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L’ESPERIMENTO DI RUTHERFORD E LA NASCITA
DEL CONCETTO DI NUCLEO ATOMICO
“ Anche fra i corpi, poi, alcuni sono aggregazioni,
altri sono gli elementi da cui si formano le
aggregazioni: e questi ultimi sono indivisibili e
immutabili […]: ne consegue che gli elementi primari
da cui i corpi sono costituiti sono necessariamente
nature indivisibili”.
Epicuro, Lettera a Erodoto (sulla fisica)

Indice
1 Introduzione pag 3
2 Le ricerche di Rutherford pag 5
3 Lo scattering delle α e l’esperimento di Geiger e Marsden pag 6
4 L’interpretazione di Rutherford: l’ipotesi del nucleo pag 9
5 La teoria della diffusione di Rutherford pag 11
6 Le conferme sperimentali di Geiger e Marsden pag 19
7 Le ricerche successive e la nascita della fisica nucleare pag 22
Bibliografia pag 25
1

L’esperienza di Rutherford e la nascita del concetto di
nucleo atomico
1 Introduzione
Nel 1908 Ernest Rutherford ricevette il Premio Nobel per la chimica. La nota ufficiale
della premiazione recitava:
“…per le sue ricerche sulla disintegrazione degli elementi e sulla chimica delle
sostanze radioattive”.
Negli anni di lavoro alla McGill University, egli aveva scoperto che l’elemento
radioattivo Torio emetteva un gas che era a sua volta radioattivo e che, se la
radioattività di questo gas veniva monitorata separatamente da quella del Torio, si
poteva osservare che esso decresceva geometricamente, dimezzandosi all’incirca ogni
minuto. Il gas che aveva scoperto era un isotopo instabile del Radon e questa era la
prima determinazione del tempo di dimezzamento di una sostanza radioattiva [2,3].
I chimici furono di certo entusiasti del fatto che Rutherford fosse riuscito a realizzare il
loro antico sogno di trasformare gli elementi, o almeno a dimostrare che tali
trasformazioni possono verificarsi in natura. Rutherford stesso, alla cerimonia di
premiazione, dichiarò meravigliato che egli:
2

“…aveva avuto a che fare con molte trasformazioni diverse e con diversi tempi di
trasformazione, ma che la più rapida che avesse incontrato era la sua stessa
trasformazione da fisico a chimico”.
Fig 1 Ernest Rutherford (1871-1937), il padre della fisica nucleare. Nel 1908 gli fu assegnato il Premio
Nobel per la chimica “[…] per le sue ricerche sulla disintegrazione degli elementi e sulla chimica delle
sostanze radioattive”.
Ciononostante egli, riconoscente, intitolò la sua relazione ufficiale per la cerimonia di
premiazione: “La natura chimica delle particelle α prodotte da sostanze radioattive”.
Egli aveva scoperto che queste particelle sono atomi di Elio ionizzati: aveva infatti
sottoposto un gas di particelle α raccolte in un contenitore ad una scarica elettrica,
osservando poi il caratteristico spettro di emissione dell’atomo di Elio [4,16].
3

2 Le ricerche di Rutherford
All’inizio del ‘900 Rutherford era il leader mondiale nella fisica delle particelle α. Nel
1906, mentre lavorava alla McGill University, era stato il primo a rivelare piccole
deviazioni delle α al passaggio attraverso la materia. Nel 1907 divenne professore
all’Università di Manchester dove iniziò a lavorare con Hans Geiger. Un anno prima J.J.
Thomson aveva pubblicato un’articolo in cui proponeva un modello atomico secondo
cui il numero di elettroni all’interno di un atomo è all’incirca uguale al numero atomico.
Questa teoria prevede che l’atomo sia formato da una sfera di carica positiva,
contenente un’eguale quantità di carica elettrica negativa sotto forma di corpuscoli,
distribuiti uniformemente all’interno della sfera. E’ bene ricordare che, non molto
tempo prima, si pensava che gli atomi potessero contenere migliaia di elettroni: si
credeva, infatti, che essi costituissero una frazione consistente della massa atomica.
Fig. 2 Modello atomico di Thomson.
Rutherford scoprì la deflessione delle particelle α nella materia, quasi per caso, nel
corso dei suoi studi sul rapporto tra la loro carica e la loro massa, per i quali ne
misurava la deflessione in un campo magnetico. Egli rivelava le α facendole incidere su
una lastra fotografica. Ponendo un sottile foglio di mica davanti alla pellicola, trovò che
4

