Données et modèles de la simulation

Les données d’entrées de la simulation utilisées pour l’étude de l’238_{U sont présentées en} Annexe B. Dans cette étude les paramètres de la simulation ne sont pas fixés de manière à reproduire νtot _{de la fission de l’}238_{U. Par conséquent le ν}tot _{est une valeur prédite qui permet}

d’inférer sur la validité des paramètres de la simulation trouvés dans le cas du237_{Np pour décrire} les caractéristiques de la fission de l’238_U.

Les νtot _{déterminés expérimentalement, présentés en AnnexeB, montrent qu’à E}

n=0.9 MeV

6.3 COMPARAISON DES FISSIONS DE L’238U ET DU237Np

Modèles de la simulation

Un récapitulatif des paramètres de la simulation utilisés est présenté dans le TableauB.6.6. Il est rappelé que les densités de niveaux sont décrites par le modèle CGCM, la fonction de force gamma par le modèle EGLO et les coefficients de transmission neutron par le modèle KD.

Noyaux @En RminT RmaxT krig αInertia+Shell 237_{Np @0.8 MeV,}238_{U @0.9 MeV 1.0 1.0 1.0 1.4} 237_{Np @5.5 MeV,}238_{U @5.5 MeV 0.8 0.8 1.0 1.6}

Tableau B.6.6 – Paramètres de la simulation pour l’étude des fissions rapides du 237_{Np et de}

l’238U.

Pour cerner les différences d’énergie mise en jeu lors de chacune des quatre réactions, un bilan d’énergie faisant intervenir les énergies moyennes de ces réactions est réalisé dont les résultats sont présentés dans le TableauB.6.7. Ces bilans montrent que la différence d’énergie d’excitation totale T XE entre les fissions du 237_{Np et de l’}238_{U (à E}

n donné) est majoritairement due à la

différence de la chaleur de réaction moyenne Q qui est plus élevée de 8 MeV pour le 237_{Np par} rapport à l’238_{U. Le T KE associé à la fission du} 237_{Np est aussi systématiquement supérieur à} celui de l’238_{U, respectivement de 2.5 MeV et 5 MeV à E}

n∼0.8 MeV et En=5.5 MeV. Finalement

à En donné, le T XE que se partagent les fragments du 237Np est systématiquement supérieur

à celui de l’238_U. Noyaux En SnCN Q T KE T XE ∆T XE 237_Np 0.8 5.488 194.7 175.0 25.9 / 5.5 5.488 194.7 172.4 33.24 7.3 238_U 0.9 4.806 187 170.3 22.4 / 5.5 4.806 186.6 170.2 26.7 4.3

Tableau B.6.7 – Énergies moyennes mises en jeu lors des fissions rapides du 237_{Np et de l’}238_U

pour différentes énergies de neutron incident obtenues avec le code FIFRELIN.

6.3.2 Prédictions des observables de fission

Seules les observables neutrons associées aux fissions du 237_{Np et de l’}238_{U sont maintenant} décrites. Ce choix a été réalisé car aucune donnée expérimentale concernant les observables gam- mas aux énergies de neutron incident étudiées ne sont disponibles et que leur analyse n’est pas encore terminée. Néanmoins quelques observables gammas sont présentées en Annexe B pour permettre de comparer les prédictions du code en l’état actuel à de futures données expérimen- tales.

Observables neutrons

A En =0.9 MeV, la multiplicité neutron totale νtot de la fission de l’238U est égale à 2.596

(TableauB.6.8). Cette valeur surestime de 0.15 neutron celle attendue qui est plutôt νtot_=2.44.

Le jeu de paramètres déterminé par l’ajustement de νtot _du 237_{Np à E}

n≈0.8 MeV n’est donc

pas valide pour décrire la fission de l’238_{U à cette énergie. Cela peut être du au fait qu’à cette} énergie la voie de désexcitation fission du noyau composé n’est pas totalement ouverte contrai- rement à celle du 237_Np.

