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Texte intégral

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Dépôt Institutionnel de l’Université libre de Bruxelles / Université libre de Bruxelles Institutional Repository

Thèse de doctorat/ PhD Thesis Citation APA:

Berlanger, M. (1979). Transfert de moment angulaire dans les collisions très inélastiques entre ions lourds (Unpublished doctoral dissertation). Université libre de Bruxelles, Faculté des sciences, Bruxelles.

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(2)

Service de Physique Nucléaire Expérimentale

TRANSFERT DE MOMENT ANGULAIRE DANS LES COLLISIONS TRES INELASTIQUES ENTRE IONS LOURDS .

Thèse présentée pour l'obtention du Titre de Docteur en Sciences

X

Université Libre de Bruxelles

00327^0^ 1 S

BERLANGER Michel

1979

(3)

Service de Physique Nucléaire Expérimentale

Prof. M.Demeur.

Thèse annexe

L'étude de l'influence de la voie d'entrée peut lever la contradiction observée dans l'émission de neutrons associée à la fission à énergie d'excitation élevée.

Michel BERLANGER 1979

i

(4)
(5)

Service de Physique Nucléaire Expérimentale

BIBLIOTHEQUE DE MATHEMATIQUES ET DE PHYSIQUE

5 MP

iTi5. 1SC>

È>

Ccrj^

A

TRANSFERT DE MOMENT ANGULAIRE DANS LES COLLISIONS TRES INELASTIQUES ENTRE IONS LOURDS .

Thèse présentée pour l'obtention du Titre de Docteur en Sciences

BERLANGER Michel

1979

(6)

Ce tACLvcUZ a. tté. HiaLu>z au 6eÂn d’um aottaboAotion 6cizntl^Â.qu&

oXabtiz poA Me44Xeu/L6 Z&à PA.oi^&i^zuu M. VmzuA zt M. Lziofit znt/iz tz SzAv-lcz dz Phy6-iquz hJucZzoÂAz Expzfujnzntalz dz Z'UnivzuZtz Libfiz dz

BaukzZZz6 zt Vln&tùùjut dz Pky4>Â.quz hluclzoÂAz d'On^ay zn Planez. Etiz

■i'z&t tout paÂtczutczA.zmznt dzvzloppzz dani> V zqulpz fizuYiiz poA Jzan PztzA.

CzJULz-ct a fiaptdzMznt t/iouvz 4a o.ohz6lon autou/i du phznomznz dz quoÂt- j{-c54^on dont la mlàz zn zvldznzz danà Izô colùulonô zntnz tom> louAd&

AZ6tZAa attazhzz aux nom dz & quat/iz mzmbAZA : PAanctô Hanappz, Jzan PztzA., Ch/ilittan Ngd zt EzAncuid Tamatn.

Je fizjnzActzAoi MomtzuA tz Pao^zi-àzuA VzmzuA. zt mon ami Paancli Hanappz qui m’ont o^^zAt Vozccu>ton dz azjotndAz ta fizzkzAzkz ictznti-

^iquz apAz^ unz zclip^z dz quztquz& annzzA po6-ôzz6 danà t’Enàzignzmznt SzzondaÂJiz. Je -£eô AzmzAztz in^inimznt dz ta con^ianez qu'ità m’ont azzofidzz. Enàuitz jz AzmzActzjvoJi MonàizuA VzmzuA d’avoiA dzptoyz touà àzà z^^oAtà pouA quz ta coltaboAotion avec t’zquipz dz Jzan PztzA à’zpa- nouiààz danà tzà mzittzuAZà conditionà.

Jz àuià tAzà Azconnaiààant à UonàizuA tz PAOj^zààzuA Lz^oAt dz m’avolA intzgAz au àzin du SzAvizz dz Ckimiz NuetzaiAz qu’it diAigzatt.

It m’zàt dit^^iaitz dz dii^^zAznctzA tzà AzmzAzizmzntà aux quatAZ chzAzkzuAà qui m’ont oààoaiz à tzuA àijmpatkiquz zquipz cornmz un mzmbAZ à poAt zntizAz :

- Jzan PztzA, apAzà m’avoiA zxptiquz t’ztat dzà connatààanczA àuA tzà pAoczààuà tAZà inztoàtiquzà m’a cÜAZctzmznt oààocÂÂ au dzpouiltzmznt d’zxpzAiznczà. Conàtammznt it m’a pAodiguz dz nombAzux conàzità zt on connaît ta pzAtinzncz dz àZà AzmoAquzà. Quoiqu’zn miààion aux Etatà-Unià czttz dzAnizAz annzz, it n’a poà abandonné ta diAzetion dz ce tAavait zt j Z tz AzmzAciz vivzmznt poo4 àzà commzntaiAZà pzAàpicacz^i à pAopoà du tzxtz pAztiminalAz quz Jz tui avaià envoyé.

4638G3

(7)

dz mz&uAZ. Jz Zz azmoAciz d'avolfi KzpnJji Za dÙLZztion dz czttz thz^z apazô Zz dzpaaZ dz Jzan Pztza. Lz6 nombAzcuZ6 dc6cii66Zon6 quz noii6 avonà

ZUZ6 m'ont ztz tA.z6 pao^ZtabZzà.

- C'zôt au contact dz CfuUstZan Ngô quz j'cU. appfiZô Zz taaitzmznt tn^oA.- matlquz dzi donnzzà zxpzAÂjriZntaZzé. IZ m'a zgaZzmznt oi^ocZz à -6Z6 travaux conceAnant Z'tntzApAztatton dzà AZ&uZtat^ poA dz& modzZz& phznomznoZogZquz&.

JZ Zz AzmzAciz dz m'avoxA Znittz à czi> domcUnzh dz Za phyitquz nucZzaxAz.

- En^Zn, jZ AzmzAcZz FAanclô Hanappz du SzAvZcz dz VhyiZquz HucZzoâaz

ExpzAtmzntaZz dz Z'U.L.B. qut a poAtZcipz à Za pAzpoAotZon zt à Za Aza- ZZ&atZon dz tout^ Zzi zxpzAizncz&. Jz Zz AmzAclz aub^t pouA nob {^Azquzn- tzb dZbcubbZoyib, Z'attmtZon conbtantz qu'ZZ a poAtzz à cz tAaoaJJZ at bon boutczn moAaZ au couAb dz Za Azdactlon.

PouA unz poAtZz ZmpoAtantz dzb zxpzAtznczb, noub noub bommzb joZnb à Z'zquZpz dz Z'J. P.N. {^oAmzz dz M.A. VzZzpZanquz , C. GzAbchzZ, W. PzAAin zt L. VaZzntin. Jz Zzb AzmeAciz d'avoxA aZmabZzmznt poAtagz Za compztzncz qu'Ztb ont acquZbz danb Za mzbuAZ zt Z'anaZybz du Aayonnzmznt gamma.

L'tntzApAztaZZon thzoAlquz dzb AzbuZtatb a ztz AzaZZbzz zn coZZabo- Aotlon avzc HzZmut Ho^mann (PhijbZk-VzpoAtmznt dzA Tzchnlbchzn UnivzAbxJÂt Münckzn, GaAchlng, GzAmany] , C. Ngô zt aubbZ P. GAangz zt J. ZcchzAt

[LaboAatoxAz dz Pkybtquz JhzoAiquz, StAob bouAg, PAancz). Jz Zzb AzmzAcZz toub. PouA Za Azdaction dz czttz poAtiz du tAaoatZ, conbzZtb dz C. Ngô zt dz ChAlbtianz LzcZzn.cq-WxJlain m'ont zgaZzmznt ztz pAZcZzux.

Sanb Z'aZdz tzchnZquz du SzavZcz d'EZzcXAonZquz PhybZquz dz Z'7.P.N., czb tAavaux auAoZznt ztz xmpobbZbZzb ; jz AzmzAcZz poAtZcuZZzAzmznt

MzbbZzuAb J. Pouthob, M. EngAond et R. SzZzm.

