NOYAUX LÉGERS PROJETÉS AU COURS DES RÉACTIONS SUR NOYAUX LOURDS

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NOYAUX LÉGERS PROJETÉS AU COURS DES

RÉACTIONS SUR NOYAUX LOURDS

M. Lefort, G. Simonoff

To cite this version:

M. Lefort, G. Simonoff. NOYAUX LÉGERS PROJETÉS AU COURS DES RÉACTIONS

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JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C 1, supplément au no 1, Tome 29, janvier 1968, p a g e i l 1

-

25

NOYAUX LÉGERS

PROJETES

AU COURS DES RÉACTIONS

SUR NOYAUX LOURDS

par M. LEFORT

Laboratoire de Chimie Nucléaire, Institut de Physique Nucléaire, Orsay, et G. N. SIMONOFF

Laboratoire de Chimie Nucléaire, Faculté des Sciences, Bordeaux

Résumé. - Lorsque les noyaux lourds sont soumis à des projectiles d'énergies supérieures à

0,5 GeV environ, des fragments de matière nucléaire sont projetés. Les principaux caractères de cette émission sont décrits et analysés. On a appliqué la théorie statistique (approximation de l'éva- poration) à la description de la désexcitation des noyaux très excités formés. L'application de cette théorie à des fragments de Z à 2 présente certaines difficuItés qui seront examinées. On indiquera quelles expériences au moyen d'ions lourds permettraient d'éclairer l'origine de ces difficultés.

Abstract.

-

When heavy nuclei are bombarded by projectiles at energies higher than 0.5 GeV, fragments of nuclear matter are expelled. A brief relation is given of the main features of this pro- ces. The statistical theory has been applied in order to describe the de-excitation process of highly excited nuclei. The evaporation of fragments with Z 2 2 seems to be very feasible, although some difficulties appear which will be considered. Some heavy ion experiments are suggested which might be of a great help in order to enlighten the origin of these difficulties.

1. Introduction. Caractéristiques de l'émission des « fragments ».

-

Les interactions entre les protons de grande énergie et les noyaux complexes conduisent généralement à l'émission de 1 à 4 ou

5 protons et d'un nombre encore plus grand de neu-

trons. La distribution des Z et surtout des A des noyaux résiduels s'étend sur un domaine assez large. Certains noyaux formés sont éloignés du noyau cible de plusieurs unités Z et de dizaines d'unités A. On rend compte de ces résultats par une description des phénomènes devenue classique. Elle consiste en une première étape au cours de laquelle des collisions quasi élastiques en cascades projcttent des nucléons hors du noyau cible et en une secondc étape dans laquelle les divers noyaux excités, laissés après le départ des particules d'interaction directe, subissent une série de désexcitations par émission de particules [Il. O n peut donc imaginer que, pour des noyaux cibles légers, des (( fragments » comme He, Li, C ou N soient les noyaux résiduels de toute une série d'émission de nucléons. Par contre, pour des noyaux cibles lourds (par exemple dès l'argent) il peut paraître assez étonnant que la formation de fragments, définis comme étant des noyaux légers ( 2

<

Z < 10-15) soit possible avec une section efficace atteignant quelques mb. Ces fragments, distincts des fragments de fission plus lourds, ont cependant été observés

dès les premiers examens d'émulsions nucléaires soumises au bombardement des rayons cosmiques. Depuis, l'étude de la formation de ces fragments a été poursuivie par diverses techniques et une revue relativement récente a été faite par Lozhkin et Per- filov [2]. Le nom de (( fragmentation » a été proposé, impliquant ainsi pcut-être prématurément qu'un nouveau mécanisme d'interaction devait être imaginé. Nous allons reprendre très brièvement quelques caractéristiques de cette émission de fragments.

a) FONCTIONS D'EXCITATION.

