Étude des photodésintégrations. II. Quelques résultats expérimentaux sur les photodésintégrations et leurs confrontations avec diverses théories

HAL Id: jpa-00234682

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00234682

Submitted on 1 Jan 1953

HAL is a multi-disciplinary open access

archive for the deposit and dissemination of

sci-entific research documents, whether they are

pub-lished or not. The documents may come from

teaching and research institutions in France or

abroad, or from public or private research centers.

L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est

destinée au dépôt et à la diffusion de documents

scientifiques de niveau recherche, publiés ou non,

émanant des établissements d’enseignement et de

recherche français ou étrangers, des laboratoires

publics ou privés.

Étude des photodésintégrations. II. Quelques résultats

expérimentaux sur les photodésintégrations et leurs

confrontations avec diverses théories

Raymond Chastel

To cite this version:

56.

ÉTUDE

DES

PHOTODÉSINTÉGRATIONS. ,

II.

QUELQUES RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX

SUR LES

PHOTODÉSINTÉGRATIONS

ET

LEURS

CONFRONTATIONS

AVEC

DIVERSES

THÉORIES

Par RAYMOND CHASTEL.

Laboratoire de Chimie Nucléaire, Collège de France.

Sommaire. - Cette étude comprend deux parties : une partie concernant les résultats sur les noyaux

moyens et lourds (noyaux pour

lesquels

le modèle nucléaire _statistique peut être _utilisé), une autre

partie concernant les _{noyaux légers (Z} 20). Les difficultés résultant de l’absence d’un modèle nucléaire pour les noyaux légers sont abordées.

LE JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM. TOME

_14,

JANVIER

1953,

L’étude des

_{photodésintégrations}

_pose un certain

nombre de

_{problèmes théoriques}

_qui

sont encore loin d’être définitivement

_résolus;

on va

_rapidement

examiner ici

_{l’interprétation théorique}

des résultats obtenus par différents auteurs

(1.).

Depuis

l’utili-sation

_{généralisée}

des accélérateurs

d’électrons,

l’étude des

_{photodésintégrations}

s’est considérablement

déve-loppée

au cours des dernières années. Pour donner une idée de l’extension

_prise

_par ces

études,

donnons

un nombre

approximatif

des

_publications

_parues.

chaque

année

_depuis

la découverte de l’effet

photo-nucléaire par Chadwick et Goldhaber

_[1]

en

_1934.

(Il

est nécessaire de rectifier ici l’erreur

_historique

concernant cette découverte

_qui

se trouve dans

quelques publications [2]).

C) Nombre certainement incomplet.

Dates

importantes

de l’étude des

photodésintégra-tions. -

Découverte

par Chadwick et Goldhaber

1934;

Travaux de Bothe

_{et Gentner,}

_1937;

Photofis-sion,

1941;

Utilisation du bétatron pour les

photo-désintégrations,

1945;

Photodésintégration

en

plu-sieurs

_{particules, 1945; Photodésintégration}

du car-bone en

_{3 a,}

_1948;

_{Phototripartition,}

_1949;

Photo-désintégration

conduisant à un _noyau

_stable,

_1950.

A.

_Noyaux

_moyens et lourds. 1.

Rapports 6((y, n).

- Les déterminations des

,6(y,

P)

sections efficaces

_(y,

_n)

et

_(y,

_p)

_{effectuées par Hirzel}

et Wâffler

_[3]

avaient montré une

_divergence

impor-tante entre les

rapports 6 (y, n)

_{expérimentaux}

et

6(y,

P)

théoriques (modèle statistique

ou de

_{l’évaporation),}

ces mesures

_portaient

sur des éléments du milieu de la classification de Mendeleev et l’étude concernait les réactions conduisant à des nuclides radioactifs

_p.

(1) Ce texte a été _rédigé en liaison avec un travail

expéri-mental de _{l’auteur, cf.} R. CHASTEL, Thèse, Paris, 1952.

Ils trouvaient

_{expérimentalement}

un nombre rela-tivement

plus grand

de

_photoprotons

_par

_rapport

au nombre de

_{photoneutrons qu’il}

était

_prévu

_par les

indications

théoriques.

J’ai cherché à mettre en évidence l’effet

photo-nucléaire avec émission de

_protons

conduisant à un

nuclide stable. Ma

_{publication préliminaire [4]}

concernant l’émission des

_photoprotons

_{par le}

_cuivre,

mettait en évidence ces réactions et la valeur annoncée pour la section efficace

6B (y, p) =

10-27 cm2

_paraissait

indiquer

encore une discordance avec la

_prévision

théorique,

toutefois l’écart observé était inférieur à

ceux

_observés,

en

_général,

_par

_Hirzel

et Wâffler.

