FISSION NUCLEAIRE

(1)

HAL Id: jpa-00219837

https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00219837

Submitted on 1 Jan 1980

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.

FISSION NUCLEAIRE

B. Leroux, G. Barreau, T. Benfoughal, B. Bruneau, F. Caïtucoli, N. Cârjan,

T. Doan, A. Sicre

To cite this version:

(2)

JOURNAL DE PHYSIQUE

_{Colloque C3, supplément au n}

O 4 ,

Tome

41,

avril

1980, page C3-133

FISSION

NUCLEAI?E

B . Leroux, G . B a r r e a u , T. Benfoughal, B . Bruneau, P. C a ï t u c o l i , N . C â r j a n ,

. T . P . Doan e t A. S i c r e .

C e n t r e d ' E t u d e s N u c l é a i r e s d e B o r d e a u x - G r a d i q n a n l e H a u t V i g n e a u , 331 7 0 G r a d i g n a n , F r a n c e .

Résumé. - Des p r o g r è s i m p o r t a n t s ont été r é a l i s é s c e s d e r n i è r e s années dans l a compréhension du m é c a n i s m e de fission n u c l é a i r e ; nous p r é s e n t o n s quelques r é s u l t a t s pour i l l u s t r e r c e s p r o g r è s .

A b s t r a c t .

-

Important p r o g r e s s have been p e r f o r m e d during the l a s t y e a r s in nuclear fission ; some r e s u l t s a r e presented to i l l u s t r a t e t h e s e p r o g r e s s .

Introduction.

Un effort t r è s important a é t é f a i t depuis une dizaine d'années dans l e domaine de l a f i s s i o n tant s u r le plan expérimental que s u r l e plan théorique; s i nous s o m m e s e n c o r e loin d'une description com- plète du m é c a n i s m e de fission, c e t effort a cepen- dant p e r m i s de mieux c o m p r e n d r e c e r t a i n s a s p e c t s du m é c a n i s m e . Au c o u r s d e cet exposé, nous p r é - s e n t e r o n s quelques r é s u l t a t s pour i l l u s t r e r l e s p r o - g r è s effectués c e s d e r n i è r e s années.

1. P r e m i è r e étape : p a s s a g e d e s b a r r i è r e s de f i s s i o n

.

1. 1 -Surface énerpie potentielle du noyau.

---

De nombreux a u t e u r s

[

1 - 5 1 ont calculé l ' é n e r g i e potentielle d e s noyaux l o u r d s en fonction de l e u r f o r m e en utilisant l a formule de m a s s e ba- s é e s u r l e modèle de l a goutte liquide e t en e f f e c - tuant d e s c o r r e c t i o n s de couche e t d'appariement p a r la méthode de Strutinsky

[

6

]

.

Bien qu'utili- s a n t d e s techniques de calcul différentes, c e s dif- f é r e n t s a u t e u r s ont obtenu d e s r é s u l t a t s t r è s s i m i - l a i r e s .

La f i g u r e 1, qui r e p r é s e n t e l ' é n e r g i e potentielle d'un actinide en fonction de son élongation et de s a striction, sous l a f o r m e de c o u r b e s de niveau i l l u s t r e l e s r é s u l t a t s obtenus.

P o u r une faible déformation, nous y trouvons un puits t r è s profond correspondant a u noyau dans

son é t a t fondamental, un second puits d e potentiel m o i n s profond, correspondant à une f o r m e éllipso- fdale du noyau, avec un r a p p o r t 2 e n t r e l e grand axe e t l e petit axe, e t u n c e r t a i n n o m b r e de v a l l é e s t r è s profondes, correspondant à différents m é c a - n i s m e s e t auxquelles on accède p a r d e s cols.