-

A l'exception des particules alpha qui sont déjà produites en grand nombre pour des énergies incidentes de 100 à 200 MeV, tous les autres fragments commencent à être observés lorsque l'énergie dépasse 0,3 GeV. Après une augmen- tation rapide entre 0,3 et 1 GeV, la section efficace a tendance à plafonner entre 1 et 2 GeV et n'augmente plus guère jusqu'à 25 GeV. Les fonctions d'excitation

ont la même allure pour les fragments légers comme 7Be ou 'Li OU pour des fragments déjà plus lourds

comme 2 4 ~ a [3] ou marne 32P [4]. On trouvera dans de nombreux articles, dont celui de la référence [2], l'allure de ces fonctions d'excitation.

b) FONCTION DU NOMBRE DE MASSE DE LA CIBLE.

-

Si l'on examine la façon dont la section efficace dépend du choix de la cible, à une énergie incidente

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C l - 2 6 M. LEFORT

donnée, et pour des cibles lourdes, soit au-delà de A = 70 ou 80, on observe généralement une crois- sance de la section efficace avec A. Ceci est illustré sur la figure 1 pour le noyau émis 'Li et s'applique à tous les fragments voisins de la stabilité ou cxcéden- taires en neutrons ( 6 ~ ~ , 8 ~ i , 'Li, 9 ~ e , I6C, 1 7 ~ , 18~).

Formation de ' ~ i et3'p en Fonction du A de Io cible,

pour Ep 2.8 G d /

7 8 a

-

60 80 100 120 140 160 180 200 220 240 A

FIG. 1 .

-

Sections efficaces de formation de 9Li et de 32P en fonction du nombre de masse du noyau cible. Energie inci- dente 3 GeV (D'après Dostrovsky et al. [21] et Simonoff et Vidal [41).

L'émission de fragments plus lourds comme 24Na, 28Mg et 32P ne suit plus cette variation. Sur la figure 1, on peut voir par exemple que la section efficace de formation de 32P diminue puis augmente à partir de H o et passe par un maximum pour une cible d'or. Cet effet est observé à diverses valeurs de l'énergie [4]. On peut remarquer que 32P est peut-être déjà un fragment d'une fission très asymétrique des noyaux de Au, Th ou U, et qu'au-delà de Z = 10 le phéno- mène observé n'est plus le même. Enfin, pour la formation des noyaux légers, mais déficients en neutrons (7Be, "C, 13N), la section efficace diminue lorsque le nombre dc masse de la cible croît.

c ) SECTION EFFICACE EN FONCTION DU L DU FRAG- MENT ÉMIS.

-

La probabilité d'émission est d'autant plus faible que le noyau émis a un nombre atomique plus élevé. Ce résultat avait été constaté par la technique des émulsions nuclCaires [5] et était relatif aux noyaux cibles d'argent. Pour le vérifier par mesures radiochimiques, il faut pouvoir s'assurer que tous les isotopes d'un Z donné sont bien mesurés, et la détec- tion des isotopes stables doit être effectuée par spec- trométrie de masse. Récemment, Poskanzcr et al [6] ont utilisé des détecteurs solides montés en identifi- cateur de particules et ont obtenu d'intéressants résultats. La figure 2 montre comment la production

FIG. 2.

-

InRuence du Z du fragment sur la section efficace. D'après les travaux avec les émulsions sur Ag de Perfilov 151. D'après les données sur U de Poskanzer et al. [6].

des fragments décroît exponentiellement en fonction de Z, du moins jusqu'à Z = 7. On notera la remar- quable concordance des résultats obtenus sur les émulsions nucléaires et de ceux correspondant à la détection des fragments émis à partir d'une cible d'uranium ou d'or. Au-delà de Z = 10, la section eficace ne diminue plus et les résultats fragmentaires dont on dispose actuellement sur 22Na et 24Na, sur "Mg et sur 32P permettent même de dire que pour les ciblcs lourdcs elle augmente de nouveau. Mais encore une fois, on peut penser que ces noyaux sont déjà des fragments de fission très asymétrique et sont émis en corrélation avec un fragment très lourd.