Toms,

Halpern

et

_Stephens

_{[5], [6],}

utilisant un

bétatron,

donnaient

également

une

_première

publi-cation concernant les réactions

_{(y, p)}

sur les

iso-topes

du

magnésium,

dont certaines conduisent à des nuclides stables.

_Byerly

et

_Stephens

_{[7], [8],}

utilisant

également

un

_bêtatron,

étudiaient

les

réactions

_{photonucléaires}

du

cuivre;

ils confirment la réaction

(y, p)

que

j’avais

observée et

_indiquent

que la

valeur 6(y, p)

de ma

_publication

est

_quelque

peu

plus

faible que la valeur déduite de leurs résultats

expérimentaux.

En

outre,

ils obtenaient un

_rapport

des

nombres n

en accord satisfaisant avec diverses

p

théories du

_type

_{évaporation.}

_{Récemment, plusieurs}

études sur les réactions

_{(y, p)}

ont été

_publiées,

en

particulier

par Mann et

Halpern

[9]

et Diven et

Almy

10].

La section efficace Cu

_{(y, p)}

_{Ni, 0’ # 6.}

0-26 cm2

que

j’ai

obtenue calculée

après

une étude

_{plus soignée}

des différentes corrections

₍₂₎

est très nettement

supérieure

et donne un accord satisfaisant avec la théorie

_statistique

de

_Weisskopf.

Cette confronta-tion

_théorique

confirme donc les vérifications de

Byerly

et

_Stephens.

On doit remarquer, comme le

_souligne

Courant

_[14],

que "-’,-Cu

dont Z

_impair

et N

pair

conduisent à des

_isotopes

stables

_{pair-pair; l’énergie}

de liaison du

_proton

est alors relativement faible

_{(6 MeV).}

Alors que Hirzel

et

Wâffler étaient nécessairement

(2) Cf.

R. _{CHASTEL, Thèse, Paris,}

_1952,

_{chap. IV, §} 5.

57 restreints par leur méthode d’activation à des noyaux

conduisant à des

_produits

_radioactifs,

les

énergies

de liaison du

_proton

sont alors dans ces cas consi-dérablement

_plus

_{grandes, 8-9 MeV. Ainsi,}

dans l’émission de

_photoprotons

_{conduisant à des noyaux}

stables,

l’émission des

_protons

est

_favorisée,

ce

_qui

compense au delà la difiiculté de traversée de la barrière de

_potentiel.

Les

résultats

de

_l’équipe

de Zurich ont été à

_l’origine

de différentes tentatives

_{d’explications}

_théoriques

de

_{Schiff, Jensen, Courant,}

_Levinger

et

Bethe,

Gol-dhaber et Teller.

Schiff et Jensen

_[11],

_[12]

cherchent à

_expliquer

les

_rapports

’7 n)

de Zürich _par une

réduction

cr _j’,p

de la densité de _{niveau des noyaux,} ce

_qui

a pour

conséquence

d’accroître le

_pourcentage

des

parti-cules de

grande

énergie

dans le

_{spectre émis, lesquelles}

traversent

plus

facilement la barrière de

_potentiel.

Courant

_{[13], [14]}

met l’accent sur l’intervention de l’effet

photonucléaire direct,

c’est-à-dire l’action individuelle du

_photon

sur un des nucléons du noyau. Il

_{précise l’importance}

des interactions

dipolaires

des radiations. Sa

théorie,

cherchant

primitivement

à

_expliquer

la valeur

_trop

faible du

rapport n,

donne la section efficace

_{(y, p)}

sous

P

la forme

où P est la

_transparence

de la barrière de

_potentiel;

x est

_l’énergie

des

_protons

émis mesurée en

_prenant

comme unité la hauteur de la barrière de

_potentiel;

xi est

l’énergie

maximum des

_protons

émis.

Cette théorie accroît la section efficaces

_{(y, p)}

et

l’accord avec

_{l’expérience}

est amélioré si l’on utilise

un modèle en

_particules

a. Et l’auteur

indique

_que la

divergence qui

subsiste

_peut

être

supprimée

par la

conception

du «

_chauffage

local » d’une

_portion

du

noyau et

évaporation

de la

_région

_{chauffée avant que} l’excitation soit

_répartie

dans tout _{le noyau.}

Enfin,

la théorie de Courant

_qu’il

considère comme

une

_première

tentative

_{grossière prévoit}

une distri-bution

angulaire

des

_protons

de la forme

0 étant

_l’angle

entre la direction du

_photon

et la direction d’émission du

_proton.