1 striction

fig. 1

Si nous supposons que le noyau fissionne en utilisant l e chemin l e plus favorable du point de vue énergétique, i l s u i v r a l a t r a j e c t o i r e IF-. l e long de laquelle son énergie potentielle, r e p r d s e n t é e s u r la f i g u r e 2

,

f a i t a p p a r a r t r e une b a r r i è r e de f i s s i o n p r é s e n t a n t deux m a x i m a s é p a r é s p a r un second puits de potentiel (d'une profondeur d'environ 3

Me'!

(3)

c3-

134 JOURNAL DE PHYSIQUE

dans la région du Plutonium) a l o r s que le modèle périmentales). Dans le cadre de la b a r r i è r e à deux de la goutte liquide prévoyait une b a r r i è r e de f i s - bosses, ces isomères sont attribués à l'état fonda- sion présentant un seul maximum. mental du second puits ou à un état excité du second

i1

Etats de Transition (,cab b r r t h )

Ebtr de Transitlm C5

-

G n l

Fig. 2

La dimension finie du noyau oblige l e s états de particule indépendante à s e regrouper en cou

-

ches, et la distribution de ces couches dépend de la forme du noyau. Pour les déformations c o r r e s - pondant aux points-selle A et B

,

la densité des états de particule au voisinage du niveau de F e r m i est supérieure à ce qu'elle s e r a i t en l'absence d'effet de couche, ce qui se traduit par une correc- tion de couche positive dans le calcul de l'énergie potentielle donnant naissance aux deux maxima. L'effet inverse s e produit pour les déformations

B I

e t

BII

.

1.2- Le secondquits depotentiel : existence et

---

conséquences.

---- ---

La prédiction par le calcul de l'existence d'un second puits de potentiel dans la b a r r i è r e de fission des actinides a immédiatement permis d'in- terpréter de nombreux résultats expérimentaux auxquels aucune explication satisfaisante n'avait pu être donnée jusqu'alor S.

a ) Isomères de forme

_{- - -}

:

Depuis la découverte du premier isomère de forme en 1962 par Polikanov

[

7

1 ,

une trentaine d'isomères ont été observés dans l a région s16ten- dant de l'Uranium au Berkélium [8

-

IO

]

.

Ces i s o m è r e s ont des énergies d'excitation d'environ 2 à 3 M e V e t i l s fissionnent avec des périodes comprises entre 14 m s e t quelques dizaines de ps (cette dernière limite étant due aux contraintes ex-

puits, lorsque plusieurs isomères de forme ont été observés pour le même noyau.

Tout récemment, Specht et al. 11

1

ont r é u s s i à déterminer le moment quadrupolaire de l'isomère de 8

r

s du 2 3 9 ~ u par l a mesure des vies moyennes des états de rotation construits sur cet isomère. Ce moment quadrupolaire, compris entre

+

3 4 et 39 b , conduit à un rapport c/a = 2,O - 0,l entre le grand axe et le petit axe de l'isomère, en excellent accord avec l e s prévisions théoriques. L'existence du second puits de potentiel est donc maintenant vérifiée expérimentalement.

b) Structures intermédiaires

_{- - -}

_{. . .}

dans l e s sections efficaces de réaction ln, f ) :

Pour des énergies d'excitation inférieures à la hauteur des deux b a r r i è r e s , il existe des états localisés soit dans le premier puits (états de classe 1 ), soit dans le second puits (états de classe II); ces états sont illustrés sur la figure 2. Dans le domaine des neutrons de résonance, la section efficace totale de capture de neutrons par les actinides présente un grand nombre de résonan- c e s correspondant aux états du noyau composé qui sont t r è s voisins des états de classe 1, mais ces résonances n'apparaissent dans la section efficace de fission de certains noyaux qu'au voisinage de certaines énergies particulières correspondant à la position des états de classe II qui sont moins denses que les états de classe 1 . Les états du second puits jouent le r61e d'étatsporte v e r s la fission

et sont responsables de c e s structures intermédiai- r e s , qui ont été observées pour plusieurs noyaux