Jz AZjnzAcizAoZ zncoAZ Zzb JngznizuAb et ZzJ> ConductzuAb dz Z' znbzmbZz ALICE dz noub aooxA toujouAb dzZZvAz Zz mzxZZzuA (^aZbczaix pobbZbZz.

En^Zn, cz tAavaxZ a ztz AzaZxbz gAÛcz à un mandat dz chzAchzuA agAzz dz Z' Inbtitut IntzAunivzAbZtcûAz dzb Sciznczb NucZzalAzb.

(8)

rNTEODUCTION.

PRELIMINAIRE,

A • ijil/Al '«;Dj 4

4

B. TABLE DES PRINOIPAUX SYSTErSS CITES DANS

L-ô i-'riA V ^ X jj «. 10

C. PROPRIETES GLOBALES DU PROCESSUS CTI, 1. Section efficace du processus CTI, 2. Transfert de masse.

3. Relaxation de l’énergie cinétique.

4. Influence de l'énergie de TDomBardement.

5. Autres corrélations.

6. Equilibration du rappor"

7. Temps caractéristiques.

N/Z.

12 17 25 27 30 36 37 38 D. eu;vcnTr'C.'^Ci ’T ■P'C! ■"TP7TCÎ t?*/''t.?« rn'T'*'TrniD

J.;0 J.lL’xiO AA-UryjjLr.D i'! U U O l)^

ir OüT _j r-ldij l)s'. d S Û xL 'i‘ rW-. IL.

1.

2

.

■pusion complète et collisions très inélas- tiques sont-elles des processus d'interac­

tion compétitifs?

La quasi-fission observés dans Iss systè­

mes lourds à des énergies de bombardement . peu supérieures à la barrière d'interac­

tion peut-elle s'apparenter aux processus très inelastioues des svs'

a des énergies d-'excitati(

élevées?

iC O üX 1 ô beauccun dus Quelle fraction du mo.ment angulaire engagé dans la voie d'entrée d'une collision OTI se retrouve en fin de processus sous forme de spin intrinsèque des fra.gments? Les hy­

pothèses de colla,ge et de partenaires pendant l'int un sens? Si oui, quel est

Possible J. racuionù l

h ?

ouiemen “ aes action ont-elles S O w cd c d w w t: -L— V ; accéder à cevxe

^ U SXJ.63 3Cri . w Ci rcrrie^es ■or oc ; O o-i. iD rxrLI interorétacies avec des r.odèles rure- rert s'

0 03 sec"3i.cri eLi 1^ JT /-V O ^S aouCl 2 ■

■» iCi ■ r'^ ■

. V X- V-/ i i C ™ ~ C) O*. ^

.*• O O : 4 r-'- 4 — c:O ‘w-. w

ercréoadon.

:-.e cet ce

40

(9)

43 CHA] '■î'i

AlSa EN ^ V S. iJHi i' i C IL DU î W \Jj1j Ô O jJJh — U O J_ vJ x-t " X J. O O X 0 l'i

DANS LE SYSTEI'ZE -I* + AU.

ÜPJ AJj^ vDxl/ Du» û ri O 0 i i J. ÜjTITION AVEC LE PROCESSUS CTI, A. INVESTI3;.ÂICA3 ArITEKIEURS3.

B.. CHOIX DES ENERGIES DE BOI'iBARDESrl C. LA TECHIIIQUE EXPERIÎ-IEHTALE.

D. ACQUISITION DES DONNEES.

E. ANALYSE DES DONNEES

m

1 , Séparation entre les produits CT'l et quasi élastiques.

2.. Corrections nécessitées par les diffusions parasites.

3. Correction pour les produits lourds à faible énergie cinétique.

4. Présentation des données.

'D'^^CTTT m /•, me iD ü jj J- x~L U. O O

1. La diffusion élastique.

2. Evidence de deio:<; récanisres réactionnels.

3. Ccripétition des deux processus. Ponction d'excitation.

LIMITATION A LA PUSICN CCr'iPIETE.

1. La notion du moment angulaire critique.

2. Effets d^rnamiques en fission.

3. Les modèles théoriques.

4. Paraméirisation des sections efficaces de fusion.

5» Confirmation du processus de fusion dans le système .-r -f Au.

45 45 49 49 52 54 54 54 56 56 57 57 59 67 67 68 68 69 73 79

(10)

A* CnUlA o-Li-'—jj*d X1 i j--1 îIj.-tj-i-'IilJ.o • 3. LA llck:;a. 4/WJ XXrERIXiZAXailS

C. A1IALY3S D33 DONNEES, D. LS LRAÎTSEERT DE MASSE.

!. QUASI-FISSION ST PROCESSUS CTI j UN SEUL

^ri—a 1'] U VLZj JI Jll •

F. EQUILIBRE ENTRE REPULSION GOULOMBISNNS ET AITRaCIiGN NÜCjjEà±RE.

G, MANIFESTATION DES FLUCTUATIONS STATISTIQUES.

CHAPITRE III

CONTRIBUTION AU PROBLEME DS L'EXISTENCE D'UN PARAI-IETRE D'IMPACT MINIMUM POUR LA FUSION.

SECTION II

ETUDE DU TRANSFERT DE MO^Â:NT ANGULAIRE DANS L^S COiiLiSiOis t.'.es inejjASTxQL'ü-'S par ü :-XOUr' 7^;

MULTIPLICITE DES FRAGMENTS DE LA REAOTIC CHAPITRE I

A. DISPOSITIF EXPE:III lE-NTAL . 1. Le système de détection.

2. Elaboration des données, appareillage élec tronique,

3. Acquisition des données.

4. Unités de contrôle.

83 84 84 88

92

100 109

111

113

11 5 115 115 123 126 129 1 30 1 30 130 1 30 139

(11)

DSÎER1-.INA2ICR DU ..CxSRI AÎ^GUL..IRE ?r;xG.-a:::ds oti^iuo

140 140

ho:dbrt ARGULAIRE BÎ-!?0RIE far les rayons ^ . 1 . La désexcitation des fras'ner.ts CTI assimilée

a celxe aes novaux composes.

2. i-iultipclatité moyenne à associer à l’ensem­

ble des r.a.yons y émis au cpux’s de la désexci­

tation des noyaux.

B. HOMBNT ARGUIAIRB BMÎCRTB PAR LES PARTICULES E V’AirOREES .

1. Les neutrons d'évaporation.

2. Les particules chargées.

146

148 148 150 G. nORBNT ANGULAIRE EIsPORTB

iRE-EQUILIj:i.E .

rixK Jjr.O PARTICULES Dî. ~V

153 CHAPITIi: III

HYPOTHESES DU COLLAGE ET DU ROULEI.ENT-

JUSTIPICATION DU CHOIX DES SYSTEMES ETUDIES.

A. LES HYPOTHESES DE RCULEiEHT ET DE COLLAGE.

1, Cas du roulement.

2, Cas du collage.

157 15T 158 164

5. Conclusion, 166

4. Importance de la défo la fraction du moment aux fragments.

relation des noyaux sur angulaire transféré

166 5. Distribution spatiale des rayons . 170 B O IHTERET DES SYSTRI ZS LOU RDS. 172 G. 5ELECTICH DES SYSTEI-^S, xxiCx Z)iD.X) uOijX/XxxO.iCD

YLA iri- L-X i *—_i'i XAe.;— X) « :X— ^ ^ j___ *.■:__S^ a 174 1. Le système Ou + Au à 443 HeY. 174 2. Le système Ou + Au à 365 Hb V. 180 3. Le système Ar + Au à 227 e.e Y. 183

•1 '’l'* ÛV*î énergie des rayons y . 185

(12)

A. ZRAGTICN PU ;:C:.'ii:NT ANGULAIRZ D5 IA 7CI3

1. Produits relaxés voisins en roasse du pro­

jectile,

2, Variation du spin corrnuniqué aux fragments en avant de l'angle de diffusion.