Ces diverses

_théories,

en

_particulier

celle de

_Courant,

donnent des

_{prévisions théoriques}

concernant le

spectre énergétique

et la distribution

_angulaire

des

photoparticules

émises.

Les

_dispositifs

_{expérimentaux}

de Toms et

_Stephens,

Diven et

_{Almy, Byerly}

et

_Stephens,

Mann et

_Halpern

permettent

une étude

_précise

des

_{photoparticules}

émises.

Pour les noyaux moyens, on trouve que le

spectre

des

_{photoprotons comprend}

deux

_{portions :}

une de

faible

énergie,

sensiblement en accord avec le modèle

statistique (quant

à la

distribution

des

_énergies

et

l’isotropie

de la distribution

_angulaire)

et une

corres-pondant

aux

_photoprotons

de l’extrémité de

_grande

énergie

du

_spectre

en désaccord avec le modèle

sta-tistique.

Ce groupe de

_{grande énergie présente,}

en

outre,

une

_{asymétrie angulaire}

avec émission

préfé-rentielle à

_goo

_par

_rapport

_{à la direction des rayons y,} ce

_{qui apporte}

un

_argument

en faveur de

_{l’hypothèse}

suivant

_laquelle

ces’

_protons

sont _{émis avant que}

l’énergie

d’excitation soit distribuée

_{statistiquement}

dans l’ensemble du _noyau.

En même

_temps,

de nombreuses études des seuils de réactions

_[15]

et de la variation des sections effl-caces

_{(y, n)}

et

_{(y, p)}

en fonction de

_l’énergie

des

rayons y, étaient

publiées.

Les courbes de sections

efficaces

_présentent

un max’imum tout à fait

inat-tendu.

C’est pour rendre

_{compte plus spécialement}

de ces courbes « de résonance » que Goldhaber et

Teller,

Levinger

et Bethe ont

_entrepris

leurs études

théo-riques.

Goldhaber et Teller

[16]

considèrent les vibrations

dipolaires

de l’ensemble des

_protons

_par

_rapport

à

l’ensemble des neutrons du noyau.

La

_largeur

de la résonance résulterait de

l’amortis-sement des vibrations.

Ils obtiennent des

_énergies

_{pour le maximum de} la résonance en assez bon accord avec

_{l’expérience}

(uranium, 1iw

=

_{6 MeV;}

Cuivre,

hW =

2oMeV;

car-bone,

1iw =

26,5

MeV).

Cependant,

les sections efficaces

_intégrées

donnent un ordre de

_grandeur

correct _{pour le}

_cuivres

mais pour l’uranium et le thorium les valeurs

expéri-mentales sont

_{respectivement}

15 et 3o fois

plus

petites

que les valeurs

théoriques.

En

outre,

leur théorie

_prévoit

une émission

impor-tante de

_photons

_{diffusés par}

_résonance,

d’une inten-sité

_comparable

à l’effet

Compton,

des vérifications

expérimentales

difficiles

de ce dernier résultat ne

semblent pas montrer un effet d’un ordre de

_grandeur

comparable

à celui

qui

est

_prévu;

ces dernières

expé-riences sont

_analysées

dans un article d’ensemble

de Koklov

[17].

Levinger

et Bethe

_[18]

montrent

qu’aux

faibles

énergies

d’excitation

_(quelques

_{mégaélectrovolts)}

les transitions

dipolaires

ne sont _{que du même ordre de}

grandeur

que les transitions

quadrupolaires,

la réduc-tion de l’effet des’transiréduc-tions

_dipolaires

est attribuée à des corrélations entre les mouvements des nucléons.

A des

énergies

d’excitation

_plus

élevées

_(à

_partir

de 20 MeV

environ),

ces corrélations doivent

dispa-raître.

Ils

calculent,

pour des transitions

dipolaires,

la section efficace

intégrée

d’absorption 7(w)

des rayons gamma

d’énergie

w.

en l’absence de forces

d’échange,

avec :

58

En tenant

_compte

des forces

_{d’échange,}

ils obtiennent

x, fraction des forces

d’échange.

Ils donnent

également

une

_expression

de

_l’énergie

moyenne

d’absorption

T,

énergie cinétique

moyenne des nucléons évaluée

en fonction de r o,

Ce

_qui

donne

et

Leur calcul de la moyenne

harmonique

Wu pour

l’absorption

des

_{photons exige}

des

_hypothèses

parti-culières sur les corrélations entre nucléons dans l’état

fondamental. La valeur obtenue _pour wH en l’absence

due toute corrélation est

_{trop faible;}

_par

_contre,

en

faisant intervenir des

_particules

« dans _{le noyau, ils}

obtiennent une valeur raisonnable.

