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Sur l’origine des alphas de scission
N. Cârjan
To cite this version:
SUR L’ORIGINE DES ALPHAS DE
SCISSION
(*)
N.
CÂRJAN (**)
Institut für
Kernphysik
der Technischen HochschuleDarmstadt,
R.F.A.(Reçu
le 27 novembre 1975, révisé le23 fevrier
1976,accepté
le17 juin 1976)
Résumé. 2014
On présente un mécanisme d’émission pour les
particules
03B1 de scission à partirduquel
le spectreénergétique,
lafréquence d’apparition
et leur variation en fonction de divers paramètres reçoivent une explication unitaire. On discute, en outre, de nouvelles possibilités d’études de lastructure et de la dynamique du système fissionnant, au-delà du dernier point-seuil. Abstract. 2014 An emission mechanism for the scission
03B1-particles
is presented. On this basis, the energy spectrum, the rate of appearance and their variation with différent parameters are explained. Newpossibilities
ofstudying
the structure and dynamics of the fissioning systembeyond
the lastsaddle-point
are also discussed.Classification Physics Abstracts
4.260 - 4.390
1. Introduction. - Les
investigations
sur la fission nucl6aire binaire ont elucide de nombreux aspects relatifs a la transition du noyau de 1’6tat fondamentalau dernier
point-seuil,
mais par contre ont peuexplique
sa descente vers le
point
de scission. De cefait,
ilest evident que tout
phenomene
connexequi
peutfournir des
renseignements
sur cette dernière6tape
est considere avec
grand
int6r8t.La fission
accompagnce
departicules 16g6res
repr6-sente, apparemment, un admirable
exemple
d’un telphenomene
car, comme la directionprincipale
d’6mis-sion(perpendiculaire
a 1’axe defission)
de ces noyaux16gers
le prouve, c’est la scission memequi
definittant le lieu que le moment de leur
apparition.
Enoutre, la similitude des
caract6ristiques
desfragments
lourds dans le cas de 1’6mission de cesparticules
etdans le cas inverse montre
qu’il
n’est pasquestion
de deux canaux differents et donc que des informations obtenues apartir
d’un des processus peuvent etre utilis6es dans 1’autre.Comment
procede-t-on
pour extraire lesdonn6es,
que ces
particules
16g6res
portent,
concernant la maniere suivantlaquelle
le noyau se brise ?D’habi-tude,
onparam6trise
laconfiguration
des troisfrag-ments au moment de 1’emission de la
particule 16g6re
et on fait varier les
param6tres
jusqu’a
ce que lestrajectoires
qui
ycorrespondent
conduisent a lareproduction
des r6sultatsexp6rimentaux :
distri-butionsangulaires
et6nerg6tiques.
Les
grandeurs
qui
d6finissent laconfiguration
initiale sontrepr6sent6es
dans lafigure
1. Dans le casle
plus simple,
chacune de cesgrandeurs
introduitdeux
param6tres pour
caract6riser sa distribution : une valeur moyenne et unelargeur.
Le nombre desparam6tres
est donc tropgrand pour que
leur d6ter-mination soit suffisammentprecise
et, comme on 1’aremarque
plusieurs
fois,
ils sont fortement corr6l6sentre eux, en sorte que tout
ajustement
sera nonunivoque.
En outre, iln’existe, a priori,
aucune raison de supposer une forme donn6e pour les distributions.FIG. 1. - Paramètres
qui définissent le syst6me fissionnant à l’instant de l’emission de la particule l6g6re.
Pour reduire 1’arbitraire dans ce
proc6d6,
on essayedans cet article de
comprendre
le mecanisme de 1’emission desalphas
de scission etd’apporter
ainsi des informationstheoriques suppl6mentaires
concer-nant la
configuration
initiale.Dans 1’elaboration d’un tel m6canisme la
premiere
question
c’est d’6tablir laposition
du moment d’6mis-sion par rapport au moment deseparation
desfrag-ments.
(*) Partiellement, ce papier a fait l’objet d’un expose donne
aux Journées d’Etude sur la Fission, Cadarache, France, 21-23
octo-bre 1974.
(**) Adresse permanente : Institut de Physique Atomique, Bucarest, Roumanie.
1280
2.
L’hypothese
d’6mission avant le moment de scis-sion. - Nous voudrions mentionnerquelques
consi-derationsqui
semblent exclure lapossibility
que lesparticules
a delong parcours
soient 6misesapres
lascission.