(4)

c ) g_é_Çopapc_es- 45 - ~ i > ~ a J ~ ~ q :

P a r m i l e s états localisés dans le premier et dans le second puits, i l existe des états de vibration

6

qui jouent un rôle particulier dans la fission c a r la qi~asi-totalité de l'énergie disponible y est con- centrée dans le degré de liberté associé à la fission. Aux énergies d'excitation pour lesquelles la section

efficace de fission devient mesurable (à partir de 4, 5 MeV environ dans le cas des actinides), les états de vibration du premier puits sont complète- ment amortis et i l s s e retrouvent sous forme de com- posantes dans l e s états de classe 1 ; par contre les états de vibration t9 du second puits, dont l'énergie effective e s t plus faible, peuvent ê t r e a s s e z bien dé- finis en énergie.

La figure 3 , qui représente la variation du coefficient T à t r a v e r s la b a r r i è r e de fission en

f

fonction de l'énergie disponible dans le degré de l i - berté associé à la fission montre que T _f présente,

Fig. 3

pour des énergies correspondant aux états de vibration

6

du second puits de potentiel, des résonances qui vont s e traduire sous forme de résonances de vi- brationdans la probabilité de fission du noyau. La lar- geur d'une résonance e s t directement liée au temps de vie de l'état de vibration qui lui a donné naissance; elle dépend de la position de cet état de vibration dans le second puits, et d ' éventuel couplage de cet ~ état de vibration avec les états de classe II voisins. De nombreuses résonances de vibration ont été ob- servées

[

14,

16 1,

généralement sous l e seuil de fission. Certaines résonances présentent une sous- structure attribuée au couplage entre l'état de vibration et l e s états plus complexes voisins

[

17, 18

].

L'étude de ces résonances permet d'obtenir des informations t r è s variées.

1. 3-Détermination des b a r r i k r e s de fission.

La majeure partie des informations dont on

dispose s u r la forme e t la hauteur des b a r r i è r e s de fission provient de l'analyse des probabilités de fis-

sion des noyaux en fonction de leur énergie d'excitation, et de l'analyse des fonctions d'excitation de production des isomères de forme, effectuées princi- palement par le groupe de Los Alamos

[

19

1 .

a ) Probabilité de fission

_{. . .}

:

Ces probabilités de fission sont extraites des fonctions d'excitation de réactions (n, f ) ou

( p ,

f ) ou plus généralement obtenues p a r réactions directes

3

(d, pf), (t, pf), ( He, df) etc.

. .

Comme l'illustre la figure 4

,

la probabilité de fission croft t r è s rapi- dement pour des énergies d'excitation voisines de la hauteur de la b a r r i è r e la plus haute; la position du

seuil de fission dépend directement de la hauteur de cette barrière, tandis que la pente dépend de la cour- bure de cette b a r r i è r e .

E*

V i P )

n Fig. 4

b)

F_qn_cti~;_d_e-pr~$~ct_i~p-~-i_s_o_m~rg~

:

Les isomères de forme sont souvent formés a p r è s évaporation de neutrons, au cours de r é a c - tions du type ( O , xn) par exemple, comme l'illustre l a figure 5 , et l'on mesure la variation avec l'éner- gie de l a particule incidente du rapport entre le nombre de fissions retardées (provenant de l'isomère) et le nombre de fissions promptes [ 2 0

-

2 2 1 .

Fin. 5

(5)

C3-136 JOURNAL DE PHYSIQUE

dèle statistique rendant compte de la formation du noyau composé et de la compétition entre les diffé- rentes voies de sortie : fission, émission de neu- tron ou émission d'un rayonnement

r .

Les nom- bres effectifs de voies de sortie qui entrent dans cette analyse sont calculés en utilisant des densités de niveaux générées à partir des densités d'états de particules obtenues à l'aide du modèle en couches pour les déformations appropriées du noyau

[

23

]

.