Dans le cas de

76Ge,

ils _obtiennent

la confrontation avec

_{l’expérience}

est

satisfaisante,

pour une transition

_{quadrupolaire}

le calcul donne

0,006. 10-24 cm2;

les auteurs montrent _{ainsi que les}

réactions observées sont _{presque entièrement}

d’ori-gine

dipolaire.

Dans le cas de

63CU,

on a

qui

doit être

_comparée

à la valeur

_théorique

Ce

qui

leur

_permet,

_malgré

_{le peu d’information}

que l’on

possède

sur la section efficaces totale

d’absorp-tion

_a(w),

de faire

_quelques

considérations sur x.

En

_conclusion,

on

_peut

retenir de leur article _que l’on

_{peut grossièrement expliquer}

les différents

phé-nomènes à l’aide du modèle en

_particules

«.

Un

_photon

_y est _{absorbé par} un nucléon faisant

partie

d’une

_particule

«. Si

l’énergie

est inférieure au

_premier

niveau

_{de 4/2 He,}

on a une vibration d’en-semble des

_particules

« et _pas d’intervention des transitions

_dipolaires.

Au-dessus de 2o

_MeV,

_le

quan-tum

_{peut agir}

sur la

_particule

et et les transitions

dipo-laires deviennent

_{prépondérantes. Enfin,}

_{pour des}

énergies plus grandes, quand

la

_longueur

d’onde A du

_photon

devient de l’ordre de

grandeur

des dimen-sions de la

_particule

_oc, les transitions

_{quadrupolaire}

peuvent

à nouveau devenir

importantes.

Cameron

_{[ 19]}

a cherché à

standardiser

les courbes

expérimentales 6(w),

il étudie la variation de

l’énergie

à la résonance

Em

en fonction de

_A,

il troüve la relation :

en assez bon accord avec la

_théorie

de Goldhaber

et Teller

_{qui prévoit}

une variation de la forme

Toutefois,

les

_{points expérimentaux}

se

_placent

mieux sur une. courbe

_{empirique qu’il}

donne :

De

_plus,

il

_suggère

la

_possibilité

de

_compétition

des réactions

_(y,

2

_n)

et

_(y,

_pn)

pour diminuer les

rendements en

_{photoparticules}

aux

grandes énergies;

cet

_argument

est

_également

_{émis par} Haslam et

Skarsgard [20],

ces derniers notent toutefois

que

les courbes

_{7 (w) (y, n)}

ont la même

_forme;

il en résul -terait

_{qu’une explication}

_{par les réactions} en

compé-tition ne semble pas

satisfaisante,

il _{leur semble que}

l’on doive songer à d’autres

explications.

Se basant sur leurs

résultats expérimentaux

concer-nant

la réaction 32S’

_(y,

_{.d) 3oP}

et les résultats d’autres

auteurs"

Katz et Penfold

_[21]

calculent la section efficaces

intégrée d’absorption

des

_photons

_par

_325,

ils trouvent 66. Io--3

_(MeV

x I o-24

_cm2),

alors que

l’expression

donnée par

Levinger

et Bethe fournit

la valeur minima

480.10-3

(MeV

x 10-24

_cm2).

Ils _{concluent que la forme}

dé

la courbe de section efficaces

_(en

forme de courbe de

résonance)

n’est pas

expliquée

par des réactions en

_{compétition,}

elle devra

l’être par une théorie de résonance de

_{l’absorption y,}

mais différente des théories actuelles.

2. Réactions

_{(y, d)}

et

_{(y, a).}

-

Byerly

et

Ste-phens [7],

[8]

ont observé les réactions

_{(y, d)}

et

_{(y, a)}

sur le cuivre et la réaction

_{(y, a)}

a été confirmée sur le cuivre

_[22]

et sur 87Rb

_[20]

_par mesure de l’acti-vité du _{noyau résiduel.}

Le rendement en

_photodeutons

par

rapport

au

rendement

en

photoprotons

est trouvé

_égal

à 0,31 par

,Byerly

et

_Stephens

avec un

bétatron

de 24

MeV;

il est certainement

_beaucoup

plus

faible avec _{les rayons y .}

de la cible de

lithium,

ce

_qui

_explique

_que

_je

n’ai pas

observé la réaction

(y,

d)

avec mon

_dispositif

expé-rimental. Bien que le

spectre

de

_photodeutons

soit

en accord avec le modèle de

_{Weisskopf-Ewing [23],}

ce rendement ainsi que

celui 1

= 0,03

étant

grande-p

ment

_supérieurs

aux

rendements

calculés avec divers modèles

(Schiff,

Courant, Le

C,outeur);

Byerly

et

Stephens

sont conduits à faire

appel

à de nouveaux processus en

_particulier,

la

_capture

en vol de nucléons à travers le nuclide subissant la

_{photodésintégration}

(processus d’accrochage

ou «

_pick

_up

_{process )}

_[24],

ou _{à supposer} une

_grande

erreur _pour

_l’énergie

de laison calculée pour les deutons

d’après

des formules

semi-empiriques.