2.1 Si le deficit de quatre unites est
corrige,
la distribution des masses dans la fission a,except6
le fait
qu’elle
estplus
6troite,
coincide dans tous sesaspects avec celle de la fission ordinaire
[1, 2].
Mais la
probabilit6
qu’un
desfragments
6metteune
particule
a,Pi
+P2,
varie fortement avec la division de masse(et
decharge correspondante),
et cette variation n’est pas semblable
(elle
n’a d’ailleursaucune raison de
1’etre)
a la distribution des masses.Ce
comportement
reflete enmajeure partie
la variationd’6nergie
de liaison de1’alpha
avec la masse et lacharge
dufragment
6metteur et il est soutenu par des calculs dans1’hypothese d’6vaporation
[3]
et est contenu dans la variation de lad6pense d’6nergie
Ee
avec la masse et la
charge
dufragment
emetteur dans le mod6le nonadiabatique
[4].
Par
consequent,
la distribution des masses ne pourrapas etre
gardée
par une emissionpost6rieure
aumoment de la scission.
En outre, comme 1’emission de la
particule
aapres
la scission modifie seulement les
propri6t6s
dufrag-ment
emetteur,
16ger
oulourd,
toutes les distributionsconcernant un des
fragments
devront avoir uncarac-t6re double : l’un
correspondant
au cas ou lefragment
est
6metteur, I’autre
au cas contraire.N’ayant
pas de raisons de consid6rer les distributions desfragments
6metteurs sensiblementplus
6troites que les autres, les distributions r6sultantes devrontetre,
deslors,
plus larges.
Mais enrealite,
tous ces spectres(masse,
6nergie cin6tique
et neutrons6mis)
sontplus
etroits. Une emission ant6rieure a la scissionexplique
fort naturellement cettecaract6ristique :
elle diminue letaux de diffusion des nucl6ons dans la
region
du col et(voir
plus
loin)
se fait par le ralentissement dupro-cessus de fission.
2.2 Dans la fission induite par neutrons, la classi-fication des
rapports
Na/NF
en deux groupescor-respondant
aux diverses resonances[5],
estcompl6-tement en accord seulement avec la determination
directe du
spin
J de la resonance et n’est pas du toutcoff6lable avec la
multiplicite neutronique
7laquelle
correspond
a1’energie
d’excitation existante. De ce fait il r6sulte que cette classification reflete des differences dans la structure, mais non dans laposition
relative ou dans d’autrescaract6ristiques
desdeux 6tats
possibles
de transition vers la scission.Le moment de scission
produisant
une transition dephase
dans la structure dusysteme,
1’emission doit avoir lieu avant ce momentlorsque
les informations relatives a la structure du canal de fission seperdent.
2.3 Une emission ant6rieure est favoris6e du
point
de vueenergetique.
Ceciprovient
de ce que beaucoupd’amas
malgr6 qu’ils
soient fortement lies dans lesfragments,
sont par ailleurs libres dans lesysteme
fissionable. D’autre part1’energie disponible
pour1’emission des
particules
est considerablementplus
petite apres
la scissionqu’entre
lepoint-seuil
et lepoint
de scission.2.4 Si on considere que la similitude des
carac-t6ristiques
desfragments
lourdsimplique
la similitude desconfigurations
descission,
on peutajouter
encore un argument.La moyenne de
1’energie
d’excitation dans la fissionspontan6e
de2 5 2 Cf
est seulement de5,5
MeVsup6-rieure a celle du cas ou la meme fission est
accom-pagn6e
d’uneparticule
a[2].
Toutefois,
dans le cas ou1’emission aurait lieu
post6rieurement,
la presque totalite de1’energie
n6cessaire(au
moins 20MeV)
devrait etredepensee
sur le compte de1’6nergie
d’excitation desfragments.
Bien que 1’enumeration
pr6c6dente
soitincomplete,
il est clair que lesparticules alphas
de scission sont6mises avant la
separation
dusyst6me
fissionableen ses deux
fragments.
Cette localisation
suggere
un m6canismesimple
pour leur emission. De
quoi
s’agit-il ?
3. Un m6canisme
possible.