Pour obtenir un bon accord quantitatif entre les résultats expérimentaux et les valeurs fournies par le modèle statistique, il e s t nécessaire de sup- poser que le noyau rompt s a symétrie axiale l o r s - qu'il franchit la première b a r r i è r e (déformation

₈

)

et qu'il franchit la seconde b a r r i è r e en empruntant: -soit un chemin le long duquel i l rompt s a symé- t r i e par réflexion (il prend une forme de poire) tout en conservant une symétrie axiale ;

-

soit un chemin légèrement plus élevé l e long duquel i l rompt sa symétrie axiale mais conserve s a symétrie par réflexion.

Chaque rupture de symétrie a pour conséquen- ce une forte augmentation ae la densitS de niveaux [ 2 4

1

qui s e répercute de façon t r è s importante sur les probabilités de fission calculées à l'aide du mo- dèle statistique. Ces propriétés de symétrie du noyau au niveau des b a r r i è r e s sont t r è s bien expli- quées par l e s calculs d'énergies potentielles [25-261

Une cinquantaine d'actinides ont ainsi été étu- diés et la figure 6 représente les résultats obtenus pour la hauteur des deux b a r r i è r e s EA et EB. La précision sur ces valeurs e s t estimée à

2

300 keV.

blement constante et voisine de 6 MeV a l o r s que l a seconde b a r r i è r e décroît de 6 , 5 MeV à 4 MeV l o r s - que l'on passe du Thorium au Curium. Ces résultats sont en accord avec l e s prévisions théoriques l e s plus récentes sauf en ce qui concerne l e s actinides l e s plus légers pour lesquels les premières barriè- r e s théoriques sont nettement plus basses que les valeurs obtenues expérimentalement. Nous allons y revenir.

e ) Effets-

de

o u c h e - _d_e-

s

5 con: ocdre

d e -

Les

b a ' ~ ~ ~ e - s &-fission :

Dans la région du Thorium, la seconde barriè- r e s e trouve juste au-dessus du large maximum p r é - vu par le modèle de l a goutte liquide et s a forme exacte e s t donc t r è s sensible aux effets de couche ; Nix

[

4

]

a montré qu'un effet de couche secondaire affaisse la partie centrale de la seconde b a r r i è r e asymétrique en masse, en faisant apparaître un troi- sième puits dans lequel le noyau

a

une forme de poi- r e . Ce résultat, vérifié par d'autres auteurs, lui a permis d'expliquer l e désaccord observé entre les* b a r r i è r e s théoriques .et expérimentales dans la r é

-

gion du Tnorium; ia p r e m i è r e barrière s e r a i t effec- tivement t r è s basse pour c e s noyaux, e t ce sont l e s deux b a r r i è r e s provenant de l'éclatement de la s e - conde b a r r i è r e que l'on observerait expérimentale

-

ment; les t r è s belles résonances de vibration obser- vées dans les réactions 230 Th(n,f)

[

1 4 1

,

232

Th(n,f)

[

27

]

et 2 3 1 ~ a ( n , f )

[

28

]

seraient a l o r s dues à des états de vibration du troisième puits. Comme ce troisième puits e s t asymétrique en masse, son état fondamental se scinde en deux états de parités opposées séparés d'environ 10keV; i l en résulte que chacune des résonances de vibration observées devrait dtre formée de l a superposi- tion des résonances associées aux deux bandes de rotation construites s u r ces deux états de parités opposées. Tout récemment, ~ l o n s 129

]

a m i s en évidence dans la résonance à 720 keV observée dans la réaction Z 3 0 ~ h ( n , f) u e sous-structure qui semble confirmer cette hypothèse.

(6)

les résonances de vibration observées tout r é c e m - ment par Britt [30] dans l e s probabilités de fission des noyaux 2 5 2 ~ f et 2 5 5 ~ s , montrent qu'un phénomè- ne analogue s e produit ici; un effet de couche secondaire ferait éclater l a première barrière, donnant naissance à un puits capable d'assurer une certaine

stabilite à des états de vibration. En effet la seconde b a r r i è r e est t r è s basse pour ces noyaux, et l e s états de vibration du second puits sont beaucoup trop larges pour ê t r e observables à l'énergie d'excitation où c e s résonances ont été vues.