Une réaction 32S

(y, d)

30p a été

_également

observée par Katz et Penfold

[21].

Ils

proposent

le mécanisme suivant pour

expliquer

la

_grande

_{probabilité’}

d’émis-sion des

_{photodeutons.}

Près du

_seuil,

le _processus

_{(y, d) peut}

être

interprété

Oppen-59 heimer

_{Phillips. L’énergie}

du

_photon

est

_supposée

principalement

absorbée par le

proton

d’un « deuton » dans un _{noyau. Le}

_proton

ainsi excité

_peut

traverser

la barrière de

potentiel

relativement

_plus

facilement

et

_plus

radialement. LTne redistribution de

_l’énergie

peut

alors avoir lieu au cours de

_laquelle

le neutron

resté à l’intérieur du noyau

peut

lui-même

s’échapper:

Le deuton sortirait ainsi en deux

étapes

et le

produit

des

_{probabilités séparées}

de

_{chaque étape pourrait}

être

_beaucoup

_plus

_grand

_{que la}

_probabilité

de

péné-tration de la barrière de

_potentiel

par le deuton considéré comme un tout.

Haslam, Cameron,

Cooke,

Crosby

[25]

ont étudié

ies

_particules

a résultant de la

_{photodésintégration’}

de’l’argent

et du brome des émulsions

photographiques;

leurs

_premiers

résultats de ce travail très

_long

et diffi-cile montrent

_également

un rendement anormalement élevé en

_{photoparticules}

a par

rapport

aux

_prévisions

de la théorie

statistique.

Ils donnent de ce

_phénomène

l’explication

théorique

suivante : un _noyau

_composé

excité

_peut

se

_{désintégrer}

_{initialement par émission} de

_photons

ou de divers

_types

de

_particules.

De tels

modes de

_{désintégration}

sont dits être en

compé-tition «

parallèle

». Le noyau résiduel est

généralement

laissé dans un état excité. Alors a lieu une

compé-tition « en cascade » entre l’émission de

_photons

ou

d’autres

_particules

par ce _{noyau. Dans le} cas

parti-culier où ce _noyau est laissé dans un état d’excitation

suffisant pour émettre des

particules chargées,

mais pas de neutrons

(en

raison des différences des

_énergies

de

_liaison),

l’émission de ces

_{particules chargées}

est

dite « en cascade favorisée _{par les seuils} ». Elle est en

compétition

avec l’émission _y

_[26].

Comme

argument

en faveur de ces mécanismes ils donnent le fait

_{qu’une grande largeur}

de niveau pour l’émission de

radiations, correspondant

proba-blement à une émission

dipolaire

électrique,

a

récem-ment été observée

_[27]

dans la désexcitation

photo-nucléaire de l’or pour ,des

énergies

des

_photons’

inci-dents de 15 MeV. ’

On aurait donc pour ces

_énergies

d’excitation des réactions en cascade des

_types

suivants : :

_{(y, y’ n),}

(y, y’ p), (Y, y’ «)

les

_y’

étant de faible

_énergie

et étant émis avant la 2e

_{particule (n,}

p ou

_a).

_{Ainsi les}

par-ticules a de faible

énergie qu’ils

ont observées

_peuvent

être

_supposées

émises

_{principalement}

lors de réac-tions « en cascade _{favorisée par leur seuil » des}

_types

suivants : :

_{(y, y’ a), (y, na), (y, pu)}

et

_{(y, au).}

En

accord avec ce

_point

de vue, ils ont observé dans leurs émulsions

_{quelques phénomènes}

d’émissions

_(y,

_pu),

où l’on voit un

_proton

et une

_particule

oc issus d’un

point

commun; ils ont

_également

observé des fourches

_{(y, ««).}

B.

_{Noyaux légers.}

L’interprétation

des

particularités

des réactions

photonucléaires produites

sur _{des noyaux}

_légers,

présente

des difficultés encore

_{plus grandes}

_{que pour}

les noyaux moyens et lourds. En raison de

l’impossi-bilité

_{d’application}

de la théorie

statistique

des noyaux, résultant du

grand

espacement

des niveaux

et du nombre faible de

_nucléons,

on ne

_peut

_plus

appliquer

les lois

_statistiques

_{pour la}

_répartition

de

_l’énergie

d’excitation entre les différents nucléons.