A En=5.5 MeV, la valeur prédite du νtot est égale à 3.069 et est cohérente avec celle atten-

due de 3.08. A cette énergie, le jeu de paramètres trouvé pour la fission du 237_{Np est donc aussi} valide pour la fission de l’238_{U !}

CHAPITRE 6. ÉTUDE DE LA FISSION RAPIDE DES ACTINIDES de par leur forme et leur amplitude. Cependant à En =5.5 MeV, le ν(A) des fragments légers

de l’238_{U est inférieur de 0.2 à 0.4 neutron par rapport à celui du}237_{Np, entre les masses 130 et} 138 uma les ν(A) sont identiques et pour les masses supérieures à 138 uma, le ν(A) du237_{Np est} supérieur de 0.4 neutron à celui de l’238_{U. Cette description montre que pour l’}238_{U, l’énergie} supplémentaire apportée par le neutron est aussi majoritairement emportée par les fragments lourds. En effet, l’énergie d’excitation des fragments lourds Etot

H augmente de 5 MeV lorsque En

croit, ce qui est environ égal à la proportion de T XE supplémentaire que les fragments doivent se partager (4.6 MeV). Cependant, les fragments lourds emportent une énergie supplémentaire de 0.4 MeV. Cela est dû à la diminution de Etot

L des fragments légers de cette valeur lorsque

En augmente. Cette légère diminution est sûrement un artefact de la simulation à En=0.9 MeV

puisqu’à cette énergie νtot _{est surestimé.}

A En=5.5 MeV, la différence d’amplitude des ν(A) entre les deux noyaux étudiés s’explique

par l’énergie supplémentaire (∆T XE) différente que doivent se partager les fragments, lorsque En augmente. En effet, celle associée au237Np d’une valeur de 7.2 MeV est supérieure à celle de

l’238_{U qui est de 4.6 MeV (Tableau B.6.7).} Comme dans le cas du 237_{Np, lorsque E}

n augmente, la multiplicité neutron ν(A) dans la

zone symétrique augmente ce qui est du à une diminution du T KE dans cette région de masse (cf. Annexe B). Noyau En νL νH νtot 237_{Np 0.8 MeV 1.610 1.128 2.738} 5.5 MeV 1.623 1.845 3.468 238_U 0.9 MeV 1.457 1.139 2.596 5.5 MeV 1.339 1.730 3.069

Tableau B.6.8 – Multiplicités neutrons moyennes associées à la fission rapide du 237_{Np et de}

l’238U pour En≈0.8 MeV et En≈5.5 MeV. Les incertitudes statistiques sont : σν =2.10−3.

[uma] e pr Masse A 80 90 100 110 120 130 140 150 160 ν 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 =0.8 MeV n Np, E 237 =5.5 MeV n Np, E 237 =0.9 MeV n U, E 238 =5.5 MeV n U, E 238

Figure B.6.10 – Multiplicités neutrons en fonction de la masse des fragments associées aux fissions de l’238U et du 237Np pour des énergies E_n≈0.9 MeV et E_n≈5.5 MeV.

6.4. CONCLUSION ET PERSPECTIVES

6.4

Conclusion et perspectives

L’étude de la fission rapide du 237_{Np pour des énergies de neutron incident de 0.8 MeV et} 5.5 MeV a montré que le partage de l’énergie d’excitation réalisé avec le modèle de spin cut-off Inertia+ Shell, modèle dépendant de l’énergie d’excitation, permet de reproduire l’évolution de ν(A) en fonction de l’énergie du neutron incident déterminée expérimentalement par Naqvi. Ces résultats ont été obtenus avec à un rapport de température constant.

Par conséquent avec cette approche, le partage de l’énergie d’excitation entre les deux fragments est en partie contrôlé par la valeur de leur moment angulaire. Pour confirmer la validité d’uti- lisation du modèle de spin cut-off Inertia + Shell, des prédictions d’observables gammas ont alors été présentées pour que de futures mesures puissent le mettre à l’épreuve.