l’immagine risultava sfocata ai bordi: evidentemente la mica defletteva le particelle α di
un grado o due. Egli, però, sapeva bene che le α non potevano essere deflesse di una
tale quantità dagli elettroni degli atomi, dal momento che il loro peso superava di circa
8000 volte quello degli elettroni, che esse erano molto veloci e che ciascun atomo
conteneva poche dozzine di elettroni. La massa dell’atomo doveva essere legata in
qualche modo alla carica positiva. Quindi egli pensò che dall’analisi di queste piccole
deflessioni poteva venire fuori qualche indizio sulla distribuzione delle cariche positive
e della massa all’interno degli atomi. D’altra parte, il campo elettrico generato
dall’atomo, necessario a produrre la deflessione osservata, gli appariva già
sorprendentemente grande.
3 Lo scattering delle α e l’esperimento di Geiger e Marsden
Gli esperimenti di Rutherford sullo scattering delle α furono i primi esperimenti in cui
le singole particelle venivano deflesse e rivelate in maniera sistematica. Questo modo di
operare è oggi la procedura comunemente usata nella fisica delle particelle. Per ridurre
al minimo la deflessione di particelle α causata dalle molecole dell’aria, gli esperimenti
venivano condotti in condizioni di vuoto.
Le particelle α provenivano da pochi milligrammi di Radio contenuti nella sorgente,
indicata con R nella figura tratta dall’articolo originale, che recita:
5

"…By means of a diaphragm placed at D, a pencil of alpha particles was directed
normally on to the scattering foil F. By rotating the microscope [M] the alpha particles
scattered in different directions could be observed on the screen S".
Fig 3 Schematizzazione dell’apparato sperimentale [9].
In realtà realizzare queste osservazioni era molto più difficile di quanto possa sembrare.
Una singola particella α incidente sullo schermo di solfuro di zinco, infatti, provocava
una debole fluorescenza. Questa poteva essere osservata attraverso il microscopio solo
da occhi abituati all’oscurità (dopo mezz’ora al buio completo) e una persona poteva
contare accuratamente i lampi di luce per non più di un minuto, prima di aver bisogno di
una pausa. Nel corso dell’esperimento furono accumulati dati per centinaia di migliaia
di conteggi.
Collaboratore di Rutherford nella fase iniziale di questo lavoro fu Hans Geiger, che più
tardi avrebbe sviluppato un dispositivo in grado di rivelare e contare le particelle veloci,
6

ancor oggi utilizzato e conosciuto come contatore Geiger: tantissime ore passate a
fissare lo schermo di solfuro di zinco nel buio devono aver spinto la sua mente a trovare
un modo migliore.
Nel 1909, uno studente, Ernest Marsden, divenne allievo di Geiger. Molti anni più tardi,
Rutherford disse, ricordando quei giorni:
Previsione Risultato
Fig 4 Previsioni e risultato dell’esperimento di Geiger e Marsden.
"I had observed the scattering of alpha-particles, and Dr. Geiger in my laboratory had
examined it in detail. He found, in thin pieces of heavy metal, that the scattering was
usually small, of the order of one degree. One day Geiger came to me and said, "Don't
you think that young Marsden, whom I am training in radioactive methods, ought to
begin a small research?" Now I had thought that, too, so I said, " Why not let him see if
any alpha-particles can be scattered through a large angle?" I may tell you in confidence
that I did not believe that they would be, since we knew the alpha-particle was a very
fast, massive particle with a great deal of energy, and you could show that if the
scattering was due to the accumulated effect of a number of small scatterings, the
chance of an alpha-particle's being scattered backward was very small. Then I
remember two or three days later Geiger coming to me in great excitement and saying
7