- Tous lesnoyaux qui
fissionnent sont des emetteurs
alpha
dans leur 6tat fondamental. Cettepropriete
se conserve tout aulong
du parcours du noyau vers lepoint
descission,
bien sur continuellement modifie par les nouvelles formes et bilans
6nerg6tiques
associ6s achaque
moment de la fission. Une source
possible pour
lesalphas
de scission serait donc lad6sint6graeion
aa
partir
de la dernière6tape
du processus de fission.Les
particules qui
peuvent
etre 6mises suivant le mecanisme en cause ne se r6sument pas au noyau4 He,
tous les raisonnements
qui
suivent 6tantapplicables,
dans une meme mesure, an’importe quelle
structurelibre dans le noyau.
Avant tout il est naturel
d’essayer
devoir,
dans unepremiere
estimation ou une s6rie d’effets consid6r6s comme secondaires serontn6glig6s, quelles
sont lespredictions
de cettehypothese
pour lesprincipales
observables du
phenomene.
,
4.
L’origine
de la distributionangulaire.
- Dansun article
precedent
[6]
on a estime laprobabilite
qu’une particule
a existe en un certainpoint
P de lasurface du noyau fissionant. En la calculant en divers
points,
nous avonsrepr6sent6, figure
2 de la r6f[6],
sa distributionqui
constitue la distributionprimaire
de x et y.
L’amplitude
d’onde de1’alpha
a etc d6finie parLe mod6le a couches avec
appariement
a etc utilisepour la
description
des 6tats nucleairesimpliqu6s.
Les trois courbescorrespondent
au demierpoint-seuil et aux deux
6tapes
intenn6diaires entre le dernierpoint-seuil
et lepoint
de scission.Prédisant,
quand
onapproche
du moment de lascission,
la formation desparticules
a avecpreference
pour la,region
ducol,
les r6sultats contiennent des lors la
caract6ristique
demand6e par la directionprincipale
d’6mission desparticules
a au cours de la fission.Cependant,
laprobabilite
de formation aux extr6mit6s dusyst6me
fissionant n’etant pasnulle,
unepetite
partie
desalphas
de scission seront 6mis aussi dans la direction des
fragments
etpourraient
constituer la source de cequ’on
appelle
l’imissionpolaire.
A cepoint
de ladiscussion,
il fautsouligner qu’en
raison surtout de l’incertitude desparametres
nucl6aires,
on ne peutattendre que ces courbes
repr6sentent davantage
qu’une
image
qualitative.
On
peut
aussi remarquer que cette variation de laprobabilite
de formation en fonction de laregion
de la surface nucl6aire est en accord
qualitatif
avec sonanalogue classique :
la variation du nombre decollisions par unite de
temps,
contre le mur depoten-tiel,
d’uneparticule
existant dans le noyau.5. Le bilan
energetique.
-L’6nergie
dontdispose
une
particule
a, dans la mesure ou elle existe dans unnoyau
donne,
est d6crite par :si le noyau considere n’a pas d6pass6 le
point-seuil.
Pour les noyaux
fissionables,
cette diff6rence restetoujours positive.
Pour252Cf
parexemple,
ellediminue de 6 MeV dans 1’etat fondamental a
3,6
MeVau demier
point-seuil
etpr6sente
ensuite une tendancea remonter
[7].
Apres
lepoint-seuil 1’alpha
reeoit
aussi unepartie
de
1’energie potentielle
libereependant
la descente dunoyau vers le
point
de scissionjusqu’au
momentou,
s’approchant
du sommet de labarriere,
ils’6chappe.
En
consequence,
la distribution des valeursQ
seradonn6e par la
probabilite T(Q) qu’une particule
aayant
1’energie
Q
yp6n6tre,
bien sur a conditionqu’elle
ne soit pas 6mise avant
d’atteindre
cette6nergie,
c’est-a-dire :
ou nQ est le nombre de fois que la
particule essaye
dep6n6trer
la barri6re avant d’atteindre1’energie
Q
et
En
lesenergies qu’elle
possede
achaque
essai.Dans la
figure
2 sontrepr6sent6es
les barrieres vuespar la
particule
a dans un noyau236U
extremetnent d6form6. La distancecorrespondante
entre les centresdes
fragments
estproche
de cellepr6dite
par les mod6-lesdynamiques
au moment de la scission dans lerapport
de masse leplus probable
(voir
r6f[8]).