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particules montrent, pour chaque Z de 3 à 6, combien la distribution de masse est axée sur l'isotope le plus stable et par conséquent combien l'énergie de liaison maximale des nucléons favorise l'émission de noyaux d'un Z donné (Fig. 4).

1

-

0,5

-

G,05-

alpha sont dans une situation très particulière. Pour une énergie de 2 GeV, la figure 2, où la probabilité d'émission est portée en fonction de 2, indiquerait une valeur environ 6 fois plus grande pour la somme des noyaux (6He

+

3He) que pour les lithium. Mais le nombre des particules alpha est de l'ordre de

4

@ celui des fréquences comparées des émissions de 2,

m b. _{3 ou 4 fragments par le même noyau. Cette multiplicité}

d'autant plus fréquente que l'énergie incidente est plus élevée a pu être établie essentiellement par la technique des émulsions nucléaires et surtout pour les noyaux facilement reconnaissables 'Li. Gorichev et al. [9] ont longuement discuté ce phénomène et ont conclu qu'aucune corrélation ne semblait apparaî- tre entre deux ' ~ i émis par le même noyau. Par contre, pour les fragments de Z

>

4, il apparaît nettement une corrélation aux environs de 120 à 1400 lorsque les deux fragments sont de faible énergie (inférieure à la barrière coulombienne). Ceci peut être vu nettement sur la figure 5. Pour les fragments rapides la corrélation disparaît. Nous verrons que ces observations, ajoutées à celles de cas relativement fréquents de multiplicité 3 et même 4, posent les questions les plus embarras- santes pour l'explication du mécanisme de ces émis- sions.

l , , a I b II. Mécanismes de l'émission des particules alpha.

21 22 23 24 25 26 A

e) MULTIPLICITÉ DES FRAGMENTS.

-

Le dernier 100 fois plus élevé. Même à des énergies incidentes point sur lequel nous voudrions mettre l'accent est faibles et pour des noyaux très lourds comme Au ou Bi,

-

Parmi les noyaux légers, ceux de Z égal à deux sont

FIG. 3. - Distribution de masses des isotopes de sodium,

d'après Klapisch [7], et d'après Hudis [SI émis avec la probabilité la plus grande. Cependant,

entre les différents isotopes de l'hélium, les particules

50 150 2 5 0 350

Cana/

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C l - 2 8 M. LEFORT

FIG. 5 partir du de faible

. - Corrélation angulaire de deux fragments émis à même noyau. Z des fragments supérieur à 4. Fragments énergie (D'après Lozhkin et Perfilov [2]).

la section efficace devient déjà supérieure à plusieurs dizaines de mb. En raison, d'une part, de ces sections eficaces élevées, d'autre part des techniques d'iden- tification et de mesures d'énergie bien au point, les informations sur l'émission de particules alpha sont plus fournies et beaucoup plus précises que pour les autres fragments. De plus, les corrections néces- saires pour passer du système du laboratoire au système du centre de masse sont faibles et relativement exactes, de sorte que les distributions en angles et en énergies calculées dans ce système prennent leur véritable signification. D'après toutes les mesures qui ont été effectuées d'une part avec les émulsions nucléaires depuis de nombreuses années par les groupes de Cüer à Strasbourg, de Perfilov à Léningrad, de Kat- coff et Porile à Brookhaven, et d'autre part au moyen de télescopes E, dE/dx par notre laboratoire à Orsay, il est apparu très nettement que les particules alpha émises à partir de noyaux de Ag, Ta, Au, Bi et Th bombardés entre 0,I et plusieurs GeV provenaient de deux processus assez faciles à distinguer, à la fois par l'étude de la distribution angulaire et par la mesure des énergies, d'une part, un processus de caractère isotrope dans le système du centre de masse, décelé de façon pure entre 135 et 1800 et caractérisg de plus par une distribution en énergie continue étalée entre environ 7 et 25 MeV, d'autre part, une émission préférentiellement favorisée vers l'avant, distribuée

selon un spectre continu s'étendant jusqu'à une cen- taine de MeV. La figure 6 montre comment la distribution angulaire permet de distinguer ces deux phé- nomènes [IO].