"We have been able to get some of the alpha-particles coming backward …" It was
quite the most incredible event that ever happened to me in my life. It was almost as
incredible as if you fired a 15-inch shell at a piece of tissue paper and it came back and
hit you".
4 L’interpretazione di Rutherford: l’ipotesi del nucleo
La retrodiffusione delle particelle α si rivelò fatale per il modello atomico di Thomson.
Un’assunzione fondamentale di quel modello era, infatti, che la carica positiva e la
massa fossero distribuite più o meno uniformemente su tutto il volume dell’atomo, il cui
raggio era stato stimato dell’ordine di 10 -10 metri. Non è difficile calcolare l’intensità
del campo elettrico generato da una tale distribuzione di carica. E’ il caso di ricordare
che questo è il campo che deve produrre la diffusione delle α, dal momento che gli
elettroni sono così leggeri da non poter produrre significative deflessioni su di esse.
Nello specifico, consideriamo l’atomo di oro, dal momento che il foglio usato da
Rutherford era d’oro, dello spessore di circa 400 piani atomici. L’atomo di oro ha una
carica positiva di 79e, bilanciata da quella di 79 elettroni, in condizioni normali. Se
trascuriamo questi elettroni, possiamo affermare che una particella α sarà soggetta alla
massima forza elettrica in corrispondenza della superficie della sfera di carica positiva:
8

Infatti, al di fuori dell’atomo, la forza elettrica repulsiva diminuisce col quadrato della
distanza. All’interno dell’atomo, invece, la forza si riduce a zero in corrispondenza del
centro. Quindi la forza è massima proprio in corrispondenza della superficie.
Fig 5 Grafico di E in funzione di r per una sfera uniformemente carica [15]
Poiché le particelle α hanno massa 6.7x10 -27 kg, dalla seconda legge di Newton, segue
che la forza elettrica in corrispondenza della superficie dell’atomo è in grado di fornire
loro un’accelerazione laterale pari a 5.4x10 20 m/s 2 (molto maggiore di g = 9.81m/s 2 ).
Dal momento, però, che le α si muovono alla velocità di 1.6x10 7 m/s, tale forza agisce
solo per un breve intervallo di tempo, esattamente il tempo necessario alla particella per
attraversare l’atomo, cioè t0 = 2r0/v = 2x10 -10 /1.6x10 7 = 1.25x10 -17 s. La velocità laterale
acquistata da una particella α nell’attraversare un atomo di oro sarà data dunque dal
prodotto dell’accelerazione laterale per il tempo di attraversamento:
vL = 1.25x10 -17 x5.4x10 20 = 6750 m/s.
Questa velocità è circa 2000 volte più piccola della velocità incidente e può causare
quindi solo minuscole deviazioni. Anche se una particella α urtasse 400 atomi di oro in
9

successione e se fosse deflessa sempre nella stessa direzione, un evento questo
assolutamente improbabile, la deflessione finale sarebbe all’incirca di un grado. Le
retrodiffusioni osservate di 90 gradi e più, dunque, risultavano del tutto inesplicabili,
utilizzando il modello di Thomson.
Rutherford ragionò su questo problema per alcuni mesi. Egli era stato inizialmente un
sostenitore del modello di Thomson, ma in seguito a queste osservazioni si era convinto
che non era possibile, in alcun modo, che esso generasse il campo elettrico necessario a
deflettere le particelle α. Inoltre era difficile che l’atomo potesse contenere una carica
positiva maggiore di quella necessaria a compensare gli elettroni ed era ben noto, a quel
tempo, che essi non superavano il centinaio (il valore esatto, di 79 elettroni, fu trovato
poo dopo). Come detto, il campo elettrico generato da una sfera uniformemente carica
raggiunge il valore massimo sulla superficie. Quindi, per una data carica, supposto che
essa sia distribuita sfericamente, l’unico modo per ottenere un campo elettrico più
intenso è quello di comprimerla in una sfera più piccola. Rutherford concluse che egli
era in grado di spiegare le grandi deflessioni subite dalle particelle α nell’attraversare
una lamina d’oro, solo se la carica positiva e la maggior parte della massa dell’atomo
fossero concentrate in una sfera di dimensioni molto più piccole di quelle dell’atomo
stesso.
5 La teoria della diffusione di Rutherford
Benché Rutherford dedusse la formula della diffusione nel caso specifico di particelle α
incidenti, soggette alla diffusione, in questo paragrafo cercheremo di essere un po’ più
generali e assumeremo che la particella incidente abbia una carica ze.
10