FIG. 2. - Potentiels de la particule a a proximité du moment de
la scission au col (en haut) et aux extr6mit6s (en bas). La ligne pointill6e repr6sente les potentiels coulombiens correspondant
aux fragments ponctuels pour Do = 18,4 fin et la ligne en tirets
repr6sente la forme suivant laquelle les barrieres ont 6t6 approchees
lors du calcul de leur transparence.
FIG. 3. -
Spectres a au moment de 1’6mission pour une
confi-guration donnee, correspondant aux cas dans lesquels les parti-cules sont 6mises au col (en haut) et aux extremites (en bas). La
1282
Le resultat de
1’application
de1’equation (2)
a cesbarrieres est montre dans la
figure
3. Un spectrecontinu s’obtient si on tient compte de la
dispersion
enenergie
de l’onde a, en accord avec la relation d’incertitudetemps-6nergie.
Dans la mesure ou
1’energie
disponible d6passe
ladepense d’6nergie
vmax -
Q°
(1)
onprévoit
donc unedistribution des
energies
a dans lesysteme
nucl6aire16g6rement asym6trique
autour d’une valeur tresproche
du sommet de la barrière.It
est a noter queaussi le spectre mesure
pr6sente
une telleasym6-trie
[9].
On peut remarquer la
d6pendance
de la forme duspectre
de la diffusivité et de laprofondeur
du poten-tiel a-nucleaire et on a des lors unepremiere
possibilite
d’obtenir des valeurs
expérimentales
pour cesder-ni6res.
L’6quation
(2)
repr6sente
un seul mode de scissionet, pour obtenir la forme du
spectre mesure,
il faudra donc sommer sur tous les modespossibles :
ou Wi est le
poids
du mode i(2).
La
largeur
du spectre a r6fl6tedonc,
comme lalargeur
du spectred’6nergie
cin6tique
desfragments,
la distribution deselongations
Do
et desenergies
cin6tiques
EF0 .
Ignorant
lerapport
danslequel
ces deux causesinterviennent on ne peut actuellement calculer avec
precision
cettelargeur. Supposant qu’il
est aussipossible
qu’a
un tel4
correspondent plusieurs
couples (Do,
J5’i?),
il serait tres utile de mesurer lespectre a pour un tel
4
et un rapport de masses donneR
puisque
la variation de(Do,
EF)
nemodifie,
nidans le meme sens, ni dans la meme mesure, les valeurs de
EF
et deQa.
Pour
obtenirquand
meme un ordre degrandeur,
les deux causes
possibles
de la deviation standardQEF
par
rapport
a1’energie cin6tique
totale laplus probable
desfragments
pour un R donne ont 6t6analys6es
ind6pendamment :
(1) En accord avec les calculs du mod6le de la goutte liquide
pour la difference d’6nergie entre le point-seuil et le point de scis-sion [10], les noyaux avec de petits param6tres de fissibilit6 (c’est-A-dire ayant d6jd une forme avec un col marqu6 au point-seuil) vont
se s6parer avant que la particule a n’atteigne le sommet de la bar-ri6re. Dans le cas de 1’6mission equatoriale, cet effet se fera sentir des que les noyaux seront plus 16gers que l’uranium.
(2) La distribution des masses donnant une idee de la distribution
de ces poids, il sera it possible que les noyaux de transition qui
presentent une distribution de masse caract6ristique a trois pics, aient un spectre a deux bosses.
et considerees comme des limites. A ces valeurs on
devra
ajouter
leslargeurs suppl6mentaires
dues a lalargeur
naturelle des etats virtuels a, a lalargeur
duspectre
Q
(Fig. 3),
a la variation deQ
en fonction de Ret a la distribution du
point
d’6mission.Revenant a la
premiere figure,
on remarque que nous avons maintenant 4 notredisposition
desproc6d6s
permettant d’6valuer toutes les distributions li6esa la
particule
a.6. Le
spectre
mesure. - Acause du mouvement
simultan6 des
fragments
lourds,
lesparticules
de laregion
du col nepeuvent
pasutiliser,
pour leuracc6-16ration,
tout lepotentiel
existant au moment de leur emission(Fig.
3).
Parconsequent,
la distribution de leurenergie cin6tique
finaleEa
serad6plac6e
vers lesvaleurs
plus
basses. On s’attend a un effet contrairepour les
particules qui bougent
dans la meme directionque les
fragments.