Toms,

Halpern

et

_{Stephens [28]}

et Toms et

Ste-phens

[29]

ont étudié les

_photoprotons

du

magné-sium et Diven et

_Almy

_{[ 10],}

les

_photoprotons

de

l’alu-minium ;

ils utilisaient les uns et les autres un bétatron

et la

_technique

des émulsions nucléaires. Ils

comparent

les

_spectres

_{énergétiques}

obtenus avec les

_spectres

calculés suivant le modèle

d’évaporation

en utilisant diverses densités de

niveaux,

en

_soulignant

toutefois

les difficultés

d’application

de ce modèle. Toms et

Stephens,

en

particulier,

utilisant les niveaux connus

de

_24Na,

obtiennent un accord satisfaisant avec la

théorie et dans un cas comme dans

l’autre,

l’unifor-mité de la distribution

angulaire

des

_protons

confirme

encore cet accord.

Ainsi,

contrairement à ce _que l’on aurait pu penser,

la théorie de

_{l’évaporation}

dont la validité

d’appli-cation est contestable pour les noyaux

légers,

semble assez bien

vérifiée;

au

_contraire,

des difficultés

nom-breuses se

_présentent

comme on vient de le voir pour les noyaux moyens et lourds où elle semblait être

dans son domaine de

pleine,validité.

Toms et

_Stephens

expliquent

ce fait en

_supposant

un accroissement

du _{libre parcours} dans _{le noyau}

_pour

le

_proton

en

raison des

_{plus grandes énergies}

dont il

_{dispose (en}

effet,

les

énergies

de liaison des

_protons

sont ici

beaucoup plus

faibles).

Pour _{les noyaux}

_plus

lourds

encore, la barrière de

potentiel

vient encore restreindre le nombre des

_photoprotons

de

_{faible énergie}

résultant du

_processus

_{d’évaporation,}

ce

_qui

accroît en consé-quence

l’importance

des

_photoprotons

de

_grande

énergie

résultant en

_partie

de l’effet

_{photonucléaire}

direct.

Hirzel et Wâffler

_{[3] ayant}

étudié les sections efficaces

_{(y, n)}

et

_{(y, p)}

_{pour le}

_magnésium,

l’alumi-nium et le silicium trouvent des sections efficaces du

même

ordre de

_grandeur

_{pour l’effet}

_(y,

_p)

et l’effet

(y, n);

ce. résultat leur

_paraît

inattendu. Diven et

Almy

ont _{montré que} ce résultat

_s’explique

en

admet-tant une densité constante des niveaux et en tenant

compte

de la différence

_d’énergie

de liaison d’un

neutron et d’un

_proton,

ce

_qui

_compense

_largement

l’effet de la barrière de

_potentiel

_{pour le}

_proton.

Une

_{particularité ayant rapidement}

attiré l’atten-tion se

_présente

_{pour la}

_{photodésintégration}

des

noyaux

ayant

des nombres

_atomiques

Z allant

jusqu’à

20 : les sections efficaces

_{(y, n)}

ont des

fluc-tuations

_{importantes dépassant, semble-t-il,}

les erreurs

expérimentales.

Autrement

_dit,

la courbe des

_sections

efficaces

_(pour

un

_rayonnement

y

déterminé)

des

différents éléments en fonction de Z _{n’est pas} une

courbe

_continue,

elle

_présente

des minima

qui

paraissent

se renouveler avec une certaine

périodicité.

Jensen

[30]

avait fait un

_{rapprochement}

entre

l’exis-tence de ces minima et les fluctuations de ce

_qu’il

appelle

le « nombre

_{isotopique »}

N - Z

_qui

repré-sente l’excès de neutrons par

rapport

au nombre

_de

protons.

J’avais moi-même attiré l’attention

[31]

sur le fait que ces minima des valeurs de la section effi-cace

_{(y, n)}

avaient lieu pour des nuclides

correspon-dant à un nombre entier de

particules

a de la

_{forme .42kkx,}

(k

= _nombre

entier;

X

représentant

un

symbole

chimique arbitraire).

D’autre

_part,

la section effi-cace

_{a (y, n) présente}

une

_{augmentation importante}

rencontre _pas de nuclides stables du

_type

_42kkX,

ceci

on raison de l’influence des forces

électrostatiques

entre

_protons.

Plus

tard,

Vendryès [32]

a

_également

noté le

_{comportement particulier}

des nuclides «

satu-rées » du

_{,type 42kkX.}

Ces variations de la section efficace

(y, n)

peuvent

Fig.i.

s’expliquer grossièrement

de la

_façon

suivante : la courbe des défauts de masse

_(fig.