3,. Variation du spin communiqué aux fragments en fonction de*leur energie cinétique.

4. Effets du transfert de nucléons.

B. EXCITATION PS I-IOPSS COLLECTIFS AU POINT DE VUE SCISSION.

1. Spins induits au point de scission, 2, Anisotropie dans le plan.

G, INFLUENCE DES FLUCTUATIONS STATI3TI:U1S.

D, TRANSFERT DS MOriENT ANG-ULAIHE AUX PRODUITS SB FISoION.

SECTION III

INTERPRETATION THEORIQUE DU PROCESSUS CTI CHAPITRE I

Jj^S *'«0O OUrî.Soj.vU-^o . A. MODELE DE IROSS ET AL E. MODELE DE NILCSYNSXI.

CHAPITRE II

L jiy 3 •'•*0 DE L.a- s S TA TIS'r 10 ü iij S,

A. DESCRIPTION DE_L_'_EVCIU~ICN -.EGruii D ' aS 1-■-2.Tr.i-j:. Dn r-r^oS.::;

1, Hiérarchie dans les degrés de licerté.

2, Obtention de l'équation de FoAker-Planck.

3, Calcul des premier et second moment entrant dans l'équation de Fokker-Planck.

4 O R.emarque,

5, Solution de l'équation de Fokker-Ilanck.

189 190 200

209 213

228 228 233 234

235

243

245 246 250

257

258 258 259 262 266 267

(13)

1. Valida.tion de l’usage de l'ecuation de 3'okker-Pianck sous sa forme simplifiée

(1S4) pour ce système.

2. Application experimentale des relations établies à partir de l'équation de Eokker- Planck simplifiée.

3. Comparaison de la variation expérimentale du rapport avec la température du système à celle des rapports des premier et second moments prevus par la théorie.

CHAPITRE III

INTRODUCTION DE LA DYNAHIOÜS DANS LES MODELES STATISTIQUES .____________________________ ^_________________

A. LES MOYENS ADOPTES POUR COUPLER LES DiSSiPATiES ET DiEPUSIE'3.

B. LA THEORIE D'HOPMANN ST SISIENS.

1.- La limite du couplage faible,.

2,. Usage de la théorie de la réponse linéaire.

3. Equation de Pokker-Planck.

4. Solution de l'équation de Pokker-Planck.

UHAPITRJS IV

ArP'LlCATiON jjE IjA TrIEOnxE D'HOD'i-.Ai_

CALCUL DES SECTIOZIS EPPICACES DIP?

I-ULTIPLES. _________________

T T “RT'

i O AU

ùrUiaTimxjim;3

LE ZéODELE DE NGO-HOPI'ANIT,

3. APPLIC;.II02T DU MODELE DE ZIIC-HCPI-ANZ^

1. Méthode de calcul des sections efficaces différentielles doubles par rapport à l'angle et à l'énergie,

2. Méthode de calcul des sections efficaces différentielles triples pa.r rapport à trois grandeurs macroscopiques.

C. CONCLUSION.

CONCLUSION GENERALE

APPENDICE I : TECIiNiQUZ DETECTION

268

270

271

275

276 277 277 278 283 284

287 28?

288

288

299 314 315 325

3 X B 11 10 G RA PH IE 329

(14)

Une réaction nucléaire entre ions lourds est appelée

collision très inélastique si la masse totale de matière enga­

gée dans la voie d'entrée est partagée presqu’entièrement en deux gros fragments dont l'énergie cinétique totale est de loin inférieure à celle du mouvement relatif avant l'impact; les masses de la majorité de ces produits rappellent celles du pro­

jectile et de la cible.

Le rapport de masse voisin de celui du couple projectile- cible dans la voie de sortie rejette un processus de fusion- fission pour rendre compte des énergies cinétiques des frag­

ments puisqu'un noyau de fusion complète avec une énergie d'ex­

citation aussi importante subit principalement la fission symé­

trique .

R.Kaufmann et R.Wolfgang- “ ont mis en évidence des pro­(1) duits de transfert de plusieurs nucléons pour le système

1S 10 3

0 + Rh à 160 MeV. Ils ont interorété l'échange de masse jusqu'à 5 u.m.a. ainsi qu'une distribution angulaire des frag­

ments pointée vers l'avant comme le résultat de la pénétration du projectile dans le puits de potentiel attractif de la cible.

La formation d'un noyau composé n'a pas lieu parce que la sé­

paration des partenaires intervient de façon précoce sous l'ef­

fet de forces répulsives, coulombiennes et centrifuges. Les auteurs ont aussi introduit la notion d'une force de friction

_ »

agissant dans la zone de recouvrement des noyaux en collision.

Elle dissipe l'énergie cinétique du mouvement relatif, l'échaur fement de la matière nucléaire qui en résulte facilite le pas­

sage des nucléons de la cible au projectile er réciproquement.

La création d'accélérateurs de plus en plus perfectionnés à Orsay, Dubna, Berkeley et Darmstadt a permis l'utilisation de projectiles de olus en olus lourds avec des énergies cinétiques suffisantes pour vaincre les barrières coulombiennes s'élevant è ii-Z3.i-ns3 3*3 .T*3rP*3 C3r.*3ir''.3 3 C.3 MsV ,

(15)

Ce sont A.Artukh, G. F. Gridnev , V-, V . Voikov et J . Wilçzijnski

^ V 12 )

qui ont révélé l'existence de processus très inélastiques Dans l'espoir de synthétiser des éléments transuraniens par des réactions de transfert de plusieurs nucléons, ils ont ana­

lysé les prooriétés des oroduits légers de la collision

40Ar -i- Th à 297 et 38 3 MeV. L'originalité de leur disposi­

tif résidait dans l'utilisation en ligne d'un télescope E,A E permettant la détermination simultanée de l'énergie cinétique et du nombre atomique des produits de réaction lourds.

Jusque là ceux-ci n'avaient fait l'objet que d'analyses radio- chimiques qui n'apprennent rien sur leurs énergies cinétiques.

Outre les produits de rransferts quasi élastiques, ils ont ob- serve des fragments de masses proches de 1' Ar ou du Th qui témoignaient d'’une importante dissipation de l'énergie ciné­

tique totale du système et présentaient des distributions angu­

laires croissant de façon monotone de l'angle de diffusion Rutherford vers l'avant.

Enfin à Orsay, en étudiant la fission des noyaux formés' dans des collisions entre ions très lourds, F.Kanappe, M.Lefort, C.Ngô, J. Peter et 3 . Tamain^ ^ ^ ^ ont observé la disparition du processus de fusion-fission au profit de ces réactions très iné- lastiques. Parmi les produits de la réaction Kr -t- Bi à 525 MeV, ils n'ont pas trouvé de fragments de fission symétrique d'un quelconque complexe ^^ X, mais des ions émis près de

l'angle d'effleurement avec ces énergies cinétiques comparables à celles attendues pour ceux-ci m.ais ayant conservé les masses de la cible et du projectile, ils les ont appelés produits de quasi-fission. Leur technique expérimentale consistait à me­

surer en coïncidence l'énergie cinétique et les angles de dif­

fusion des deux fragments, des considérations cinématiq,ues per­

mettant alors le ca1 -mT le leurs masses.