L.

,,

1

l\ Bi u lab

FIG. 6. - Distribution angulaire des particules alpha émises à partir de divers noyaux bombardés par des protons de 156 MeV. Le processus isotrope attribué a l'évaporation correspond aux sections efficaces différentielles mesurées entre 135 et 180 degrés. L'émission vers l'avant a été interprétée comme une interaction directe complexe qualifiée de « knock-out »,

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NOYAUX LEGERS PROJETÉS AU COURS DES 1 RÉACTIONS SUR NOYAUX LOURDS C l - 2 9

4He à l'état liquide. Le processus isotrope prend d'autant plus d'importance que l'énergie incidente est plus élevée et devient très prépondérant au-delà de 500 MeV. Il semble qu'on puisse en rendre compte de façon très satisfaisante par la théorie statistique de la désexcitation des noyaux excités en utilisant le formalisme de l'évaporation de Weisskopf [17] où la probabilité d'émission d'une particule alpha d'énergie

E, est donnée par :

où ma est la masse réduite de la particule alpha, O,(&,) la section efficace inverse, oi la densité de niveau du noyau excité et o(~:) la densité de niveau du noyau résiduel, densité proportionnelle à exp(2 JaE"). Les résultats récemment obtenus à Orsay montrent que les spectres a [18] obtenus aux angles arrière lorsqu'on bombarde des noyaux lourds (Ta, Au, etc ...)

par des protons de 150 MeV sont très voisins, sinon identiques à ceux obtenus par bombardement par ions lourds. Or, le seul mécanisme qui puisse être commun aux deux types de réactions est celui de la désexcitation par évaporation (Fig. 7).

E d MeV

FIG. 7. - Spectres de particules alpha produites :

a) par l'action de protons de 155 MeV sur Ag -0-

6 ) par le bombardement de Ag par des ions 14N --O-

Nous reviendrons dans le paragraphe suivant sur la signification des diverses variables impliquées dans l'expression ci-dessus et sur l'applicabilité de la théorie de l'u évaporation » aux énergies d'excitation très élevées. Mais nous pouvons remarquer que même

pour des énergies incidentes de plusieurs GeV, ce mécanisme rend assez bien compte des résultats obtenus, à la condition, d'une part de traduire correctement les distributions en énergies mesurées dans le laboratoire en distributions dans le système du centre de masse, et ceci pour chaque angle particulier, d'autre part d'effectuer un calcul de désexcitation convenable, par une méthode statistique élaborée, avec toutes les étapes successives de désexcitation. Après sous- traction du phénomène d'interaction directe, les résultats obtenus dans ces conditions à 150 ou 96 MeV sur Au, Bi, etc

...

sont en excellent accord avec les calculs. Il en est de même des résultats de Porile [19] obtenus à 1 GeV et 2 GeV. D'ailleurs, à cette énergie, la part de l'évaporation devient prépondérante.

III. Peut-on étendre à l'émission de fragments plus lourds les mécanismes expliquant le départ des parti- cules alpha ? - Au cours de la dernière décade, on a eu tendance à considérer que l'émission de fragments plus lourds que les particules a était un phéno- mène inattendu et qu'un mécanisme nouveau et ori- ginal devait être recherché pour expliquer cette fragmentation ». Il est fort possible qu'aucune théorie existante sur les interactions entre particules et noyaux complexes ne puisse effectivement rendre compte en détail des phénomènes observés. Cependant, il semble utile d'examiner avec soin les possibilités de ces théories, du moins pour les fragments de Z infé- rieur à 10.

a) INTERACTION DIRECTE. L'émission de fragments de Z = 2, 3, 4,

...