_{1) [33] présente}

des maxima en valeur absolue à

_chaque

_{fois que} l’on

passe par un _{noyau du}

_type

2kX,

ces fluctuations

diminuent d’intensité dans la zone A = _20, A _{= 40,}

les seuils des réactions

(y, n) passent

par des maxima pour les nuclides

correspondants,

donc pour une

énergie

de

_rayonnement

y déterminée

(ici

les

rayon-nement de

_17,6

et

I4,8

MeV de la cible du

lithium),

on se _{trouve pour} ces nuclides

_{plus près}

du seuil.

Or,

si la courbe de section efficaces est uniformément croissante en fonction de

_{l’énergie d’excitation,}

les variations

_d’énergie

de-liaison

_expliquent

les minima des sections efficaces mesurées avec ce

_rayonnement.

Fig. 2.

En

_réalité,

les sections efficaces ne sont _pas

unifor-mément

croissantes,

elles

_présentent

une « forme de

courbe de résonance », mais

les.

énergies

des maxima

de ces courbes sont toutes situées au-dessus de

17,6

MeV et ces courbes

_présentent

une

_grande

ana-logie

de _{forme. Pour les rayons y} de la cible de

lithium,

il

_n’y

a _{donc pas lieu de tenir}

_compte

de la

_partie

décroissante des courbes

_6(hv)

située au-dessus du

maximum. Cette allure des variations de

_{7(y, n)}

reliée

_{empiriquement}

à la constitution des nuclides

du

_type

_b(X

se trouve donc

_expliquée

_{par les}

varia-tisons

_{d’énergies}

de liaison

_{(fin. 2).}

Mécanisme des réactions

_{photonucléaires}

sur

les

_nuelides

_légers.

----

Actuellement,

il subsiste encore des difficultés

_{d’interprétation}

_{expérimentale}

du mécanisme des réactions

photonucléaires

sur les éléments

_légers.

Il semble

_parfaitement

_{établi que pour les}

photo-désintégrations 126C (y,

3 a)

et

_{168 o (y, 4a}

on _{ait passage}

avec une faible

_probabilité

par le nuclide

"Be

à l’état

fondamental,

ce

qui

détermine dans les émulsions

des fourches de

_particules

a en forme de

BT,

ies deux branches du V étant très

_{rapprochées.}

Mais,

par

contre,

le passage par

"Be

à des états excités de

3,

4, 5

et 8 MeV semble

beaucoup

moins certain.

J’ai montré que pour la réaction

126 C (y,

3

_{a) produite}

par la raie de

17,6

MeV de la cible de

lithium,

l’hypo-thèse du passage par

’Be

à l’état excité conduisait à admettre indifféremment pour

chaque

étoile un niveau de

_3,

5 et 8

_MeV,

ce

_qui

m’a conduit à

_envisager

l’hypo-thèse de la

_{phototripartition}

du nuclide

_{excité 1 2}

C.

Par

contre,

une étude

_théorique

_[34]

utilisant un

modèle en

_particules

« semble montrer _{que la}

tripar-tition aurait une

_probabilité

notable seulement aux

grandes

énergies.

Or,

une étude

_{expérimentale}

de

Wilkins et Goward

_{[35] récente,}

faite avec le rayon-nement de

freinage

de 70

MeV,

semble

indiquer

l’in-tervention de

_Be,

à un niveau de

_{(16,9 ±: o,3)}

MeV;

cette même étude montre encore _{le passage} avec faible

_probabilité

par

8Be

à l’état

fondamental,

d’autres étoiles semblent montrer _{des passages par}

d’autres niveaux excités.

De toute

_façon,

_{l’hypothèse}

de réactions à trois

particules

dans la

_{’photodésintégration}

des éléments

légers

semble avoir été éliminée sans

_arguments

expérimentaux

suffisants. En

outre,

des difficultés

d’interprétation

se

_présentent

concernant la

désin-tégration 8Be

--> 2 a _{pour le niveau de} 3

_MeV,

ainsi

que

pour

d’autres

réactions

nucléaires,

en

particu-lier

_[36],

[37].

On

_peut

conclure en disant que d’autres études

expérimentales

et

_théoriques

sont _{nécessaires pour}

éclaircir définitivement le mécanisme d’un certain nombre de réactions nucléaires

_pouvant

éventuelle-ment faire intervenir un _{processus :}

ou un _{processus de}

_tripartition

61

grossier

que celui

qui

a été utilisé

_jusqu’ici

corres-pondant

à attribuer aux _noyaux en

_particules

oc une

structure du

_type

moléculaire est

_{peut-être susceptible}

de donner des résultats dans

_lesquels

on

_pourrait

avoir une

_{plus grande}

_{confiance. ,}

Notons toutefois que

l’hypothèse

de la

_tripartition

de

12 C

si elle se trouve confirmée

_pourrait

être

_comprise

par un mécanisme du

_type

«.