:e .muse en evucence ce . au profit de orccessus très inélastic entre ions lourds ce nouveau domai.ne <

B. ccr.nu V51.0, moins exha-jstifs en retracent les éta'

.a disoarition de la fus:

:es dans les coiuisicns :e la ohvsicue nucléaire

Divers travaux olus ou

(16)

exemole M.Lefort(5,7,8)

«J. Gâ.1 j.n(9)

L.Q.Moretto (10)

J. Peter(11) chez qui on trouvera une bibliograohie Darticulièrement fournie, W.U.Schrôder et J.R.Huizenga ; les résultats les plus récents (12) englobant ceux faisant l'objet de ce travail ainsi qu'une revue des modèles théoricues oronosés oour décrire les crccessus très inélastiaues sont donnés oar M.Lefort et C.Ngô dans(13)

Le travail est partagé en trois sections plus un prélimi­

naire. Dans ce dernier, outre des indications générales sur la signification des expressions ou symboles utilisés dans le texte et les paramètres principaux des systèmes étudiés ou cités, on trouvera un rappel des principales propriétés des produits des collisions très inélastiques illustrées avec des résultats expé-

6 3 19 7 ri.mentaux recueillis par nous-mêmes sur le système Cu + Au à 443 MeV. Mous l'avons rédigé de manière à faire apparaître certaines des motivations des expériences faisant l'objet de cette thèse.

Un premier problème concernait l'évolution des processus très inélastiques et la fusion-fission avec la masse du système Méthode expérimentale, résultats et conclusions relatifs â ce sujet sont exposés dans la section I.

Nous nous sommes ensuite intéressés è la transformation d'une partie du moment angulaire orbital en spin des fragments dont la détermination par mesure de la multiplicité y associée à la désexcitation des oroduits fait l'objet de la section II.

Enfin, une approche de l'analyse de certaines propriétés des phénomènes de collision très inélastique par des modèles phénoménolcgicues est orésentée la sectton lui

(17)

A. LEXIQUE.

Nous donnons ici la définition des symboles utilisés dans le travail et leur équivalent en langue anglaise dans laquelle sont écrits les axes de coordonnées et les com­

mentaires de certaines figures.

-CTI ou Plus souvent oroduits , fragments, collisions CTI, c'est l'équivalent de ("DIC, deep■inelastic collision”).

Abréviation désignant les produits des collisions très inélastiques, c'est-à-dire ceux pour lesquels l'énergie cinétiq.ue totale indique que plus de 10% de l'énergie inci­

dente a été dissipée. Cette limite est loin d'être univer­

selle et les divers auteurs considèrent aussi des pertes d'énergie cinétique minimales de l'ordre de 50 MeV ou sim­

plement ne précisent aucune borne.

-AE désigne la perte d'énergie cinétique Cenergy loss”) au cours du processus CTI.

-QF et ?.A, quasi-fission et partiellement amorti ("partially damped"). On peut distinguer deux catégories de produits CTI, ceux pour lesquels le mode collectif associé à la variable énergie cinétique est, ou est presque totalement relaxé Crelaxed events"), voir dans le texte la signifi­

cation de ce terme ; le reste des fragments CTI ferme les produits partiellement amortis.

-F-FC. Fission suivant fusion complète ("Fission following complété fusion”)

-Les divers r et ?.. Pour un noyau, le rayon est donné car r=r^ A où r^ = 1,2 fm ““ , il correspond à l'en­

droit où la densité de matière a décru de moitié. La si­

tuation esc olus compliquée lorsqu'il s'atit de calculer 2.5. Oc.T'T'I.sr's ^ 5r**5ctr50n 5n****^s isox '^cv5*ox5

-Pour les imités, voir remarque page 7.

(18)

B = 4ÏÏ £ ■ O R- (1-33)

Wons “ a défini la barriène d'interaction comme la hau­

teur du potentiel d'interaction V(r) à son maximum le plus extérieur si ce dernier exisre. Elle acoaraît à une dis-

J __ _1 , ,1/3 . ,1/3,

tance R' (A ^ +A2 ). Pour des systèmes avec Z^Z2<1000, r dépend d'une manière linéaire en première approximation

du potentiel Z^Z^, la relation étant la suivante

rj = 1,951 - 0,164 log^Q ^2^Z2)

La barrière d'interaction ne présente pas toujours un maxi-

(52) * ^ • •

mum et Galin et al ont montre qu'une distance critique R _ contrôle le ohénomène de fusion. Lorsque le potentiel V(R ) est inférieur à la barrière d'interaction celle-ci

cr

est aussi la barrière de fusion; cela se produit pour des systèmes caractérises oar des oroduits Z,Z„ allant jusqu a

T ‘ ^

1700. Si 7(R ) déoasse 3 , c'est la distance critique- R ^

cr * ^ cr

qui détermine la section efficace de fusion (voir Section i, chap.I.G), et r ^ a été trouvé identique pour tous les cou-

cr

pies projectile-cible, r^„ = 1 fm;.avecR =r

cr crcrT_'2

Les traductions en anglais sont évidentes.

-l,i . ,L .Le modèle ooticue a conduit èdéccucer

min max’ cr - -

attrinuam nnacun

lies i ass' anr es en 1 SS icn T

■ Z iste qu ' un es " ) pour -ion d'un s qu ' 8r. ci 6 ction 8 s '

max

justi

max

rs

( 2£+l)'^^7T^^( £ +1)^X 10 max

ouù A = --- , {yA. est la masse réduite donnée par

Al /^2/iE

4,572 ('(ïï)r^~V2

Al + Â2

(19)

Ce modèle simple est qualifié de modèle de coupure franche ("sharp cut-off"). Par généralisation lorsque diverses réac­

tions différentes composent la section efficace de réaction on leur attribue à chacune des bernes Z inférieures et supé­

rieures-. Pour les systèmes relativement légers Kowalski et al^^^^ ont défini un i , la fusion se oroduisant entre

cr

1=0 et 1 = 1 cr . Aujourd'hui dans les svstè.mes lourds, on scuo-- - ’ - çonne parfois la fusion d'avoir lieu pour une fenêtre d'ondes

1 ("Z window") définie entre 1 et 1^^-^.mm ent

A toutes ces ondes partielles correspondent des moments angulaires ("angular momentum, critical angular momentum...") caractérisés dans ce travail par les variables J,

Jm,-n* Nous utiliserons aussi J^. et aJj respectivement les moments angulaires orbitaux moyens de la voie d'entrée ("en- trance channel mean angular momentum") et la part qui en se­

ra communiquée aux produits de réaction sous forme de spin intrinsèque ("intrinsic angular momentum"), la fraction étant donnée le rapport La notion <AJ> se rapportera à la va­

leur expérLmentale correspondante.

-a rr >Or~ r-, et

R.E_ désignent les sections efficaces ("cross sections") des divers processus. ER se rapporte aux noyaux composés ne fissio.nnant pas immédiatement et donc directement détectés, les résidus d'évaporation ("éva­

poration residues"). Mous considérons généralement des sections efficaces différencielles ou multidifférencielles ,

C G • ^ .

-!7-, la distribution de masse, -r=r la distribution d'energie

Q9 c-

cinétique m^-rrrj etc..., les traductions sont évidentes;

0 est parfois remplacé par l'angle solide 0. ("solid angle").

1/!■ » en L'angle d'effleurement ("grazin ® “ g angle .")

est l'angle centre de masse auquel est diffusé le projectile pour une collision rasante dans un modèle à bords francs.

Il est donné dans le centre de masse car la relation

"eff = 2 a.

où E.. est l'énergie incidente dans le centre de masse.

(20)

* • ' T

ciDle 1 A + A

^ oroi.

ment pour- .cible ^

Q = TT-0

eff err

(25) en mesuran ("elastic cross vaut le i de la dé masse donnée

--- . Il existe aussi un angle d'effleure- cible cible ("target”) qui vaut

Cet angle est accessible expérimentalement t la section efficace de diffusion élastique section”) et en observant a quel angle, elle section efficace Rutherford dans le centre par

®Ruth ' ^ 4 f * 2^ 1 d'où la notion de ("quarter point”)

E. , E , E 4. > ECT. L'énergie incidente ("incident, bombar- K ding or entrance channel energy”) est généralement exprimée dans le système du laboratoire; E est l'énergie d'excita­

tion laissée sur les fragments au moment de leur séparation, elle tient compte de la perte d'énergie cinétique totale

("Total kinetic energy loss") et de la chaleur de réaction Q ("Q value"); E^^^ est l'énergie de rotation du système considéré; ECT est l'énergie cinétique totale des fragments de réaction.

