors que celles de la scission et de la réémission d'un neutron augmentent très rapidement avec celle-ci. On comprenait ainsi que la capture des neutrons lents par le Thorium ne conduise qu'au 233Th actif de période 26 min., et que la scission du Thorium ne devienne notable que sous l'action des neutrons rapides. Par contre, si la scission de l'Uranium par les neutrons rapides s'expliquait aussi de cette façon, sa production par les neutrons thermiques très ralentis (E < 0,025 eV) restait encore bien mystérieuse. En effet, le calcul indiquait déjà une probabilité de scission négligeable pour les neutrons de résonance (neutrons lents de 25 eV env.) de l'Uranium, donc a fortiori, l'impossibilité d'une scission par neutrons thermiques; car on savait par l'exemple des autres éléments que si la formation d'un isotope actif est possible par capture de neutrons thermiques, elle l'est aussi par capture de neutrons de résonance un peu plus rapides. L'Uranium 235. — C'est à ce moment que N. BOHR, pour résoudre ces difficultés, émit l'hypothèse (1939) que les scissions provoquées par les neutrons thermiques se produisaient en réalité dans les noyaux de l'isotope de masse 235 de l'Uranium et non pas, comme on l'avait supposé jusque-là, dans ceux de l'isotope le plus abondant de masse 238, responsable seulement des scissions par neutrons rapides. On savait en effet depuis plusieurs années par le spectrographe de masse (DEMBOIS, 1935) que l'Uranium naturel est un mélange de deux isotopes au moins, le plus commun 238U entrant pour une part supérieure à 99 %, et le moins abondant 235U ne figurant qu'en proportion inférieure à 1 %. À ces isotopes, un troisième ne figurant qu'à l'état de traces (moins de 0,01 %) était bientôt ajouté (1939)
capture de neutrons thermiques, elle l'est aussi par capture de neutrons de résonance un peu plus rapides. L'Uranium 235. — C'est à ce moment que N. BOHR, pour résoudre ces difficultés, émit l'hypothèse (1939) que les scissions provoquées par les neutrons thermiques se produisaient en réalité dans les noyaux de l'isotope de masse 235 de l'Uranium et non pas, comme on l'avait supposé jusque-là, dans ceux de l'isotope le plus abondant de masse 238, responsable seulement des scissions par neutrons rapides. On savait en effet depuis plusieurs années par le spectrographe de masse (DEMBOIS, 1935) que l'Uranium naturel est un mélange de deux isotopes au moins, le plus commun 238U entrant pour une part supérieure à 99 %, et le moins abondant 235U ne figurant qu'en proportion inférieure à 1 %. À ces isotopes, un troisième ne figurant qu'à l'état de traces (moins de 0,01 %) était bientôt ajouté (1939) par un jeune physicien de 28 ans travaillant à l'Université de Minnesota A. O. NIER, qui entreprit alors de séparer au spectrographe de masse 235U de l'238U en quantité suffisante pour permettre une vérification de l'hypothèse de BOHR. Il parvint effectivement au début de 1940 à collecter séparément sur des feuilles de Platine chacun des trois isotopes, en quantités d'ailleurs infimes (cv&gt; 10-4 mgr. pour 235U par exemple), qui furent soumises successivement par J. R. DUNNING, E. T. BOOTH et A. V. GROSSE à l'action de neutrons rapides ou lents (écran de paraffine) fournis par le cyclotron de la Columbia University de l'Institution Carnegie à New-York. Les résultats de l'expérience furent parfaitement conformes aux prévisions de BOHR : ils trouvèrent que sous l'action des neutrons lents 75 % au moins des scissions provenaient de l'235U, cependant que les scissions de l'238U sous l'effet des neutrons rapides apparaissaient en quantités suffisantes pour rendre compte de l'effet global observé sur le mélange isotopique naturel. L'234U était trop peu abondant pour pouvoir conclure à son sujet. La séparation aussitôt répétée par K. H. KINGDON et H. C. POCKACK dans les laboratoires de la General Electric Company conduisait aux mêmes résultats (février 1940). 17.