_chauffage

_{local »}

_proposé

par Courant

[14].

Le noyau

comportant

ici peu de

particules,

on

_{pourrait comprendre}

une certaine

répartition

sensiblement

égale

de

_l’énergie

d’excitation

entre les trois

_particules

« émises. A de

plus grandes

énergies,

l’effet

_{photonucléaire}

direct

_pourrait

alors tendre à donner une

_{plus grande énergie}

à une seule

des

_particules

oc, ce

phénomène prenant

une

impor-tance

_croissante,

_expliquerait

_peut-être

la croissance anormale de la section efficace

_16C(Y,

3a)

après

le

maximum’situé vers 18 MeV.

Manuscrit reçu le 23 septembre 1952.

BIBLIOGRAPHIE.

[1]

CHADWICK, GOLDHABER. 2014 Nature, 1934, 134, 237. [2] LATASTE. - J.

Physique

Rad., 1952, 13, 39.

[3] HIRZEL et WAFFLER. 2014 Helv. _{Phys. Acta, 1947, 20, 373.}

( Voir

bibliographie plus complète, article _I)

[4] CHASTEL. - C. R. Acad.

Sc., 1950, 230, 2020.

[5] TOMS, HALPERN et STEPHENS. - Bull. Amer.

Phys. Soc.,

1949, 7, 22.

[6]

TOMS et STEPHENS. 2014

Phys. Rev., 1951, 82, 709.

[7] BYERLY et STEPHENS. _{2014 Phys.} Rev., 1951, 81, 473.

[8]

BYERLY et STEPHENS. 2014 Phys. Rev., 1951, 83, 54.

[9]

MANN et HALPERN. 2014 _{Phys. Rev., 1951, 82, 733.}

[10]

DIVEN et ALMY. 2014 _{Phys. Rev.,}

_1950,

80, 407.

[11]

SCHIFF. -

Phys. Rev., 1948, 73, 1311.

[12]

JENSEN. - Nat.

Wiss,

1948,

35, 190.

[13]

COURANT. - Bull. Amer.

Phys. Soc., 1948, 23, 30.

[14]

COURANT. - _{Phys. Rev., 1951, 82, 703.}

[15]

SHERR, HALPERN et MANN. 2014 _{Phys. Rev., 1951,} 84, 387.

[16]

GOLDHABER et TELLER. 2014 _{Phys. Rev., 1948,}

74, 1046. [17] KOKLOV. 2014 _{Ousp. Phys.} Naouk, 1950, 42, 316.

[18] LEVINGER et BETHE. -

Phys. Rev., 1950, 78, 115.

[19]

CAMERON. 2014Phys.

Rev., 1951, 82, 272.

[20] HASLAM et SKATSGARD. -

Phys. Rev., 1951, 81, 479. [21] KATZ et PENFOLD. 2014 Phys. Rev., 1951, 81, 815. [22] HASLAM, SMITH et TAYLOR. -

Phys. Rev., 1951, 84, 840. [23] WEISSKOPF et EWING. 2014 _{Phys. Rev., 1940,} 57, 472. [24] CHEW et GOLDHABER.2014 _Phys. Rev., 1950, 77, 470. [25] HASLAM, CAMERON, COOKE et CROSBY. -

Communica-tion _privée, à _paraître.

[26] LE COUTEUR. - Proc.

Phys. Soc., 1950, A _{63, 259.}

[27] CAMERON et KATZ. -

Phys. Rev., 1951, 84, 608.

[28] TOMS, HALPERN et _STEPHENS. -

Phys. Rev., 1950,

77, 753.

[29] TOMS et STEPHENS. -

Phys. Rev., 1951, 82, 709. [30] JENSEN. 2014 Proc. Phys. Soc., 1948, 61, 579.

[31] CHASTEL. - C. R. Acad.

Sc.,

1949,

228, 1803.

[32] VENDRYES. 2014 Thèse, Paris, 1951..

[33]

BERTHELOT. - Cours

Physique

nucléaire, Sorbonne, . Paris.

[34]

TELEGDI et VERDE. 2014 Helv. _Phys. Acta, 1949, 22, 380.

[35] WILKINS et

_{GOWARD. 2014 Proc.}

_Phys. Soc., 1951, 64, 1056.

[36] LI et WARD

WHALING.2014

Phys. Rev., 1951, 81, 661.

[37] CHASTEL. - C. R. Acad.