-Mentionnons encore la fonction de déflexion -r— et le rapoordS M ---

du nombre de neutrons (n) au nombre de protons d'un noyau auquel est associé un mode collectif ("excess neutron mode")

-Les autres variables sont moins souvent utilisées et défi­

nies dans le texte.

Remarques :

1®) Toutes les grandeurs sont exprimées dans le système du centre de masse des deux noyaux en interaction. Aussi celui-ci n'est jamais précisé et lorsque par exemple une variable est évaluée dans le système du laboratoire^^ c ' est indiqué par l'indice "labo" avec toutefois une exception pour l'énergie incidente E^- qui désigne toujours une gran­

deur du laboratoire. Citons brièvement quelques transforma tiens indisoensables oermettant le massage du svstème c.m..

(21)

vers le sys~ène labo et réciproquement. Les énergies ciné­

tiques sont en MeV, les masses en u.m.a, les angles en degrés, et les vitesses cm ns"^.

c.m labo

'R

labo c.m E. X A ^''2

' 0,51à2*

0,518Ap

'labo labo 0,515A-,

r

(v,E vitesse et énergie du fragmént détecte de masse Ap)

v-i(v^+v^ + 2v, , V-COS0, . laoo R laoo R laoo

K = 'R

®labo’^^’^*’'^S(cos0 + K^

labo

sin 0. 3

s in ®]_^)2o*‘

^2 ^ 2 - ..nI/2 V= ( V, , ^ + V^-2V, . V^ COS0)

labo R laoo R

K’ R

V, .xaûo sxn 0, :tg(- iaoo

COS 0-, . -K'

^aoo

laoo

= (! + :<'^-2X'cosS, . ) laoo d-K' cos 3. . )

laoo 1/2

2°) Dans les relations où les unités ne sont pas précisées il faut sous-entendre :

-MeV pour les énergies et les températures nucléaires (1 MeV = 1,602GS IC""^ Joule),

- 2

-rm, rm et fm pour les longueurs (1. ermi = 10 “''m), -mb peur les sections efficaces d millibarn = 10“"”^ m^).

(22)

tion par c ,

-en C (coulomb) pour les charges, si Z, « sont les nombres atomiques des noyaux en interaction et R la distance entre leurs centres en fm, l’énergie de répulsion coulombienne en MeV est donnée par la relation

1

-sr (stéradian) pour les 'angles solides, les angles du plan sont toujours exprimés en ° (1 degré = 0,01745 rad)j

-u.m.a fm pour las moments d’inertie (à multiplier car2

-57 2

1,67 10 pour les exprimer en kg m ),

-Hz pour les fréquences (1 Hz = ls~^),

, —3 4

-n pour les moments angulaires (1 n = 1,0545 10 ’ J s soit 1,0545 10”^^ kg m^ s”^ ou encore 197,32 MeV fm après multiplication par c).

3°) Les indications apparaissant dans les figures sont le plus souvent écrites en anglais, nous renvoyons au lexique pour les équivalences.

B. TA3LZ DES SYSTEMES PRINCIPAUX OITSS DANS L5 TR-VArL.

(23)

r^^ = 1,951-0,1611 logj^^ (7.^Z^), soit à partir de celui utilisé au G.S.I à Darmstadt pour les systèmes ayant des 7.^ 7. > 1OOO, r^^ = l , 7'i *i 5-0,09 3 30 lOR (7.^^?.,,). (3’ signifie que le système est étutlié dans ce

travail).

'i (MoV)

A,.A^ L

A V-2 rU

{(m)

II0 .IH

(l'UV;

K 0

” «tf

0 «ilf 0

‘’h (hJ>)

1(li-iK (M)

' i\x»l k6i .

WO (>,0 60 no 1,60 20 10 6.2 20 12 1066 66 0,20 (61)

<lli ?'i 6.0 75 2?'i 1,5/ 32 19 6,7 32 25 nm 50 0.61 (99)

.»m> ‘in ;,o 166 SOI 1,51 66 39 13,7 29 17 2793 116 0,30 (30.9H)

Wtl 10; 6,6 20>i 2ft7 1,55 3(1 19 7,9 2ti 73 7297 66 0,5a (KX»)

>0 lf.O n*i ii),o !.î« JW) 1.53 67 22 9.6 26 20 253/ (15 0,5/ ( 1 )

,iw\i 1 /s tJ.7 i'Kt 6m 1.51 60 3? 10,9 30 25 23/1 77 0.1; (loi)

t*r)l ^

Vi*» 1*18 8,5 v'»n n*s6 1.**7 lOt 59 1»,6 M) 72 7(>lll 171 0,.)/ (‘J/>

;no »î.»i 167 IWI4 1,6»i 160 219 17.3 92 57 769 H5 0,30 rn

1 /O ir.ft 10.6 If.’i •*oo I.M 5« 29 10,3 71 25 7/2.1 •J5 0,66 (Hf.)

'1 to I7H S.O 77? IM? ! ,6.3 171 220 21 .a // 60 1197 133 0,79 (31)

•t 10 IH'I 5,0 7?'» 1512 l.'tl 169 207 22,6 M IR I37R 16H 0,29 (31)

Ifi*" *•./ Ï.IH lîï*l ;,7 1f>«)2 1,67 107 167 7Ü.0 66 25 2673 265 0,29 (113)

II.'" ’so - ;(« 6,0 ,1<X» 1(UK> 1,6? 195 195 76,0 SH 36 mi 210 '0,30 (116,115)

®"k. .

w.*^ 'fii •" •rM> î.,7 .10/ 72.U * .*'1 7»6 1<16 70,1 77 50 116? MM 0,31 (II6>

(24)

HtK 19 r

\b^ t9 lit 237 189 1622 1,63 155 222 17,3 60 77 979 96 0,50 <36>

NO. i'.r;

1B^'*7S 2>iM 2J7 6,2 239 IM22 l.MJ 155 199 >7,7 Ul 70 116*3 107 0,50 (T)

NO. 19/^

?Htt 2J7 ï.î 23‘J 1122 I.M3 155 )60 19.5 57 60 1933 152 0,50 <2ü>

•Ml 191.

\9^ * t9 JHO 237 B.b 2B3 IM22 1,63 155 116 21,2 66 37 2676 107 0,50 (20)

lO*^ '67 bia 2M ’.2 •i06 2612 1 ,61 269 227 33,2 52 35 2371 707 0,32 (113)

«6„ Ibl),.

3h'^ ‘68 '"■ Slb 2îk2 6,0 339 26MB 1,61 252 J LO 30,6 73 69 1572 216 0,32 (UN.115)

ITtI

9*JO 2S2 2,5 M/l 2/00 1 ,60 272 261 37,7 69 23 2551 339 0,29 (116)

*»*7v IN7

Mis 2tO b,ü 277 2291 1,61 2:mj 60*i 25,2 99 01 010 127 0,60 (Tl

•lOtl 2bO 6,3 301 2291 l.Ml 2J9 310 26.3 ai 66 1271 167 0,60 (95)

•IM) 2bO 7.0 J3b 2291 239 252 27./ 67 52 1730 205 0,60 (Tl

•Ml. jir

2'J/ 2/2 2,*i 253 3620 1,67 172 166 20,6 62 56 1066 156 0.56 (2)

MO ÎJ7

iA*90 "• J 1)8 2/2 9,7 J3I 1620 1,62 172 lia 73,3 61 .35 2707 210 0,56 (2)

t>|8 203 7,2 MKl 2K*i6 1,60 206 2BÜ 35,1 60 63 2163 2‘Jl 0.35 (113)

SIO 2*12 6,1 363 2'J52 1,60 2‘J5 633 12,3 06 65 1235 201 0,36 (26)

e'i ,2t)!i ,

i?S 293 6,3 3/'l 790Ü J.NO 200 Nlb 32,8 03 67 1330 713 0,36 O.N.5)

I I2„ 19/.