Pour 6tudier
quantitativement
ceteffet,
on apris
la situation de la
figure
2 commeconfiguration
ini-tiale et on a calcule les
trajectoires
desfragments
etde la
particule
a 6mise au col ou auxextr6mit6s,
enr6solvant le mouvement des trois
charges
ponctuelles
dans lechamp
coulombien mutuel. Dans lapr6sente
hypoth6se,
Vao,
qui
est donnee par la vitesse dedepla-cement de la, surface nucleaire
(disparition
de col oumouvement des
extr6mit6s),
depend
deVF
et a 6t6pris :
V° (col) _ - vF
etV°
(extr6mit6s)
=Vfl,
dans une
premiere
approximation.
Ce choix a etesugg6r6
par les r6sultats des calculsdynamiques
pourla fission nucl6aire
[10, 11].
Dans ces
conditions,
uneenergie cin6tique
totaledes
fragments
au momentd’emission
de 6 MeV(ou
4MeV)
explique
la valeurEa
= 16 MeV(ou
23
MeV)
de1’energie
a l’infini desparticules
detecteesperpendiculairement
a(ou
lelong
de)
1’axe de fission. On voit donc que dupoint
de vue6nerg6tique,
on nepeut
pas exclure nonplus
lapossibilite que
toutes lesparticules
a delong
parcours, quel que soit leurpoint
d’apparition,
soient 6mises dans la meme6tape
duprocessus de fission.
Le mouvement des
fragments
lourds n’a passeu-lement pour effet de
d6placer
la distributionQ
mais aussi de la r6tr6cir : lesparticules
6mises du col(des extr6mit6s) perdent (gagnent)
d’autant moins(plus) d’6nergie qu’est plus grande
la distance àlaquelle
ellesquittent
la
barriere,
c’est-A-direqu’est
plus petite
la valeur deQ.
7. La
frequence d’apparition.
- En liaison directeavec le bilan
energetique,
onpeut
6valuer le taux deproduction
desalphas
de scission.La
quantite
mesur6e dans ce processus,laquelle
peut
donner des informations concernant safrequence,
est le rapport
Na/NF
du nombre desparticules
a aunombre des fissions. Ce
rapport
a ete identifie avecÅa/ÅF
en consid6rantqu’il s’agit
d’un processus àMais dans le cas ou la fission et la
d6sint6gration
a seproduisent
simultan6ment,
comme c’est le cas dans1’hypothese
pr6sente,
1’interpretation
de ce rapportest diff6rente. Le nombre
NF
des noyauxqui
fission-nent, constituant 1’ensemble des noyaux dont on suit lad6sint6gration
a,Na/NF repr6sente
justement
laprobabilite
qu’un
tel noyau 6mette uneparticule
ade
long
parcourspendant
sa scission. Il est donc donne par la loi fondamentale de ladisintegration
radioactive :of i est le temps de scission
(c’est
en effet le temps demesure
qui
est fix6 cette fois par ladynamique
duprocessus de
fission).
S6parant
dans la constante ded6sint6gration
a,les deux
probabilit6s
qui
la composent : cellequ’un
amas a existe a la surface du noyau et celle que cet
amas
p6n6tre
la barri6re coulombiennenucl6aire,
1’equation (3)
devient,
pour un certain mode de scissionNa/NF
varie avec laconfiguration
du noyau au momentde 1’emission seulement dans la mesure ou
6’ varie,
donc extremement peu.
L’ignorance
de ladependance temporelle
dutrans-fert
d’6nergie
vers laparticule
a peut etre evitee enchoisissant un intervalle de
temps
durantlequel
laplupart
desparticules
sont 6mises et enapprochant
l’int6grale par
untriangle
de base Ai :Comme on le remarque a
partir
de lafigure
2 de la ref.[6]
et comme cela adeja
ete discute dans la ref.[6],
pour que la
plupart
desparticules pr6form6es
soientdetectees
perpendiculairement
a 1’axe defission,
c’est-a-dire pourpouvoir
constituer les a delong
parcours, ceux-ci doivent
quitter
les noyaux au coursde la derniere
6tape
du processus defission,
parexemple pendant
le passage dusysteme
de la d6for-mation s =0,900
a B =0,985.
Cet intervalle detemps
estime de nouveau a
partir
des r6sultats du mod6ledynamique
de la goutteliquide
[10, 11]
est d’environ de 5 x1 O - 22
s etsemble,
àpremi6re
vue,exagerement
court pour que les
particules
soient emises enquantite
detectable.