II. Deuxième étape : transition du point- selle au point de scission.

Lorsqu'un actinide évolue du dernier point- selle au point de scission, i l récupère environ 3û MeV

d'énergie potentielle e t il s'agit de savoir comment s e répartit cette énergie entre l e s différents degrés de liberté du noyau. Cette seconde étape e s t encore m a l connue c a r elle e s t beaucoup plus difficile à a t - teindre expérimentalement. Plusieurs hypothèses ont été proposées :

-

---

Modèle adiabatique-: Dans ce modèle, on suppose que le degré de liberté collectif associé à la fission n f e s t couplé ni aux degrés de liberté intrins'e- ques du noyau (ce qui revient à négliger la viscosité nucléaire), ni aux autres degrés de liberté collec

-

tifs. Dans cette hypothèse, le mouvement d'élonga- tion du noyau s'accélère et l e s 30 MeV d'énergie potentielle vont s e retrouver sous forme d'énergie ci- nétique de pré-scission. Le calcul dynamique com- plet effectué par Nix

[

31

]

dans le cadre de ce mo - dèle conduit à des configurations de scission t r è s

-21 allongées et à des temps de quelques 10 s pour la transition. L'introduction d'une viscosité nuclé- a i r e à 2 corps

[

32

1

permet de mieux reproduire l e s énergies cinétiques finales des fragments; elle f r e i - ne l e mouvement d'élongation du noyau mais conduit à des configurations de scission encore plus allon- gées.

-

---

Modèle statistique_ : Dans ce modèle, dévelop- pé par Fong [ 3 3

1,

on suppose un couplage fort entre tous les degrés de liberté du noyau (fort couplage en- t r e l e s degrés de liberté collectifs et viscosité nuclé- a i r e importante) de telle sorte qu'il y a i t équilibre

statistique au point de scission. Ce modèle prévoit une configuration de scission compacte et une t r è s faible énergie cinétique de pré-scission (de l'ordre d r e de 0,5 MeV).

-

Modèle thermodynamique : Ce modèle, déve- loppé par Ndrenberg [34], est basé sur l'hypothèse d'une faible viscosité nucléaire et d'un couplage en- t r e l e s degrés de liberté collectifs du noyau a s s e z fort pour a s s u r e r leur équilibre statistique au point de scission. Ce modèle prévoit une énergie cinéti- que de pré-scission de quelques MeV e t une configu-

ration de scission a s s e z compacte.

Du point de vue expérimental, on a observé que l e s fragments de fission dont le nombre de pro- tons ou le nombre de neutrons e s t pair ont un rende- ment nettement plus élevé que l e s autres fragments dans la fission des noyaux pair

-

pairs [ 3 5 - 3 7 1 . L'existence de c e s effets pair

-

impairs montre que la probabilité de b r i s e r des paires de nucléons au cours de la descente du point-selle au point de scission e s t certainement faible dans l a fission à basse énergie, ce qui conduit à penser que l a visco- sité nucléaire e s t peu importante.

L'étude des particules f f émises avec une pro-

1

babilité de l'ordre de

-

entre les deux gros frag- 500

ments, à un instant t r è s proche de la scission, per- m e t également d'obtenir des informations sur l a dynamique de la transition du point-selle au point de

(7)

c3-138 JOURNAL DE PHYSIQUE f i s s i o n . C e s r é s u l t a t s plaident en faveur d'une éner-

gie cinétique de pré-scission relativement faible e t de configurations de s c i s s i o n r e l a t i v e m e n t compac- t e s .

.Conclusion.