Les jeux de paramètres de la simulation et les modèles de la simulation qui reproduisent l’observable cible du237_{Np ont alors été utilisés pour étudier la fission de l’}238_{U. Il s’avère que le} jeu de paramètres déterminé pour le 237_{Np à E}

n=5.5 MeV permet de reproduire la multiplicité

neutron totale de l’238_{U à E}

n =5.5 MeV. Ces résultats préliminaires suggéreraient que pour

la fission rapide, qu’une seule description du moment angulaire initial dépendant de l’énergie d’excitation des fragments permette de décrire un ensemble de noyaux fissionnants.

Demain, la poursuite de ce travail pourra porter sur la fission rapide de l’235_{U à E}

n=0.8 MeV

et 5.5 MeV pour lesquelles Müller et al. [34] ont déterminé Y (Apré), T KE(Apré) et ν(A) avec le

même spectromètre 2V-EV que Naqvi [34]. Dans un futur proche, le spectromètre FALSTAFF développé au CEA-Saclay (France), placé auprès de l’installation NFS (Neutrons For Science) (GANIL, France), permettra d’étudier la fission d’un large panel d’actinides sur une large gamme en énergie. Ce dispositif expérimental mettant en œuvre la méthode 2V-EV permettra de déter- miner Y (Apré), T KE(Apré) et ν(A) pour les systèmes étudiés. Le développement de ce dispositif

CHAPITRE 6. ÉTUDE DE LA FISSION RAPIDE DES ACTINIDES

Conclusion et perspectives

L’étude des propriétés des particules promptes émises par les fragments de fission est aujour- d’hui motivée par la quantification des échauffements nucléaires dans les éléments de structures d’un réacteur et pour mieux comprendre le processus de fission. Les travaux réalisés dans cette partie avaient pour objectifs d’améliorer les prédictions du code de simulation FIFRELIN.

Trois principaux ingrédients influençant les observables de fission requièrent une attention particulière : la distribution du moment angulaire initial des fragments (P (J)), la densité de niveaux des fragments et la fonction de force gamma (RSF).

Avant le début de cette thèse les modèles de RSF disponibles dans le code ne l’étaient que pour des noyaux sphériques. L’influence de RSF décrivant les noyaux déformés a donc été étu- diée mais aucune différence significative dans les prédictions des observables de fission n’a été relevée.

L’étude de l’influence des distributions intervenant dans la densité de niveaux issues de cal- culs microscopiques de type

HFB+combinatoire (ρHF B(E), PHF B(J|E), PHF B(π|E)) s’est révélée riche d’enseignement. Ce

modèle, étudié afin d’essayer de s’affranchir au maximum des paramètres libres des modèles de densité de niveaux phénoménologiques, a permis de montrer que l’utilisation d’une densité de niveaux totale dix fois plus élevée a pour effet de considérablement durcir le spectre de neutrons prompts et de diminuer la multiplicité neutron totale. Les distributions en moment angulaire HFB ont une moyenne de 1 à 2 ~ plus élevée et sont beaucoup plus structurées que celles du modèle CGCM. La substitution du modèle CGCM par celui HFB a montré qu’à la suite de l’émission de neutron les fragments ont une énergie en moyenne plus faible de 900 keV, que les valeurs des observables gammas moyennes diminuent donc fortement et que les distributions gammas en sont influencées (formes, valeurs).

Pour le moment, à défaut de mieux reproduire les observables de fission cette étude a permis d’étudier l’effet des différents ingrédients, complètement différents de ceux du modèle CGCM habituellement utilisés, intervenant dans la construction du schéma de niveaux des fragments. Cette étude a montré que la bonne description des distributions en moment angulaire des ni- veaux d’énergie et de l’état initial des fragments est la clé nécessaire à la bonne reproduction conjointe des observables neutrons et gammas.

L’étude de l’influence de modèle de spin cut-off a permis de mettre en évidence le lien étroit qui existe entre la forme des distributions P (Mγ) et P (J) d’une part et Mγ(A) et J(A) d’autre

part. L’utilisation de modèles de spin cut-off dépendant de l’énergie d’excitation permet de ré- duire le nombre de paramètres de la simulation de 5 à 4. Par contre ces modèles ne permettent toujours pas de concilier une bonne prédiction des observables neutrons et gammas du code. Cependant, ils permettent de reproduire les observables gammas associées aux fragments légers car les moments angulaires qu’ils prédisent varient de 4 à 14 ~, valeurs cohérentes avec celles déterminées expérimentalement.