Le ipotesi di partenza sono le seguenti:
1. Il nucleo bersaglio abbia una massa molto maggiore di quella della particella
incidente e quindi il rinculo sia trascurabile.
2. Il nucleo bersaglio e la particella incidente abbiano distribuzioni di carica
puntiformi, di modo che tra loro agisca il potenziale coulombiano
V
() r
2
Zze
= , dove r è la distanza che separa i loro centri.
4πε r
0
3. Non agiscano altre forze oltre a quella dovuta al potenziale coulombiano.
4. Non si verifichino eccitazioni della particella incidente, né di quella bersaglio:
l’urto sia elastico.
Fig 6 Orbita di una particella incidente con parametro d’impatto b, secondo la teoria della diffusione di
Rutherford [14]
Consideriamo la figura 6. Se la particella incidente non fosse deflessa, essa passerebbe
ad una distanza b, il parametro d’impatto, dal centro (O) del nucleo bersaglio. L’orbita
è, infatti, iperbolica e nel punto D la particella incidente si trova nel punto di massimo
avvicinamento, alla distanza d. L’orbita è chiaramente simmetrica rispetto al segmento
OD. Se b fosse zero, la particella incidente si avvicinerebbe al nucleo bersaglio fino alla
11

distanza p (figura 7). A questo punto l’energia cinetica della particella incidente si
trasformerebbe in energia potenziale nel campo coulombiano :
1
2
Zze
4πε
2
2
mv p = (5.1)
0
Fig 7 Orbita di una particella incidente con parametro d’impatto zero [14]
STEP 1: trovare la connessione tra b e θ.
Utilizziamo la conservazione del momento angolare, per mettere in relazione la velocità
incidente con la componente della velocità trasversale a OX in X:
2 dϕ
mvb = mr
(5.2)
dt
da cui:
dt dϕ
=
r vb
2 (5.3)
12

Consideriamo adesso la componente del momento lineare in direzione OD. Essa varia
da mv sin ( ϑ 2)
− a mv sin( ϑ 2)
+ . Nel punto X la rate di variazione del momento è
uguale alla componente della repulsione coulombiana lungo la direzione OD, da cui:
+∞
∫
−∞
2
2
( Zze 4πε
r ) cos(
)dt
⎛ϑ
⎞
2mv
sin⎜
⎟ =
0 ϕ
⎝ 2 ⎠
Utilizziamo l’equazione (5.3) per cambiare la variabile di integrazione dal tempo t in ϕ,
e otteniamo:
⎛ ⎞ Zze
2mv
sin⎜
⎟ =
⎝ 2 ⎠ 4πε
vb
da cui:
ϑ p
tan =
2 2b
2
ϑ −
STEP 2: derivare la sezione d’urto.
0
p mv
2
ϕ=
( π −ϑ
) / 2
∫ cos(
ϕ)
dϕ
=
ϕ=
−(
π −ϑ
) / 2
b
π ϑ / [ sinϕ
] −(
π −ϑ
)
(5.4)
( ) 2
La relazione (5.4) ci dice che quando b decresce, θ cresce. Quindi affinché una
particella subisca una diffusione di angolo maggiore di Θ, il parametro d’impatto b deve
essere minore di (p/2)cot(Θ/2). Ciò significa che la particella incidente deve colpire un
disco di questo raggio, centrato in O e perpendicolare a v. L’area σ, esposta dal nucleo
per una diffusione di angolo superiore a Θ, è proprio l’area di questo disco:
13
/ 2

σ
( ϑ > Θ)
o, per esteso:
2
p π 2 Θ
= cot
4 2
2
(5.5)
2
π ⎛ 2Zze
⎞ 2 Θ
σ ( ϑ > Θ)
=
cot 2
4 ⎜
4 ⎟
(5.6)
⎝ πε 0mv
⎠ 2
L’area σ è detta sezione d’urto. Essa può essere determinata con una misura di
attenuazione del fascio di particelle incidenti. Consideriamo, per esempio, un fascio di
protoni di intensità I, per cui I protoni cm -2 sec -1 incidono su un bersaglio contenente N
nuclei cm -3 di materiale. Uno spessore dx conterrà quindi Ndx nuclei al cm 2 e il fascio
incidente sarà attenuato a causa degli urti. La variazione in intensità dI sarà
proporzionale a I e a Ndx:
dI −I
⋅ ⋅ Ndx
= σ (5.7)
dove il fattore di proporzionalità σ, avente le dimensioni di un’area, è proprio la sezione
d’urto del materiale bombardato relativa alle particelle del fascio incidente. Per
comprendere meglio la ragione di questo nome, consideriamo la figura 8, in cui è
schematizzato un bersaglio enormemente ingrandito, visto dalla direzione di incidenza
del fascio. Le macchie irregolarmente disposte raffigurano i nuclei del bersaglio. Il loro
numero è Ndx per cm 2 . L’area da essi occupata è σNdx e, se le particelle che la
14