feuilles de Platine chacun des trois isotopes, en quantités d'ailleurs infimes (cv&gt; 10-4 mgr. pour 235U par exemple), qui furent soumises successivement par J. R. DUNNING, E. T. BOOTH et A. V. GROSSE à l'action de neutrons rapides ou lents (écran de paraffine) fournis par le cyclotron de la Columbia University de l'Institution Carnegie à New-York. Les résultats de l'expérience furent parfaitement conformes aux prévisions de BOHR : ils trouvèrent que sous l'action des neutrons lents 75 % au moins des scissions provenaient de l'235U, cependant que les scissions de l'238U sous l'effet des neutrons rapides apparaissaient en quantités suffisantes pour rendre compte de l'effet global observé sur le mélange isotopique naturel. L'234U était trop peu abondant pour pouvoir conclure à son sujet. La séparation aussitôt répétée par K. H. KINGDON et H. C. POCKACK dans les laboratoires de la General Electric Company conduisait aux mêmes résultats (février 1940). 17. Autres considérations théoriques. — Dès lors, les calculs poursuivis un peu antérieurement (1939) par N. BOHR, en collaboration cette fois avec J. A. WHEELER, prenaient un intérêt considérable. D'après ceux-ci de petites déformations éprouvées par les noyaux à la suite de l'impact de neutrons pouvaient conduire à une scission, si l'énergie des neutrons incidents dépassait un certain seuil, donné approximativement, en MeV, par la troisième ligne du tableau suivant qui résume la discussion pour les éléments intéressants : Noyaux complexes excités 239U 92 232-U 9. 231Pa 2 230Th Énergie d'excitation des noyaux complexes résultant de la capture des neutrons thermiques 5,9 5,2 5,1 5,5 6,9 Énergie critique de distorsion provoquant la scission 5,2 6,4 5,4 5,4 5,2 donc : Énergie minimum des neutrons primaires pour déclencher la scission + 0,7 — 1,2 — 0,4 + 0,1 + 1,7 Noyaux stables bombardés 21 92 U 235U 92 234Th 2 230Pa 239Th les valeurs négatives pour 234U et 235U indiquaient que ceux-ci devaient subir la scission par simple capture de neutrons thermiques, alors que l'238U et surtout le 232Th exigeaient pour la produire des neutrons rapides beaucoup plus énergiques, ce qui est bien conforme aux résultats expérimentaux mentionnés plus haut. La discussion
l'énergie des neutrons incidents dépassait un certain seuil, donné approximativement, en MeV, par la troisième ligne du tableau suivant qui résume la discussion pour les éléments intéressants : Noyaux complexes excités 239U 92 232-U 9. 231Pa 2 230Th Énergie d'excitation des noyaux complexes résultant de la capture des neutrons thermiques 5,9 5,2 5,1 5,5 6,9 Énergie critique de distorsion provoquant la scission 5,2 6,4 5,4 5,4 5,2 donc : Énergie minimum des neutrons primaires pour déclencher la scission + 0,7 — 1,2 — 0,4 + 0,1 + 1,7 Noyaux stables bombardés 21 92 U 235U 92 234Th 2 230Pa 239Th les valeurs négatives pour 234U et 235U indiquaient que ceux-ci devaient subir la scission par simple capture de neutrons thermiques, alors que l'238U et surtout le 232Th exigeaient pour la produire des neutrons rapides beaucoup plus énergiques, ce qui est bien conforme aux résultats expérimentaux mentionnés plus haut. La discussion indiquait en outre que lorsque l'énergie des neutrons excitateurs croissait à partir du seuil, les processus prépondérants pour l'évacuation de l'excès d'énergie (cf. § 15) étaient successivement : l'émission de rayonnement, puis la scission et enfin aux très grandes énergies la réémission de neutrons. Quant aux neutrons différés (cf. § 13), BOHR et WHEELER les attribuaient à des processus d'évaporation des noyaux fortement excités produits par les transformations ultérieures. Enfin les très petites sections efficaces calculées pour les scissions par deutérons, protons et photons y expliquaient l'échec des quelques expérimentateurs qui les avaient déjà recherchées. De leur côté, G. BECK et P. HAVAS calculaient (1939) que l'énergie utilisable surpasse beaucoup plus la barrière du potentiel du noyau (qui tend à empêcher la scission) dans le cas d'une division asymétrique du noyau que dans le cas d'une division symétrique ils indiquaient même que la séparation la plus probable devait donner les deux noyaux de charges 37 et 55. S. FLUIGGE et G. von DROSTE développant différemment la même idée obtenaient 35 et 57. Conclusions en bon accord avec les résultats des expérimentateurs qui avaient déjà trouvé 56Ba et 36Kr dans les fragments de la scission ; n'ais il ne faut pas
