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l’un de l’autre et entourés d’une distribution d’unités positives. L’un des nucléons de cette paire pourra être chassé du noyau par la répulsion de l’autre, malgré l’attraction des unités positives placées à l’extérieur de la paire. Par exemple, en se plaçant dans le cas simple où les nucléons de la paire distants de 2 a se trouveraient au centre d’une couche sphérique de diamètre 2 b constituée par une charge positive Q avec distribution uniforme, on trouve pour le travail fourni $\mathrm {W} \;=\;{\frac {e^{2}}{a}}-{\frac {\mathrm {Q} \,e}{b}}$. Si la charge totale de ce noyau est N e, on a :

$\mathrm {Q} \;=\;(\mathrm {N} +2)\,e\qquad$et $\qquad \mathrm {W} \;{\Big \rangle }\;0\quad$pour$\quad {\frac {a}{b}}\;{\Big \langle }\;{\frac {1}{\mathrm {N} +2}}$.

Pour les gros atomes ceci exige ${\frac {a}{b}}\;{\Big \langle }\;{\frac {1}{100}}$ environ. En prenant $a\;=\;2\,\times \,10^{-13}$ cm. (rayon d’un électron), ${\frac {b}{a}}\;=\;200,\ b\;=\;4\,\times 10^{-11}$ cm. (ordre de grandeur du rayon des gros noyaux évalués par les expériences de dispersion des rayons $\alpha$), on trouve $\mathrm {W} \;=\;{\frac {e^{2}}{2\,a}}$ ce qui correspond à une énergie cinétique qu’on peut communiquer à l’électron au moyen d’une différence de potentiel de $3,6\,\times \,10^{5}$ volts. On obtient des résultats analogues en remplaçant la couche sphérique uniforme par une distribution symétrique de particules à charges positives, de petites dimensions, à condition d’attribuer à la vitesse initiale prise par l’électron sous l’influence de la répulsion de son voisin une direction convenable, afin qu’il puisse passer dans un intervalle entre les particules positives.

Sans insister sur le côté numérique de cette considération qui ne saurait encore être précisé, il semble que la présence dans le noyau de paires d’électrons offre quelque probabilité. La présence de telles paires a été, d’autre part, envisagée par Harkins pour des raisons de statistique qui montrent que le nombre de nucléons est le plus souvent pair [85].

L. Meitner envisage la formule suivante pour les noyaux de l’uranium et du thorium [86]

$\mathrm {U} \,\,\quad =\;46\,\alpha +13\,(\alpha ^{\prime }+2\beta )+2\pi +2\beta$

$\mathrm {Th} \quad =\;45\,\alpha +13\,(\alpha ^{\prime }+2\beta )$.

où $\alpha$ désigne un hélion, $\beta$ un nucléon, $\alpha ^{\prime }$ un hélion accompagné de ses deux électrons, $\pi$ un proton. On suppose que l’émission d’un noyau $\alpha ^{\prime }$ entraîne l’émission consécutive des deux électrons, tandis que l’émission