colpiscono sono rimosse dal fascio, la variazione di intensità è effettivamente data
dall’equazione (5.7), la cui integrazione, per σ costante, dà
I
− N ⋅σ
⋅x
( x ) = I ( ) ⋅ e
0 (5.8)
in cui I(0) è l’intensità incidente e x lo spessore attraversato.
1 cm
area = σ
no. = Ndx
Fig 8 Cinque nuclei, ciascuno di sezione d’urto σ, sono mostrati in un bersaglio di area unitaria. La
probabilità che una particella che attraversa l’area unitaria colpisca un nucleo è pari a σNdx, dove Ndx è il
numero di nuclei per area unitaria e σ è la sezione d’urto del processo [13].
STEP 3: derivare la sezione d’urto differenziale.
Il nostro scopo è calcolare dσ/dΩ, che è la sezione d’urto per unità di angolo solido per
un dato angolo θ. L’elemento di angolo solido dΩ tra θ e θ + dθ è dato da:
dΩ = 2π sinθ dθ
Quindi
15

dσ
1 dσ
=
dΩ
2π
sinϑ
dϑ
Il dσ/dθ di cui abbiamo bisogno è
2
dσ
⎛ Zze
=
d ⎜
Ω ⎝16πε
0mv
2
2 ⎞
4 ⎟ cos ec
2
⎟
⎠
ϑ
2
( > Θ)
dσ ϑ
dΘ
e dall’equazione (5.6) otteniamo:
(5.9)
La sezione d’urto differenziale dσ/dΩ può essere determinata misurando il numero di
particelle diffuse per unità di angolo solido in funzione di θ, rivelando le particelle
diffuse con un contatore, secondo lo schema di figura 9.
I
T
Fig 9 Misura della sezione d’urto differenziale di diffusione per mezzo dell’osservazione delle particelle
diffuse. Con I è indicato il fascio incidente, con T il bersaglio, con θ l’angolo di diffusione e con d il
rivelatore [13].
L’equazione (5.9) è la famosa formula di Rutherford per la sezione d’urto differenziale
di un processo di diffusione di tipo coulombiano.
16
θ
d

Tale sezione d’urto presenta le seguenti caratteristiche:
• è inversamente proporzionale al quadrato dell’energia cinetica e, quindi, alla
quarta potenza della velocità della particella incidente,
• è proporzionale al quadrato della carica della particella incidente e del nucleo
bersaglio,
• è proporzionale a cosec 4 (θ/2).
Rutherford pubblicò questa teoria per la prima volta nel 1911 [8] e la confermò
successivamente in un articolo del 1914 [10], in cui fu in grado di fornire risultati
significativi sulle dimensioni dei nuclei:
“[…] In my previous paper I showed that the nucleus must have exceedingly small
dimensions, and calculated that in the case of gold its radius was not greater then 3 x
10¯ 12 cm. In order to account for the velocity given to hydrogen atoms by the collision
with α particles, it can be simply calculated (see Darwin) that the centres of nuclei of
helium and hydrogen must approach within a distance of 1.7 x 10¯ 13 cm. of each other.
Supposing for simplicity the nuclei to have dimensions and to be spherical in shape, it is
clear that the sum of the radii of the hydrogen and helium nuclei is not greater than 1.7
x 10¯ 13 cm […] It is obvious that the method we have considered gives a maximum
estimate of the dimensions of the nuclei, and it is not improbable that the hydrogen
nucleus itself may have still smaller dimensions”.
17