Mais
1’equation
(4)
demontre que ce meme intervallede temps
explique
aussi la valeurexperimentale
durapport
Na/NF.
Eneffet,
utilisant : ,- la valeur
experimentale
de lalargeur
reduite de lad6sint6gration
a de 1’6tat fondamental de216U
[12] :
d2 = 1,6
x10-2 MeV,
qui
est d’ailleurs une valeurrypique
pour tous les noyaux mesuresjusqu’a
present,
- le fait que la valeurint6grale
de laprobabilite
ie formation ne varie pas sensiblement avec lad6for-mation
[6],
- les r6sultats de la
figure
3 et - AT = 5 x10-22
s, il en r6sulte :D’apres
la mani6re dont elle a eted6duite,
onremarque que cette valeur est 6norme dans la mesure
ou elle est seulement trois fois
plus
petite
que la valeur maximalepermise par
la nature du processuset que la valeur
correspondante
pour lad6sint6gra-tion a de 1’etat fondamental est, quant a
elle,
trenteordres de
grandeur plus petite.
Cette r6ussite a
reproduire
la valeurexperimentale
deNaINF
r6duit en m8me temps les doutes associ6sa la determination de la
largeur
reduite a, ouplus
pr6cis6ment
du facteur de transmission desparti-cules a
(voir
aussi ref.[14]).
8. L’influence des
caractkristiques
dusyst6me
fis-sionable. - En
nous situant dans la
ligne
de la memehypothese,
il nous reste a 6tudier ladependance
du spectreenergetique
et du rapportNa/NF
par rap-port auxparam6tres
dusyst6me
fissionable.La valeur la
plus probable
de1’energie cinetique
est d6termin6e seulement par la hauteur de la barri6re
et par la vitesse de
deplacement
desfragments
imm6-diatementapres
le moment d’6mission. Elle sera,par
consequent,
completement ind6pendante
de1’ener-gie
d’excitation et relativement constante en fonctiondu
parametre
defissibilit6,
I"accroissement de I’acc6l6-ration depr6scission
compensant 1’616vation de la barriere.En ce
qui
conceme ladependance
de1’energie
cinétigue
vis-d-vis du rapport des masses, la fonc-tionEa(R)
nepourrait
8tre calculee que si l’onconnais-sait exactement la modification du mode de scission
en fonction de
I’asym6trie.
Une idee en est donn6epar la
grandeur
EF(R)
mesuree. Le fait que, quel que soit lesyst6me 6tudi6,
le maximum de cette fonctioncorresponde
aufragment
doublemagique
132Sn,
sugg6re qu’il s’agit
essentiellement d’un effet de forme et que par consequent la variation des61onga-tions commande
principalement
cecomportement.
Mais
puisque
uneaugmentation
de seulement 20%
du rapport des masses devrait etreaccompagn6e
d’une diminution de
Do
de 3 fm(qui
est toutefois inconfortablementgrande
pour1’expliquer)
il faut des lors supposer que la modification deEF
apporte
aussi une contribution. La variation deEa
avec Ra ete
calculee,
figure
4,
pour diverseshypotheses
(3) On a constate que la rupture des paires dans la fission en
fragments impairs se fait sur le compte de 1’energie cin6tique de
pr6scission [13] et donc du ralentissement du processus de scission. Par consequent on s’attend que Na/NF montre un effet pair-impair
1284
FIG. 4. - D6pendance de la valeur la
plus probable de 1’energie
cin6tique des particules a emises pendant la scission de 236U en
fonction de la masse du fragment lourd. On a considere les cas
dans lesquels E° contribue pour 10, 20, 30 et 40 % a la variation de EF en fonction de la masse du fragment lourd.
relatives a cette contribution. nest surement tr6s
probable que
laproportion
AE’/AE F F
est elle-meme fonction de masse, en sorte que les courbes de lafigure
4 ont seulement une valeur indicative(4).
Par contre, une mesure
precise
de cettedependance
peut etre utilisee pour obtenir des informations
quantitatives
sur la modification du mode de scissionen fonction de
I’asym6trie.
La
largeur
duspectre
6nerg6tique
desparticules
16g6res
de scission subira les memes variations que lalargeur
de la distribution de1’energie cinetique
desfragments,
c’est-A-direqu’elle
augmentera avec latemperature
nucl6aire et diminuera avec1’augmenta-tion de
I’asym6trie
en accord avec ce que1’exp6rience
indique [2].