à la suite de chocs quasi élastiques produits par les particules incidentes ou par les nucléons de cascade suppose la préexistence de ces sous-structures ou au moins une très forte corrélation des quantités de mouvement de tous les nucléons projetés ensemble. Il apparaît clairement de ce point de vue que les particules alpha seront très favorisées par rapport à 3He ou 6He, comme cela est effectivement observé. Cependant, même en admettant que tous les nucléons de surface sont associés en 'Li, OU

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C l - 3 0 M. LEFORT

b) EVAPORATION. - La remarque précédente intro- duit donc l'idée d'examiner si la théorie statistique de désexcitation des noyaux ne permet pas de rendre compte du départ d'ensembles de nucléons corrélés. Quelques tentatives ont été faites dans ce sens par Dostrovsky et al. [21] et nous souhaitons les appro- fondir ici. 11 y a lieu pour cela de considérer plus en détail les fondements de cette théorie et son application aux noyaux lourds très excités issus des premières cascades d'interaction directe. On peut définir, dans un volume nucléaire V, l'espace de phase d'une particule j, 4 7 c ~ ~ ; . d p , et le facteur d'espace de phase g j V(4 7cp~/h3).(dcj/dpj) où g j sont les états de spins possibles de la particule, p, sa quantité de mouvement.

En notant o(E*) la densité de nikeau du noyau excité et Pj(cj) la probabilité d'émission de la particule j avec l'éncrgie &,, on peut écrire le théorème de

réciprocité [17]

où ai(&,) est la section efficace inverse (scction cfficace de capture de la particule j d'énergie e j par le noyau

résiduel), o j ( ~ j * ) est la densité de niveau de ce noyau résiduel disposant de l'énergie (E;). Ce résultat est obtenu en écrivant que la probabilité de transformation du noyau initial en noyau final, pondérée par le nombre d'états possibles dans le noyau initial o(E*) est égale à la probabilité de capture par le noyau final de la particule j,(vj aj(&))/V) pondérée par le nombre d'états possibles dans le système constitué du noyau final et de la particule j : (gj(4 np;/h3).(ds,/dpj)).

La relation s'écrit encore :

r - - . - I

L'examen de cette relation dérivée essentiellement

de la notion d'espace de phase montre que la désexcita-

tion est d'autant plus probable que la masse réduite de la particule émise ntj est plus lourde, et que le nombre d'états de spin propre de cette particule est plus grand. Ces deux facteurs favorisent donc les noyaux plus lourds que les nucléons. Même sans considérer la possibilité d'émettre ces noyaux dans des états excités, g j = 2 s,

+

1 favorise par exemple 8Li (sj = 2) par rapport aux neutrons ou même aux particules cc. Bien entendu, la section cfficace inverse joue un rôle opposé puisque la barrière coulombienne limite de façon très appréciable sa valeur.

Mais lorsque l'énergie d'excitation est très élevée, cette limitation est d'importance secondaire. En exprimant la densité de niveau en fonction de l'énergie d'excitation (w(E) cc exp

JaE*)

et en intégrant

entre le seuil possible d'émission c, ( E , = O pour les

neutrons et E, est une fonction de la barrière calculée

pour les particules chargées) et s,,, = E * - EL, où E* est l'énergie d u noyau de départ et EL l'énergie de liaison de la particule émise, on peut montrer, comme l'ont fait Dostrovsky et al. [22], que la largeur d'émission d'une particule quelconque j comparée à celle d'un neutron s'écrit :

où R j est la valeur maximale de l'énergie d'excitation

qui peut être laissée au noyau risiduel, soit

On voit que l'importance de E,, n'est grande que lorsque sa valeur est importante devant E*.