6 Le conferme sperimentali di Geiger e Marsden
Tra il 1909 ed il 1913, Geiger e Marsden eseguirono una serie di esperimenti allo scopo
di verificare le ipotesi e la teoria che Rutherford in quello stesso periodo andava
affinando, come riportato, in un testo del 1930 intitolato “Radiations from radioactive
substances”, da Chadwick, da Ellis e dallo stesso Rutherford [12]:
“[…] The first point, the angular distribution of the scattered particles, was tested by
Geiger in some preliminary experiments. He found that the distribution between 30°
and 150° of the particles scattered by a thin gold foil was in agreement with this theory.
Later, a beautiful series of experiments was carried out by Geiger and Marsden, in
which the above conclusions drawn by Rutherford from his theory were tested point by
point. They first investigated the variation of scattering of α particles over a wide range
of angles […] By rotating the platform A (figura 3) the α particles scattered in different
directions could be observed on the zinc-sulphide screen.
[…] The collected results of these experiments are given in the following table. […]
Columns IV and VI show the ratio of number N of scintillations to cosec 4 θ/2. This ratio
is seen to be approximately constant for both sets of experiments.
[…] The numbers of scattered particles are proportional to cosec 4 θ/2 over the whole
range investigated. […] These experiments thus afford abundant proof of the law of
scattering with angle deduced by Rutherford from the nuclear theory of the atom.
Geiger and Marsden next examined the variation of scattering with the thickness of the
scattered material […]
18

E’ molto significativo, in questo senso, il sommario di un articolo di Geiger e Marsden
del 1913 [9]:
“ […] The experiments described in the foregoing paper were carried out to test a
theory of the atom proposed by Prof. Rutherford, the main feature of which is that there
exists at the centre of the atom an intense highly concentrated electrical charge. The
verification is based on the laws of scattering which were deduced from this theory. The
following relations have been verified experimentally:
(1) The number of α particles emerging from α scattering foil at an angle θ with the
original beam varies as 1/sin 4 θ / 2, when the α particles are counted on a definite area
at a constant distance from the foil. This relation has been tested for angles varying
from 5° to 150°, and over this range the number of α particles varied from 1 to 250,000
in good agreement with the theory.
(2) The number of α particles scattered in a definite direction is directly proportional to
the thickness of the scattering foil for small thicknesses. For larger thicknesses the
decrease of velocity of the α particles in the foil causes a somewhat more rapid
increase in the amount of scattering.
(3) The scattering per atom of foils of different materials varies approximately as the
square of the atomic weight. This relation was tested for foils of atomic weight from that
of carbon to that of gold.
19

Figura 10 Studio della diffusione prodotta da lamine di diverso materiale [6].
(4) The amount of scattering by a given foil is approximately proportional to the inverse
fourth power of the velocity of the incident α particles[…]
(5) Quantitative experiments show that the fraction of particles of Ra C, which is
scattered through an angle of 45° by a gold foil of 1 mm, air equivalent (2.1 x 10 -5 cm.),
is 3.7 x 10 -7 when the scattered particles are counted on a screen of 1 sq. mm. area
placed at a distance of 1 cm. from the scattering foil. From this figure and the foregoing
results, it can be calculated that the number of elementary charges composing the
centre of the atom is equal to half the atomic weight. […]”
20

Figura 11 Diffusione in funzione della velocità della particella incidente [6]
7 Le ricerche successive e la nascita della fisica nucleare
La prima guerra mondiale durò dal 1914 al 1918 e vide Geiger e Marsden entrambi
impegnati sul fronte occidentale, ma in opposti schieramenti. Nel laboratorio di
Rutherford, a Manchester, fu installata una grande tanica di acqua, in modo da
permettergli di svolgere delle ricerche sulla difesa dai sottomarini. Ciononostante, egli
potè occasionalmente occuparsi della diffusione delle α. La diffusione da nuclei pesanti
era già stata spiegata completamente in quegli anni, per mezzo della repulsione
elettrostatica, e così potè focalizzare le sue ricerche sui nuclei leggeri, compresi
idrogeno e azoto. Nel 1914, sulla base dei dati ottenuti nel corso di questi esperimenti,
scriveva [10]:
21