Sh’''*/9 •)•KI , 329 7,5 5‘J3 M?ti6 1,3B 600 630 67,6 63 39 2220 397 0,30 (116)

IJ?., .20»,.,

5n’'«*8? 990 3M0 7,i 606 6M?a 1,38 619 650 6H,6 66 60 2233 607 0,30 (116)

7i’8,, 708,,

B7'’”«7 *’■ ISMI •llli 7,5 700 6/26 1,36 601 OU<l 62,6 70 39 1675 661 0,29 (116)

(25)

C. PROPRIETES GLOBiiJ.ZS DU PROCESSUS CTI.

Nous illusxrerons un grand nombre des oroorietés des col­

lisions très inélastiaues entre ions lourds à l'aide du système Cu + Au. Il a été étudié a 365 MeV par C.Ngô dans sa thèse à laquelle nous nous référons pour la description des techniques expérimentales ^ \ Nous avons repris l'étude de cette colli­

sion à 443 MeV. L'ensemble des résultats fait l'objet de la référence Peter et al , plus particulière.ment la comparai­(19) son. des mesures effectuées aux deux énergies incidentes est traitées dans Tamain et

Une figure montrant la section efficace des produits de réaction en fonction de leurs masses ou de leurs charges, de leurs énergies cinétiques et de leurs angles de diffusion suf­

firait à définir de manière très générale le phénomène de col-

•lision très inélastique qui sera qualifié dorénavant de proces­

sus CTI, Pratiquement nous utilisons ses projections en gar­

dant tlusieurs oaramètres constants.

O «

S

T 2.-5

lis rîactia:: Cu-Au l

ënsrgies e* -s

* c c

s P c r*:; é îs SS s

Tcl .

S a O ns a

(26)

Le scectre a

d £ d M tracé Dour l'enersiie incidente de 9

365 MeV et un angle d’observation de 56° Labo.(Fig. n° Dmontr?

d'abord deux pics très prononcés respectivement aux masses 63 et 197 u.m.a.. Comme les produits de diffusion élastique n’ont pas été repris pour l’établir, ces pics représentent esse.ntiel- le.ment les transferts de quelques nucléons correspondant aux collisions quasi élastiques.

Le reste des événements est distribué dans une vaste ré­

gion entourant et joignant ces deux pics. En son centre, elle englobe les produits qu’on pourrait attribuer à la fission d’u:

"^ 260 *

noyau composé X. Cependant leur section efficace est déri­

soire vis-à-vis de deux gros amas de fragments dont les masses sont proches de celles du projectile et de la cible. L’énergie des plus légers est au moins 200 MeV inférieure à l’énergie de diffusion Rutherford du projectile. Ces deux gros îlots de fragments forment les produits CTI.

Dans cette expérience les produits de réaction ont été identifiés a un seul angle par leur énergie cinétique, mesurés dans un détecteur à barrière de surface, et par leur temps de vol nécessaire pour parcourir la dista.nce longue d’environ un mètre séparant une feuille de plastique scintillant et cette diode de silicium. Cette manière de procéder suppose que le processus est binaire. Nous l'avons vérifié pour une partie des évènements en disposant un second détecteur à barrière de surface à l'angle attendu pour le partenaire. Cependant, comm*

écrit dans l’introduction, ce caractère binaire avait déjà été établi par Han^ooe et al et confirmé oar un ensemble d'ex-

('?'')*

périences. Braun-Munzinger et al en ont apporté la preuve la plus formelle en mesurant pour les deux fragments émis en coïncidence l’énergie, la masse, la charge et l'angle. A tout

(27)

produit recueilli par un détecteur, ils cnt trouvé un parte­

naire de raasse et charge compléTientaires émis à 130® dans le centre de masse, après correction bien entendu, pour les ef­

fets calculables de l'émission de n et de quelques particules légères.

Le processus CTI est de nature binaire, la mémoire de la voie d'entrée est conservée en ce qui concerne la masse des produits.

En sommant les énergies cinétiques d'un fragment et de son partenaire, il apparaît que

l'énergie cinétique totale n'est pas conservée au cours de cette interaction;

nous reviendrons ultérieurement sur ce problème.

c.-a,-s9es en z

-3. ci ris ;i9 ZS 3 ^

au. a

(28)

La Fig. n° 2 donne la section efficace en fonction de l'énergie cinétique du fragment léger (ou parfois de l'énergie cinétique totale) et de l'angle de diffusion. Ce specrre

est souvent qualifié de diagramme de Wilczynski,

■d^a

d 9 M

premier auteur à l'avoir trac; (22)

Pour les oroduits de mass comprises entre 57 et 74 u.m.a., donc proches du projectile 6 3Cu, on voit qu'a tout angle il existe des corps très amortis Leurs sections efficaces présentent cependant un maximum un pe en avant de l'angle d'effleurement matérialisé ici par la posi tion du pic quasi élastique; notons que lés courbes de niveau pour les produits purement'élastiques n'ont pas été tracées.

On remarquera également qu'a tout angle les énergies cinétique s'étendent sur une large gamme de valeurs dont la moyenne est presqu'indépendante de la position en 9 de l'observateur, sauf près de l'effleurement.

Les distributions angulaires des produits CTI sont poin- _^ë_es et larges", à tout angle^des produits relaxés en énergie

sontobservés,

les distributions en énergies cinétiques sont très larges

Signalons dès à présent une différence entre l'allure de ce diagramme de Wilczynski et celle observée pour des systèmes beaucoup plus légers. Lorsque ces derniers sont étudiés a des énergies nettement supérieures à

produits CTI ne sont plus concent ment mais autour de la direction des deux types de figures nécessi systèmes dits intermédiaires qui de ce travail.

la barrière coulombienne ; les rés près de l'angle d'effleur du faisceau. La compréhensio tait donc l'investigation de font l'objet de la section I

Qu'elles soient pointées en avant ou è l'effleurement ces distributions angulaires indiquent que le système composite n'a pas eu le temps d'effectuer une rotation complèue.

liÊ_2S°Çêésus CTI est rapide vis-à-vis d'une interaction Stade de la fcrmation d'un noyau composé donn-n.

naissance à des fragments dont la scission est distribuée symé triauement par rapport à 90® c.m. dans la plan de la réaction.

(29)

C .M . to ta l k in e ti c e n e rg y (M e V )

à 3c5 M.aV. 3.5s lignes ie niveau sent nsnnées pour des unidas anninrairas (1?,..

(30)

Analysons avec un peu plus de details les caractéristique du processus CTI.

1La section efficace du orocessus CTI.

Cette détermination pose le problème délicat de tracer une frontière encre les produits CTI et quasi élastiques.

La Fig. n° 3 montre que dans le système Cu et Au è l’énergie incidente de 365 MeV (E/3 = 1,1), la séparation est nette à l'angle de loin de = ®^°Labo-confuse a 86°, , . Les auteurs utilisent les procédés suivants mais

Labp ^ ^ ^23)

malheureusement ne les précisent pas toujours

1°) Tous les corts ne résultant cas d’une diffusion Rutherford ( 2 ü. )

sont englobés dans la composante,CTI ' . Cette méthode utilise la particularité du pic élastique d’être toujours bien détaché des produits CTI aux angles avant, il est alors aisé d’extrapoler sa contribution au voisi.nage de l'angle d’ef fleurement. Son inconvénient apparaît lorsqu'on souhaite

comparer les résultats expérimentaux â des modèles théoriques pour les collisions très inélastiques qui sont mal adaptés à traiter les transferts de quelcues nucléons très de 9 -- et cu restent mélangés aux fragments CTI dans cette procédure.