En ce
qui
conceme les variations du rapportNaI NF
en fonction des divers
parametres,
elles serontg6n6ra-lement
petites
et d6termin6es par les variations de lalargeur
r6duiteð2
(5).
De telles correlations entre
(Na/NF)exp.
et62
ontete mises r6cemment en evidence
[15].
La
probabilite
de formation d’amas diminuanten meme temps que 1’echauffement de la mati6re
nucl6aire,
Na/NF
decroitra16g6rement
avecJ’££rgie
d’excitation.
On sait que
d2
varie peu d’unnoyau
a 1’autre sice n’est dans les rares cas
oiloi franchit
des inter-valless6parant
lescouches énergétiques
des protonsou des neutrons.
U e
etudesyst6matique
de la variation deNa/NF
avec Z et Npourrait
doncconfir-mer ou
infirmer
1’existence de noyaux magiques aux, formes a cou
marqu6 [16],
c’est-A-dire de couchesferm6es au-dela du demier
point-seuil.
Enfin,
il faudraitpeut-etre ajouter
que 1’emission (4) En d6pit de ces incertitudes, le fait que se produise toujours un changement dans 1’allure de la courbe a la valeur de M = 132demeure n6anmoins une caract6ristique generale.
(5) Cette affirmation ne s’applique qu’aux noyaux transuraniens
pour lesquels la distribution de 1’energie disponible d6passe la
depense d’6nergie Er. Pour les noyaux suburaniens, on doit s’atten-dre a ce que la proportion des particules a dans 1’ensemble des
fissions diminue pour devenir ind6tectable pour Z2 IA 1/3 1000.
simultanee des deux
particules l6g6res
peut aussi etre traitee dans le memecadre,
laprobabilite
de coexistence de deuxparticules
dans un noyau 6tantfinie.
Ea,
mesure dans le cas d’une telle emission doublependant
la fissionspontan6e
de252Cf
[17],
est de2 MeV
plus petit que
dans le cas de 1’6missionsimple,
cequi
reflète le fait que la deformation au moment de 1’6mission estplus grande
et,peut-etre,
que 2 xEccou
d6passe
la moyenne de1’energie disponible.
Cette derni6resupposition
peutjustifier
aussi la valeur relativementpetite
deN2a/lVF
parrapport
a(Na/NF)2.
En meme temps,
predisant
uneproportion plus
elevee des
polaires
dans 1’ensemble desparticules
descission,
elle peutexpliquer
une valeurW
(180°)/ W (90°) pr6s
del’unité,
c’est-a-dire la corr6-lationangulaire experimentale
[17],
paradoxalement
petite,
entre les deuxparticules 16g6res.
Pour la
majorite
despoints
6tudi6s 1’accord entreles
previsions th6oriques
et les donn6esexp6rimentales
peut etre v6rifi6 consultant la ref.[4].
Les autressources ont ete cit6es
séparément.
Quoique
toutes les estimationspr6c6dentes
soienten accord avec les donn6es
exp6rimentales
existantes,
on n’a pas voulu confronter ces calculspr6liminaires
directement avec les r6sultats
experimentaux.
Pourassurer d6finitivement la validite du modele
present,
des calculs d6taill6s seront effectu6s.
9. Discussions. - Il est int6ressant de
remarquer que la diff6rence entre les
energies
d’excitation desfragments
lourds dans les deux modes de fission(voir
§ 2)
ned6passe pas
visiblement la valeurQ’
au moment de lascission,
au moins dans les limitesentre
lesquelles
ces deux valeurs peuvent etreestimees,
et ne peut donc etre
interpretee
comme1’energie
consomm6e a
partir
de1’energie
d’excitation pour 1’emission de1’alpha.
En d’autres termes, c’est1’energie intrins6que suppl6mentaire
que lesyst6me
fissionable,
dans la mesure ou il ne contient pas unamas a
libre,
peut
transformer enenergie
d’excitation.L’6nergie
n6cessaire(EJ
est doncd6pens6e
surle compte de
1’energie cin6tique
depr6scission,
cequi
est aussi en accord avec la valeur trespetite
E3,
d6duite dansle § 6,
encomparaison
avec les40 MeV
approximatifs
deduits dans le cas de lafission binaire
[10, 11].