Par ailleurs, les fragments correspondant à des noyaux très liés sont émis avec une probabilité plus élevée que les autres, surtout lorsque EL est négatif comme c'est souvent le cas pour les 4He et même des structures comme 12C dans les noyaux lourds. On comprendrait donc pourquoi les fragments les plus fréquemment observés sont les plus stables, c'est-à-dire ceux dans lesquels les nucléons sont les plus fortement liés, de façon à entraîner EL nul ou négatif.

Un facteur supplémentaire n'est pas mis en évidence par les relations indiquées plus haut car celles-ci négligent les effets de moments angulaires. Sans vouloir examiner en détail les expressions correctes des densités de niveau et des sections efficaces inverses tenant compte du moment angulaire du noyau initial 1

et du moment angulaire emporté par la particule émise 1, nous ferons quelques remarques correspondant à des calculs développés plus en détail par exemple très récemment par Williams et Thomas [23] en suivant la théorie élaborée il y a quelques années par Ericson et Strutinsky [24].

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NOYAUX LÉGERS PROJETÉS AU COURS DES RÉACTIONS SUR NOYAUX LOURDS C l - 3 1 d'une particule de spin s, à partir d'un noyau d'énergie

E", de moment angulaire total 1, est donnée par

où Te est le coefficient de transmission pour l'onde

partielle e de la particule émise avec l'énergie E , et S

est le spin S = s

+

J.

La densité de niveau dépendant du spin est de la forme :

où o,(E) est la densité de niveau sans énergie de rotation, et z la température nucléaire et 3 le moment d'inertie.

Compte tenu de certaines approximations, on peut montrer que la valeur moyenne du moment angulaire évacué par une particule évaporée est égale à

du moins lorsque le moment angulaire est élevé. Pour un noyau donné, A est proportionnel à la masse de la particule émise, donc quatre fois plus grand pour les 4He que pour les neutrons et 12 fois plus grand pour 12C.

Or, il est clair que ces noyaux résiduels excités disposent d'un nombre limité de niveaux de haut spin. A la limite, il existe un niveau de spin donné correspondant à la plus basse énergie (niveau tou- pie »). Si nous appelons J , son spin, o(E, J ) = O pour pour J > J,,, avec

Toute l'énergie est alors sous forme d'énergie de rotation. La désexcitation par neutrons n'est plus possible et peut avoir lieu, soit par photon gamma, soit, lorsque l'énergie est encore élevée, par émission de particules capables d'évacuer un moment angulaire important en même temps que l'énergie, c'est-à- dire, d'après ce que nous avons vu plus haut pour A, par des particules lourdes. Ce phénomène est illustré par la figure 8 extraite d'un article de Grover [25]. Thomas, Grover et d'autres auteurs ont estimé

ra/rn

dans ces conditions. Bien qu'aucun calcul précis n'ait été effectué pour des fragments plus lourds, on peut penser que pour certains noyaux disposant d'énergies d'excitation de 50 à 200 MeV et de moment angulaires totaux de 40

K,

la désexcitation par évaporation de Li, B ou C n'est plus négligeable.

FIG. 8. - Schéma de la désexcitation par émission de parti- cules alpha lorsque les noyaux disposent d'un grand moment angulaire. La courbe en traits pleins correspond à l'emplacement des niveaux « toupies » définis comme les niveaux d'énergie minimale pour un moment angulaire donné. La courbe en poin- tillés correspond à

T,/rn

= 112.

Or, les noyaux excités laissés après les interactions directes provoquées par des protons de 0,5 à plusieurs GeV peuvent dans certains cas disposer de 20 à 40 fi,

selon la façon dont les nucléons de cascades ont été projetés. Pour 40 h et 160 MeV, on peut montrer que

ra/rt,,,,

dans un noyau tel que '16cd est de l'ordre de 0,2. La figure 9 représente les rapports T, et

T,,

pour deux noyaux Cd et Cu calculés par Thomas [22]. Dans le même noyau de cadmium, excité à 500 MeV avec I = 40 R, r(12C)/r,, est d'environ 0,2, sans tenir compte des niveaux excités de I2C.