2°) Interpoler sur le stectre d’énergie centre de masse des orcduits recueillis a l'effleurement, ceux d'angles où la séparation est claire. Cette technique est illustrée par les courbes en tirets de la Figure 4.

L’interpolation utilise la particularité des distribution d’énergie cinétique de présenter une largeur indépendante ce l’angle (voir dIus loin) et d’être assimilables a des gaussien nés. ’Jn coup d'oeil à la Fig. n° 2, apprend que cette méthode va sélectionner les produits relaxés en énersie souvent appelé fragments de :ua5i-ri33icn. ^ f c? —esz elle cui nous a servi oou:

dépouiller les données des exoériences Cu + Au mais nous v;

rons qu'elle n'esp cas aoolicable aux collisions entre

(31)

D if fe re n ti a l c ro s s s e c ti o n (m b /s

r)

4 43MeV ®^Cu+'^^Au

light fragment kineîic energy (cm.)

(32)

3®) Définix’ un nininun ds osn-ds d'snsnsis ci.n6lrz.cus ocur' cu'un événement soit classe dans la comcosants CTI. Cette fron­

tière est indépendante de la masse du fragment, on la chois:

avec discernement. La méthode a le mérite de montrer claire­

ment la sélection opérée. En outre, la section efficace ainsi trouvée est directement comparable aux prévisions des modèles théoriques où il suffit d'imposer uns même limite sur l'énergi- au cours des calculs. Nous verrons plus loin son application au système Ar + Au.

Pour le système Cu + Au à >+4 3 MeV, la section efficace CTI obtenue par la méthode 2°) s'élève de 1100 + 100 mb a

1200 + 100 .mb selon que les produits voisins ds la masse moiti du système composite sont attribués ou non a la fission d'un noyau de fusion complète. Si on compare ces valeurs à la sec­

tion efficace de réaction 1500 + 200 mb on en déduit que ; Dajis_ les_S2Stè3es_lourd s_le_ 2roçe s sus_ÇTl_ r eor és en te_ 1 a ffiâisüIs_P.§X t i a_ de_ 1 a_ 3 eç_çion_ e f f içaçe_ de_ r eaçp ion .

Ici apparaît une seconde motivation de l'étude des sys­

tèmes intermédiaires ;

-déterminer si les produits présentant toutes les c ristiques de fragments de fission sont réellement

à un processus de fusion-fission avec formation d' composé ou bien s'il faut les considérer comme prc

aracté- attribuable un noyau duits CTI.

Si la première hypothèse est vérifiée, la compétition des deux mécanismes est à envisager.

Dans le c lisions entre sections effic car le nombre observé.

adre d'une approxi.mation semi-classique des ions lourds il est commode de para.metriser aces des diverses réactions entre ions leur d'ondes carcielles cui ccnduise.nt au troess

col-

O

SUS

• *3 —. V*» ^

w ^ ^ ^ ... w i . ;las5icu^ coi.^tsion c etres cuan-

la longusuz d'onde du système

(33)

= k"^(r) = -K {2u (Z-V(r)) (1)

est petite devant ses dimensions caractérisées par

d >> -^

R est le rayon d'interaction donné par

RI

(

2

)

la valeur de r^ est précisée dans le lexique ainsi que les unités dans lesquelles sont exprimées toutes les grandeurs con­

sidérées dans ce travail lorsque rien n'est précisé.

Quand l'énergie de bombardement est supérieure à la bar­

rière coulombienne B

3 = l-"** ^2

0 1 2

(3)

la distance minimale d'approche pour une collision frontale est donnée par

Z^Z2 (-1,44) s

et le paramètre de Sommerfeld

(i)

n 0,1575 (5)

est oeaucoup plus granc que 1 la: :cndicions la section

^2 1+ 1.^2 cl

(5 )

(34)

q(i) est la fonction de déflexion définie à la limite cia sique par

0(£)=’r-2U + 1/2)'K / dr }2uf5-V(r')

^ O V 2u r

(7 )

Si on connaît les coefficients de transmission T pour le po

Xt

tentiel V(r) l'intégration de l'équation (7) donne pour la section efficace totale de réaction

= tt^2(10)z (2£+l) T, (3)

^ Z = 0 ^

A ce niveau on introduit l'hypothèse purement classique de la coupure franche

T, = r

pour l < l max V 0 pour l l

max

ou I est le moment angulaire maximal conduisant à la réac max

tion

l = R‘{2y(E-V(R.))}

max '' 1 ''

1/2

(LO)

A la limite de la coupure franche, s'obtient alors par les relations

ou

a, = ^ (R^)^ {1- (10)

A

(11

)

(11)

Cette approximation est valable pour les collisions entre ions lourds qui sont caractérisées par une diffusibiii

2-3. ZiS'zi.'ZS vi.S"’à'"%'z.s du ■r a i i 'w -

(35)

Il a aussi été montré que les effets de diffraction dans les collisions entre ions lourds s'expliquaient par le phéno­

mène de diffusion de Fresnel pris è la limite des champs forts

, ^ - ' (vo-ir références ad hoc

et'des energies e±evees et dans ce cas dans (9))«

I = ncotg (12)

max ® \2 j

où rapport des sections efficaces élas­

tiques et Rutherford vaut 1/4. Notons- au passage la relation empirique utile

+ cosec (13)

oui permet la détermination exoérimentale du rayon d'interaction

Gutbrod et al (23) ont montré q_ue la relation (10) permet­

trait de reproduire correctement les .sections efficaces de for­

mation des noyaux composés pour des réactions induites par des projectiles tels eue Al, Mg, Ni à condition de remolacer l

par £ * Le processus de fusion étant alors associé aux ondes cr

partielles les plus profondes.

Pour les systèmes très lourds, ou bien il n'y a pas de fu­

sion du tout et le processus CTI en prend la place, ou les deux phénomènes coexistent (voir section I). Le partage des ondes partielles entre les phénomènes CTI et de fusion est encore un problème incomplètement résolu à ce jour, nous y reviendrons dans la suite mais lorsque rien n'est précisé nous admettrons

le schéma de la Fig. .n® 5.

(36)

Ti^, Z. : Préssatatioa das didfëreaaes classas de raactioas daas 1'approxiaaîioa de la coupure fraacae pour chaq,ue processus ea faisâat l'hypothèse aoa eoaauaéneat adaise i^ue las ondes partielles du processus C7I sont toutes supérieures à celles attribuées à la fusion (T).

Dg-TiS le cas particulier du systecie Cu + Au à 355 et 44 MeV, i

max vaut respectivement 98 et 133 "K, et va de 2 6 75 n et de 52 à 175 "f. si la fusion exis te ou encore de 0 GV n/ 0

r\ à 175 dans la cas contraire.

de

(37)

dG

’ /d O .d M (m b .s r- ’ om.u * ’

)

Mass (a.m.u.)

(38)

2. Le transfert de nasse.

Observons l’évolution de la section efficace différentiel par rapport a la nasse | produits CTI légers re­

cueillis a divers angles dans la laboratoire (Fig.n°.6).

Il est clair que la notion de conservation de la nénoire de la voie d’entrée pour ce paramètre doit être prise au sens large puisqu’en fait ce sont des distributions qui sont observées.

En allant de l'angle d’effleurement (88°, , ) vers l’avan la largeur de la distribution de masse croît et la position de la masse la plus probable évolue vers des valeurs de plus en plus proches d'une scission symétrique du système composite.