Dans cettesituation,
l’énergie
cin6tique
totale additionnelle mesur6e dans la fission arepr6sente justement
Qa
au moment de 1’emission :Le meme raisonnement est aussi valable pour 1’emis-sion
polaire
(6)
et on a ainsi enprincipe
troispoints,
(6)
Dans
ce cas, il n’existe pas encore de valeur experimentale pourAEF.
Par contre, on peut approcherQa
au moment de 1’6mis-sion polaire par sa valeur au moment de 1’6mission equatoriale (2,5 MeV dans le cas de 236U) et estimer ainsi cette difference. 11en r6sulte une energie cin6tique totale des fragments dans le cas
au-dela du demier
point-seuil, auxquels
on peuttester
I’applicabilit6
de nos m6thodes de calcul desmasses aux noyaux déformés au maximum.
La meme remarque conduit aussi a la conclusion
que la
probabilit6
d’excitation internependant
leprocessus de scission est tres
petite,
au moins dans sapremiere
partie.
Dans le casparticulier
desexcita-tions des
quasi-particules,
ceci ad6 i
ete d6montr6[13].
Pour
terminer,
il est souhaitabled’essayer
de foumir uner6ponse
a laquestion th6orique
essentiellede ce processus :
pourquoi
une sigrande
partie
de1’6nergie
disponible
est-elle c6d6e a laparticule legere ?
Comme cela ad6jA
eteremarqu6
les conditions suivantes doivent etre satisfaites pour qu’il en soitainsi :
a)
L’6nergie
disponible
doit etre concentr6e surtres peu de
degr6s
de libert6.De meme que dans les autres modeles
proposes,
ce reservoir
d’énergie
initiale est forme par 1’energie de deformation. Mais ici c’est1’energie
de deformation dusyst6me
fissionable au dernierpoint-seuil
et noncelle des
fragments primaires, qui
est consid6r6e.b)
Ledegr6
de libert6 de laparticule 16g6re
doit etre fortementcouple
avec ceux danslesquels 1’6nergie
disponible
est concentr6e.Imm6diatement
apres
lepoint-seuil,
comme danstout processus relativement
lent,
les excitationsintrin-s6ques
sont peuprobables,
voir parexemple
r6f.[18,
19].
Dans la mesure ou uneparticule
libreexiste dans un noyau, le
couplage
mentionn6plus
hautest donc fort. En outre, le
degr6
de libert6 de1’alpha
est
6galement
favoris6 auxd6pens
dudegr6
de libert6de la fission parce qu’il laisse aussi le mouvement du
centre de masse dans son 6tat fondamental. Le
caract6re
approximativement adiabatique
dupro-cessus de fission est donc conserve
jusqu’au
momentde la liberation de la
particule. Le processus
sed6rou-lera ensuite comme dans la fission ordinaire : si la vitesse
d6passe
la limiteadiabatique,
laprobabilit6
d’excitationcroit,
cequi
ralentit a son tour I’acc6l6ra-tionsubs6quente
du processus.11
existe,
pour un certain aspect, une ressemblancefrappante
avec lad6sint6gration
a ordinaire d’un6tat initial vers diff6rents 6tats finaux : toute
1’6nergie
lib6r6e est
g6n6ralement
c6d6e a laparticule
a etseulement tres rarement utilis6e a 1’excitation du
noyau r6siduel. Ceci d6coule de ce que les transitions
qui
impliquent
des modifications essentielles dans 1’etat du noyau sont fortement interdites. Onexplique
de meme leminimum,
dans la section efficace pour le transfert des deuxparticules,
aupoint
de transitionsphérique-déformé [20].
Si elle est
g6n6rale,
cetteexplication
pourrait
contribuer a la formation d’une
image plus
concrete de cequ’on
nomme l’amortissement de la descentevers la scission :
1’6change
dudegr6
d’excitation estinfluence d’une part par le
degre
de non-adiabaticit6 de cettedescente,
d’autrepart
par la valeur maximale du recouvrement des 6tatsimpliqu6s.
10. Conclusion. - On a montre que la
compre-hension du mode d’6mission des
particules 16g6res
de scissionpeut
transformer ce processus en un veri-table instrument d’6tude de la structure et de ladynamique
dusyst6me
fissionable au-dela du demierpoint-seuil.
Remerciements. - Je voudrais
exprimer
magrati-tude au Professeur J. Theobald pour l’int6r8t
qu’il
a manifest6 a ce travail et la lecture
critique
dumanus-crit.
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