“[…] It will be seen later that the resultant positive charge on the nucleus determines
the main physical and chemical properties of the atom. The mass of the atom is,
however, dependent on the number and arrangement of the positive and negative
electrons constituting the atom. Since the experimental evidence indicates that the
nucleus has very small dimensions, the constituent positive and negative electrons must
be very close together. As Lorentz has pointed out, the electrical mass of a system of
charged particles, if close together, will depend not only on the number of these
particles, but on the way their fields interact. For the dimensions of the positive and
negative electrons considered, the packing must be very close in order to produce an
appreciable alteration in the mass due to this cause. This may, for example, be the
explanation of the fact that the helium atom has not quite four times the mass of the
hydrogen atom. Until, however, the nucleus theory has been more definitely tested, it
would appear premature to discuss the possible structure of the nucleus itself. The
general theory would indicate that the nucleus of a heavy atom is an exceedingly
complicated system, although its dimensions are very minute”.
Nel 1919 fu in grado di affermare che l’urto tra una particella α ed un nucleo di azoto
può produrre un atomo di idrogeno: i giornali annunciarono a gran voce che Rutherford
aveva scisso l’atomo!
Poco tempo dopo, Rutherford si trasferì a Cambridge, dove prese il posto di Thomson
alla guida del Cavendish Laboratory. Lì lavorò con uno dei suoi primi allievi,
Chadwick, che negli anni della guerra era stato internato in Germania. Insieme
studiarono la diffusione delle α da nuclei leggeri, scoprendo molti effetti singolari. Nel
1921 Chadwick scrisse:
22

“[…] Questi esperimenti non sembrano gettare alcuna luce sulla natura delle forze
all’interno del nucleo, ma mostrano chiaramente che tali forze sono di grandissima
intensità […] Il nostro compito è quello di trovare un campo di forze che riproduca
questi effetti.”
Questa affermazione del 1921 segna la nascita delle interazioni forti.
In quello stesso periodo Rutherford indagava la struttura del nucleo. Egli coniò la parola
protone, che apparve per la prima volta in un suo articolo nel 1920 [11], per descrivere
il nucleo di idrogeno. Già in un articolo del 1914 egli parlava del nucleo dell’atomo di
idrogeno come dell’unità di cui tutti gli atomi sono composti e ipotizzava che le α
fossero costituite da quattro protoni legati insieme a due elettroni [10]:
“[…] It is well known from the experiments of J.J. Thomson and others, that no
positively charged carrier has been observed of mass less than that of the hydrogen
atom. The exceedingly small dimensions found for the hydrogen nucleus add weight to
the suggestion that the hydrogen nucleus is the positive electron […] The helium
nucleus has a mass nearly four times that of hydrogen. If one supposes that the positive
electron, i.e. the hydrogen atom, is a unit of which all atoms are composed, it is to be
anticipated that the helium atom contains four positive electrons and two negative”.
Poi gli venne l’idea che tra un protone e un elettrone potesse esistere uno speciale stato
strettamente legato: nel 1924 discuteva con Chadwick di come rivelare un tale
“neutrone”. Chadwick rivelò il neutrone solo nel 1932, ma esso non era, a differenza di
23

quanto loro avessero immaginato, uno stato legato tra un protone ed un elettrone: questa
scoperta segnò l’inizio di una nuova era della fisica nucleare.
Bibliografia
[1] E. Rutherford, Phil. Mag 47, 109 (1899)
[2] E. Rutherford, A Radioactive Substance emitted from Thorium
Compounds, Phil. Mag 49, 1 (1900)
[3] E. Rutherford, F. Soddy, The Cause and Nature of Radioactivity, Phil. Mag, 370
(1902)
[4] E. Rutherford, T. Royds, The Nature of the α Particle from Radioactive
Substances, Phil. Mag, 17, 281 (1909)
[5] H. Geiger, E. Marsden, Proc. Roy. Soc. vol. 82, 495 (1909)
[6] H. Geiger, Proc. Roy. Soc., 83, 492 (1910)
[7] E. Rutherford, The Scattering of the α and β Rays and the Structure of the Atom,
Proc. of the Manchester Literary and Philosophical Society IV, 55, 18 (1911)
[8] E. Rutherford, The Scattering of the α and β Rays by matter and the Structure of
the Atom, Phil. Mag., 21, 669 (1911)
[9] H. Geiger, E. Marsden, Phil. Mag., 25, 148 (1913)
[10] E. Rutherford, The Structure of the Atom, Phil. Mag., 27, 488 (1914)
[11] E. Rutherford, Nuclear constitution of Atom, Proc. Roy. Soc., 97, 374 (1920)
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