-

L e m o m e n t quadrupolaire d'un isomè- .@e d e f o r m e a é t é m e s u r é ; il en r é s u l t e que l a bar- r i ~ ~ ; de f i s s i o n d e s a c t i n i d e s p r é s e n t e bien un s e - cond puits d e potentiel. Une spectroscopie d e s é t a t s t r è s d é f o r m é s d e c e second puits a é t é a m o r c é e . L e s h a u t e u r s d e s b a r r i è r e s de f i s s i o n ont é t é é t a - blies expérimentalement avec une p r é c i s i o n d'envi- r o n

t

300 keV pour l a plupart d e s actinides acces- s i b l e s ; e l l e s sont en bon a c c o r d avec l e s p r é v i s i o n s théoriques m a i s c e l l e s - c i souffrent d'un manque de

p r é c i s i o n (1

-

2 MeV) que l'on a t t r i b u e plus aux pro- b l è m e s i n h é r e n t s à l a goutte liquide qu'à l a méthode d e c o r r e c t i o n de couches d e Strutinsky.

D e s effets de couches s e c o n d a i r e s viennent d ' ê t r e o b s e r v é s (3ème puits a s y m é t r i q u e du Tho- r i u m

-

puits i n t e r m é d i a i r e dans l e Californium).

L e s r é s u l t a t s expérimentaux concernant l e s effets p a i r - i m p a i r s e t l a t r i p a r t i t i o n sont beaucoup plus p r é c i s qu'autrefois e t i l s plaident en faveur d'une t r a n s i t i o n du point-selle a u point de s c i s s i o n faiblement visqueuse, m a i s fortement a m o r t i e p a r un f o r t couplage e n t r e d e g r é s d e l i b e r t é collectifs, aboutissant à d e s configurations d e s c i s s i o n c o m - p a c t e s .

Bibliographie. 1 JOHANSSON, T . , NILSSON, S. G . , SZYMANSKI,

Z . , Ann. Phys. ( P a r i s )

2

(1970) 377.

2 BRACK, M., DAMGAARD, J . , JENSEN,A. S . , PAULI, H. C . , STRUTINSKY, V. M., WONG, G. Y., Rev. Mod. Phys. 44(1972) 320. 3 NIX, J. R . , Ann. Rev. Nucl. Sci. (1972) 65. 4 MOLLER, P . , NIX, J . R . , Phys. and Chem. of

F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1974)Vol.L, p.103. 5 PAUL1,H. C . , P h y s . Rep. 7 (1973) 35.

6 STRUTINSKY, V. M . , Sov. J . Nucl. P h y s . L(1966) 449.

7 POLIKANOV, S. M., DRUIN, V. A . , KARNAU- KHOV, V. A . , MIKHEEV, V. L . , PLEVE, A.A., SKOBEVEV, N. K . , SUBROTIN, V. G . , T E R - AKOPJAN, G. M . , FOMICHEV, V. A . , Sov. Phys. J E T P G , 1016.

8 BRITT, H. C . , Atornic and Nuclear Data T a - bles

-

(1973) 407.

9 METAG, V,

,

Nucleonics (1 975) 789.

10 VANDENBOSCH, R . , Phys. and C h e m , of F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1974) Vol.L, p. 251. 11 H a b s , D . , METAG,V., SPECHT,H. J . , UL-

I'ERT, G., P h y s . Rev. Lett.

3

(1 977) 387. 12 MICHAUDON, A . , Advanced i n Nucl. Phys.

5

p. 84.

13 KEYWORTH, G. A . , LEMLEY, J . R . , OLSON, C. E . , SEIBEL, F. T . , DABBS, J . W. T . , HILL, N. W., Phys. and Chem. of F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1974), Vol.

',

85.

14 JAMES, G. D.

,

EARWAKER, L. G.

,

LYNN,I. E., Nucl. Phys. A 189 (1972) 225.