13), BOHR et WHEELER les attribuaient à des processus d'évaporation des noyaux fortement excités produits par les transformations ultérieures. Enfin les très petites sections efficaces calculées pour les scissions par deutérons, protons et photons y expliquaient l'échec des quelques expérimentateurs qui les avaient déjà recherchées. De leur côté, G. BECK et P. HAVAS calculaient (1939) que l'énergie utilisable surpasse beaucoup plus la barrière du potentiel du noyau (qui tend à empêcher la scission) dans le cas d'une division asymétrique du noyau que dans le cas d'une division symétrique ils indiquaient même que la séparation la plus probable devait donner les deux noyaux de charges 37 et 55. S. FLUIGGE et G. von DROSTE développant différemment la même idée obtenaient 35 et 57. Conclusions en bon accord avec les résultats des expérimentateurs qui avaient déjà trouvé 56Ba et 36Kr dans les fragments de la scission ; n'ais il ne faut pas oublier que le spectre des masses des fragments expulsés contient bien d'autres éléments au voisinage de chacun de ceux-ci (cf. §§ 12 et 19). 18. L'application pratique en vue. — Cette fois le problème des réactions en chaîne dans l'Uranium apparaissait bien clarifié, au moins dans ses grandes lignes : si la réaction tourne court dans l'isotope naturel (cf. § 14), c'est que les neutrons secondaires sont presque tous captés, sans qu'il s'ensuive de scissions (§ 17), par l'isotope 238U de beaucoup le plus abondant (99,28 % d'après NIER) et que les neutrons restants atteignant l'isotope utile 235U beaucoup plus rare (0,71 % d'après NIER) ne sont plus en nombre suffisant pour que le processus puisse s'étendre de proche en proche. On a d'ailleurs vu que même parmi ces derniers neutrons, un grand nombre s'échappe sans effet utile (cf. § 14). Au contraire, dans une masse d'235U pur la chaîne une fois amorcée devait se propager rapidement en produisant les effets explosifs attendus. NIER estimait en effet alors (1940) que 450 grammes de cet isotope, supposé isolé, pourrait fournir autant d'énergie que la combustion de 1000 tonnes de charbon et que sa puissance explosive atteindrait celle de 10000 tonnes des
si la réaction tourne court dans l'isotope naturel (cf. § 14), c'est que les neutrons secondaires sont presque tous captés, sans qu'il s'ensuive de scissions (§ 17), par l'isotope 238U de beaucoup le plus abondant (99,28 % d'après NIER) et que les neutrons restants atteignant l'isotope utile 235U beaucoup plus rare (0,71 % d'après NIER) ne sont plus en nombre suffisant pour que le processus puisse s'étendre de proche en proche. On a d'ailleurs vu que même parmi ces derniers neutrons, un grand nombre s'échappe sans effet utile (cf. § 14). Au contraire, dans une masse d'235U pur la chaîne une fois amorcée devait se propager rapidement en produisant les effets explosifs attendus. NIER estimait en effet alors (1940) que 450 grammes de cet isotope, supposé isolé, pourrait fournir autant d'énergie que la combustion de 1000 tonnes de charbon et que sa puissance explosive atteindrait celle de 10000 tonnes des explosifs les plus puissants. Or, avec les abondances relatives citées, ces 450 grammes d'isotope 235 peuvent être extraits, en principe, de 63 kilogrammes d'Uranium naturel, donc de 75 kilogrammes d'oxyde U308, c'est-à-dire en définitive en traitant une centaine de kilogrammes de Pechblende (1). Cette teneur de la Pechblende en 235U, voisine de 0,5 %, paraîtra moins faible si l'on remarque que le rapport de la quantité d'Uranium à la quantité de Radium dans les minéraux naturels étant égal à 3 • 10^6 (Mme CURIE, Radioactivité), ce rapport à l'égard de 235U seul est encore de 2 • 10^1, c'est-à-dire qu'il y a 20.000 fois plus d'235U que de Ra dans la Pechblende. Or, la production mondiale de Radium était avant la guerre de l'ordre de 15 grammes par an, ce qui correspondrait toutes proportions gardées à 300 kilogrammes d'235U, équivalant (d'après l'estimation précitée de NIER) à 6 millions de tonnes de nos explosifs actuels : de quoi raser des pays entiers (2). On peut enfin noter que la teneur moyenne des roches de l'écorce terrestre en Uranium étant de l'ordre de 10^6, celle-ci recèle un potentiel de matière première pratiquement inépuisable. Le Tableau annexe n° 3 donne, d'après le Traité