Donc si les temps de contact impliqués dans le processus CTI sont courts, ils sont néanmoi.ns suffisants pour autoriser le transfert de nucléons.

L’échange entre les partenaires n’est pas équitable et le système évolue vers une répartition des nucléons en deux noyau de masses égales. La forme as3nnétrique des distributions de masse est due à cet échange inégal de matière entre, les ions-

L'angle de rotation apparaît comme une horloge pour étudi le transfert de masse, cela n’est vrai qu'en première approxi­

mation. Ce problème est traité a la section III où un modèle de diffusion est proposé pour étudier la relaxation du degré de liberté x. En effet si 3 est une mesure valablé de t tour

erte reaction particulière, l'accroissement des largeurs de distributions de masse avec 9 autorise à imaginer la descriptic du phénomène de transfert par de tels mécanismes.

En se restreignant au point de vue expérimental^

^ interactions tr è s_ine las t iaue s ci cu_[_ait lieu un t ans f e r t _im22EE£S2

matière entre les oartenaires.

Nous verrons qu'il est contrôlé car le gradient de po­

tentiel entre les deux ions en contact.

(39)

6 c.m.

(40)

3. La. relaxation de l'énersie cinetiaue

Rappelons C:u'en. commentant la ?ig.n° 2, nous avions re­

marqué une relative indépendance vis-à-vis de 9 de l'énergie cinétique aussi bien pour la moyenne que pour la largeur de la distribution. En faisant abstraction des produits de masses très voisines du oroisctile recueillis à des angles proches de 0 les spectres

sr X de la Fig.n®7 confirment

cette première conclusion et proposent une période de relaxa­

tion de ce degré de liberté bien plus courte que celle du transfert de masse.

En observant la même restriction, l'énergie cinétique totale des produits CTI ayant la masse du projectile et de la cible s'élève a 200 + 5 MeV. Il s'agit d'une valeur interpol puisque pour les masses proches de 6 3v»ni.a. l'analyse des

données expérimentales est rendue impossible par la présence de traînes dues à de la diffusion sur les bords des collima­

teurs. Cette valeur est I comparer à l'énergie cinétique at­

tendue de la répulsion coulombienne entre deux sphères rigides en contac'r, simulant le projectile et la cible, elle vaut 248 MeV ce qui est supérieur de 48 MeV à l'énergie cinétique moyenne des produits CTI. Il faut donc admettre comme dans

le cas de la fission que les fragments sont fortement déformés au point de scission et que leur interdistance y est plus gran que celle de sphères tangentes. En faisant l'hypothèse de dé­

formations ellipsoidales le rapport du grand au petit axe des fragments naissants serait de l'ordre de 1,4.

plète Dour

La comparaison avec la fission d'un noyau de fusion com- 2 50 X s'imncse et les résultats exoérimentaux existent

108 , . . 272 V 278 ^ ■

des noyaux voisins i no X et t t n X ootenus par bom-

232 ~ 2’*5 (27)

bardement de cibles de Th et ''"U avec l'argon

dans des conditions similaires d'énergie d'excitation et ce moment angulaire, encore que l'énersie cinéticue de fission

soit peu sensible à ce dernier paramètre ’ ' . Les échelle;

C ir'ci.'cs d.3 1.3. ”C'3S necu,^3~'“3c~''V3'^sr-“' 2.35

énergies cinéticues des fragments CTI et de fission sont simi- 133^^33 5 X33 er'3n33r'33 3*3r.é 3003n3rrm3ne u.n n3u eI.'3S -3—bl3S

(41)

On remarque dans les deux cas la croissance de l'énergie ciné­

tique totale quand les masses des fragments de réactions devien­

nent plus proches. Pour un rapport d'asymétrie de masse 1 l'énergie ECT d'es produits CTI atteint '215 MeV mais il n'est pas exclu que ces corps soient partiellement formés par un pro­

cessus de fusion-fission 5 comme nous verrons plus loin.

La déformation des fragments CTI au point de scission du sys- terne composite a aussi été invoquée par Moretto et al (28) dans

40 197*"

le cas du système Ar + " Au à 288 et 340 MeV. Nous concluons que

l^|nerg_ie_des _g_rodui Cs de collisions très inélastiques est voisine de celle des fragments de fission asymétrique corres- gondants._ Elle suggère des déformations analogues dans les deux_gr0 c e s s us .

Pour les angles proches de Iss produits CTI appa­

raissent avec des énergies cinétiques s'étendant depuis celles attribuables à des transferts quasi élastiques jusqu'aux va­

leurs les plus relaxées observées aux autres angles (Fig.n°2).

Etant donné que cette continuité dans la dissipation de l'éner­

gie n'est observée que pour les plus petits transferts de masse, le paragraphe 2 conduit à la supposition suivante

A_l_'an3le d'effleurement, l'énergie cinétique n'a pas eu le temps de s&relaxer pour la majorité des produits. Dans la

suit s ces fragments CTI sont qualifiés de partiellement amortis.

Nous entrevoyons ici la nécessité d'élaborer des modèles nucléaires qui allient les phénomènes de diffusion à la dyna­

mique de 1 ' interacti.on, ce est aussi envisagé dans la section III. L'aspect statistique est révélé sur la Fig.n°2 à travers l'accumulation à 3 de oroduits tout à fait relaxés alors que suivant la remarque ci-dessus le te.mps étaat trop court pour dissiper toute cette énergie. Il faut aussi noter qu'une partie de 1 'accroissement de l'énergie cinétique des cr'OGu.—*^s sni.s ^s c.3 nG sgits c-G”*

tribuée è l'influence du m.cment angulaire. C'est en effet è proxi.mité de l'antle des trajectoires rasantes q_u'il faut at- G'Sr.cr's Lss c.^s col.'' coc’r'^soor.c^.nc 3.'cx

(42)

ondes partielles les plus-grandes pour ce processus, l'énergie de rotation ccrresoondante donnée ir la relation

roi - 20 9 ^ ^ ^^

4 1 (14)

(si I est en a.m.u, fn )

y est la plus grande et se convertit au moment de la scission en énergie cinétique ajoutée aux fragments (1 est le moment angulaire de la voie d'entrée et I le moment d'inertie pris pour des sphères rigides en contact) . La table n'^l donne les valeurs de calculées pour le moment angulaire moyen ex

■maximal participant au processus CTI déterminé dans un schéma de coupure franche. L'énergie de rotation ainsi obtenue est trou élevés car les fragments sont déformés et le moment d ' ine tie est tlus grand. Le choix de l comme onde -oartielle m.ax

max

male participant à l'effleurement exagère aussi l'effet et de plus une part importance du moment orbital est transformée en spin des fragments. Enfin si la rotation modifie réellemen l'énergie cinétique des produits CTI, le processus se di

’encie par là de la fission où l'effet n'a pas été observé(3)

La présence d'événements partiellement amortis établissan une conxinuité,entre la région quasi élastique ex les produits tout à fait relaxés a été pendant quelques années à la basé de la distinction entre les processus très inélastiques et la quasi-fission. En effet dans les systèmes très lourds, Iss deux îlots de corxs relaxés en énergie et centrés a la masse du xrojectile et de la cible sont xarfaitement séparés des pics élastiques et quasi élastiques. Par contre, dans les sys tèmes légers, toujours étudiés à des énergies bien supérieures à la barrière coulombienne pour que la section efficace CTI sc mesurable, cette discontinuité n'apparaît pas. Aussi dans le premier cas, l'allure des diagrammes avait amené les auteurs a utiliser le terme cuasi-fission aui caractérisa bien les deux amas d'événements, ex'oression évidemment inaoolicable

~ is I. ^ 671 incicsi fois de tlus l'étud; ^ s s ^ ijTi'DOSô

une yCun déterminer si on a ou non, affaire è deux mécanismies différent

Figure

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Références

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