15 BACK, B. B., HANSEN, O., BRITT, H. C . , GAR- R E T T , J . D., P h y s . Rev. C9- (1974) 1924. 16 SICRE, A . , BARREAU, G.

,

CHASTEL, R.

,

DOAN

T. P., LEROUX, B . , SAGEAUX, J . C . , P h y s . and Chem. of F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1974) Vol.', p. 71.

17 BARREAU, G . , T h è s e Univ. Bordeaux (1 977). 18 GLASSÈL, P . , ROSSLER, H., SPECHT, H. J . ,

Nucl. Phys. A 256 (1976) 220.

19 BACK, B. B . , BRITT, H. C . , HANSEN, O., LEROUX, B. ,GARRETT1 J . D . , P h y s . Rev.=O '(1974) 1948. BRITT, H. C . , BOLSTERLE, M., NIX, J . R. ,NOR-

TON, J. L . , P h y s . Rev. CL (1973) 801.

GAVRON,A., BRITT,H. C. ,KONECKNY,E., WE- BER, J . , WILHELMY, J., Phys.Rev. C ~ ( l 9 7 4 ) 2 3 7 4 . 20 LIMKILDE, P., SLETTEN, G . , Nucl. Phys. A1 99

(1973) 504.

21 FLEURY, A . , DELAGRANGE, H . , ALEXANDER, J . M., Phys. Rev. =7(1978) 1721.

22 BRITT, H. C . , BOSTERLI, M . , NIX, J . R . , NORTON, J . L . , Phys. Rev. CJ (1973) 801.

23 BACK, B. B.

,

HANSEN, O.

,

BRITT, H. C., GARRETT, J . D., LEROUX, B . , Phys. and Chem. of F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1 974), Vol.'

,

p. 3

.

24 BJORNHOLM,S., BOHR,A. ,MOTTELSON, B . R . , P h y s . and Chem. of F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1974), Vol.', p. 367.

25 LARSSON, S. E .

,

LEANDER, G.

,

Phys. and Chem. of F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1974), V o l . l , p.177. 26 MOLLER, P . , NIX, J . R. ,Nulc. Phys. A 2 2 9 (1974)269. 27 BLONS, J . , MAZUR, C . , PAYA, D., Phys. Rev. Lett.

35 (1975) 1749.

28

SIEE,

A . , Thèse, Univ. Bordeaux (1976).

29 BLONS, J . , MAZUR, C., PAYA, D., RIBRAG, M., WEIGMANN, H,

,

P h y s . Rev. Lett. (1978) 1282. 30 BRITT, H. C . , BACK, B. B.

,

à p a r a f t r e .

31 NIX, J. R.

,

Nucl. Phys.

A130

(1 969) 241.

32 DAVIES, K. T . R.

,

SIERK, A. J .

,

NIX, J . R.

,

Phys. Rev. E 3 (1976) 2385.

33 FONG, P., Phys. Rev.

102

(1 956) 434.

34

NORENBERG,

W . , Phys. and Chem. of F i s s i o n 1973 IAEA Vienna (1974), Vol. J

,

p. 547.

3 5 WHAL, A. C.

,

NORRIS, A. E .

,

ROOSE, R. A.

,

WIL- LIAMS, J . C . , P h y s . and Chem. of F i s s i o n IAEA Vienna (1968), p. 813.

36 AMIEL, S . , FELDSTEIN, H . , Phys. and Chem. of Fis-

sion 1973 IAEA Vienna (1 974), V o l . Z , p . 65 37 CLERC, H. G., LANG, W., WOHLFARTH, H. SCHMI-

DT, K. H . , SCHRADER, H . ,

PFERDEKXMPER,

KE.,

JUNGMANN(R., Z . Fnysik A 274 (1975) 203. 38. HALPERN, 1

.

,

A-n.

Rev. Nucl. Sci. 2 l ( 1 9 7 1 ) 245. 39: GUET, C . , SIGNARBIEUX, C., PERRIN, P. , N I F E N -