L’utilisation du modèle de spin cut-off dépendant de l’énergie d’excitation lors de l’étude de la fission rapide du 237_{Np a permis de reproduire l’évolution de la multiplicité neutron en} fonction de la masse ν(A) en fonction de l’énergie du neutron incident de A. Naqvi. Par consé- quent le moment angulaire initial semble jouer un rôle prépondérant lors du partage de l’énergie d’excitation entre les fragments. Le jeu de paramètres de la simulation trouvé à une énergie de neutron incident En=5.5 MeV dans le cas du237Np a été appliqué avec succès au cas de l’238U

6.4. CONCLUSION ET PERSPECTIVES

valable pour plusieurs réactions de fission rapide. Ces études très prometteuses doivent mainte- nant être poursuivies sur d’autres systèmes fissionnants.

Chacune des études de ce travail indique des pistes à suivre afin d’améliorer les prédictions des observables neutrons et gammas du code FIFRELIN. Néanmoins à ce stade du dévelop- pement du modèle FIFRELIN, il serait intéressant d’étudier de nouveaux modèles de potentiel optique et notamment des potentiels optiques qui tiennent compte de la déformation des noyaux. Pour mieux cerner la zone d’entrée en énergie d’excitation et en spin des fragments de fis- sion primaire, et donc aider le développement du modèle FIFRELIN, il est important d’obtenir d’autres mesures d’observables corrélées. Pour continuer l’étude de la fission rapide entreprise ici, il est nécessaire que de nouvelles données expérimentales (données d’entrée du code) soient déterminés pour un large panel de noyaux sur une gamme en énergie s’étendant jusqu’à quelques MeV. Le dispositif expérimental 2V-EV FALSTAFF, actuellement en développement au CEA- Saclay (France), permettra justement d’apporter ces précieuses données. La deuxième partie de cette thèse est donc consacrée aux développements que j’ai réalisés sur ce dispositif.

Partie C

Chapitre 7

Choix des détecteurs

7.1

Objectifs et moyens mis en œuvre

L’intérêt de caractériser expérimentalement la fission rapide des actinides a été souligné dans les deux premières parties de ce manuscrit. Auparavant ces études étaient rares car peu d’ins- tallations pouvaient fournir des faisceaux intenses de neutrons d’énergie allant de la centaine de keV à quelques dizaines de MeV. Aujourd’hui la mise en service de nouvelles installations délivrant de tels faisceaux rend possible l’étude de ces réactions. Dans ce contexte, de nouveaux dispositifs expérimentaux sont développés dans le monde. Placés auprès des nouvelles instal- lations, ils détermineront les caractéristiques des fragments de fission. L’un de ces dispositifs appelé FALSTAFF, en développement au CEA-Saclay (France), met en œuvre la technique 2V- EV (Section2.2.2). Il a pour objectif de déterminer l’énergie cinétique, la charge nucléaire, les masses des fragments avant et après évaporation des neutrons, afin d’en déduire la multiplicité des neutrons émis en fonction de la masse (ν(A)). Ces données et leurs corrélations apporte- ront de précieuses informations notamment sur le processus de partage de l’énergie d’excitation entre les fragments. Ces nouvelles mesures permettront donc de contraindre les différents mo- dèles théoriques de fission (cf. Section 2.4 et Annexe A) et d’alimenter les bases de données nécessaires aux processus d’évaluation générant les bibliothèques de données évaluées telles que JEFF-3.2.

Ce chapitre, composé de cinq sections, permettra de comprendre les choix techniques qui ont mené à la construction du dispositif FALSTAFF. Les caractéristiques physiques des réac- tions de fission rapide ainsi que celles des installations de faisceaux de neutrons sont d’abord décrites. Elles permettront de comprendre les choix des détecteurs et les spécificités du disposi- tif FALSTAFF. La simulation Geant4 et la méthode de reconstruction des observables d’intérêt sont alors présentées afin de valider le concept du dispositif.