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C l - 3 2 M. LEFORT

FIG. 9. - Rapports de largeur d'émission T,/G en fonction du moment angulaire pour deux noyaux composés 79Rb et

130Cs.

IV. Objections au mécanisme de l'évaporation. - Cependant, plusieurs objections sont formulées, de façon pour ainsi dire classique, aux arguments déve- loppés ci-dessus.

1 ) La première, qui date des premières observations effectuées lors de l'examen des émulsions soumises aux rayons cosmiques, a été soulignée par Skjeggestad, Sorensen [26] et par Perfilov et al. [5]. En exprimant la distribution en énergie des particules émises sous la forme habituelle

E - E

ds = 2 exp

(-

'y)

d î

z2

et en portant

en fonction de E; = C

-

E, C étant une constante, on trouve approximativement des droites dont les pentes fournissent des températures nucléaires moyen- nes de 8 à 14 MeV selon les fragments émis, valeur trop élevée pour les noyaux lourds considérés. En effet, la relation E* = a 2' avec une valeur raisonnable a = A120 pour le paramètre de densité de niveau conduit à une énergie d'excitation moyenne de 1 GeV pour un noyau de nombre de masse A = 100. On a souvent répété qu'une telle énergie n'était pas conce-

vable puisqu'elle dépassait la somme des énergies de liaison des nucléons (voir par exemple réf. [27]). Cepen- dant l'estimation de la température nucléaire par cette méthode est contestable dans la mesure où la désexcitation a lieu par émissions successives d'un grand nombre de particules. L'application de la mé- thode de Monte-Carlo a permis à Katcoff et Porile [20] de montrer que le désaccord n'était pas important, avec des énergies d'excitation plus raisonnables (Fig. 10). On peut ajouter deux remarques. La pre- mière est que certaines particules sont peut-être émises, non pas par un noyau voisin du noyau cible mais par l'un des deux fragments issus d'une fission à haute énergie. Dans ces conditions les corrections de centre de masse ne sont pas justes et surtout l'expression E = ar2 s'applique à un noyau deux fois plus léger pour lequel une valeur de z d'une dizaine de MeV devient raisonnable.

O 2 0 4 0 6 0 8 0 IO0

M e V

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NOYAUX LÉGERS PROJETÉS A U COURS DES RÉACTIONS SUR NOYAUX LOURDS C l - 3 3 La seconde remarque est relative à la notion même

de température nucléaire qui n'a peut-être plus de sens dans la mesure où l'équilibre thermodynamique n'est pas atteint. Pourtant, la méthode de calcul basée sur la notion d'espace de phase peut rester valable. Nous reviendrons sur cette question à la fin de la discussion.

2) La deuxième objection est relative aux énergies de particules émises, souvent beaucoup plus faibles que la barrière coulombienne, par exemple 10 MeV pour 8Li dans Ag ou 50 MeV pour 24Na dans U. On remarquera d'abord que les seuils des spectres expérimentaux obtenus par émulsions nucléaires sont très peu précis et que les valeurs très basses annoncées ne correspondent généralement pas aux résultats dans le système du centre de masse.

Ensuite, l'émission de particules chargées est possible bien en dessous de la barrière coulombienne calculée. Nous avons eu l'occasion de montrer que pour les particules a, on pouvait expliquer un seuil expérimental, placé à la moitié de cette barrière, en raison de l'influence amplificatrice de la densité de niveau dans la relation : W(e) de cc e. cri,,. w ( E ) de. Lorsque e est faible, l'énergie d'excitation est grande et la densité de niveau w ( E ) étant liée exponentielle- ment à E, une très faible valeur de O,,, conduit cependant à W(E) d~ important.

On peut aussi imaginer des déformations des noyaux excités qui abaisseraient la barrière de potentiel selon certaines directions, en particulier vers l'avant et l'arrière pour les cas de moments angulaires élevés. 3) La multiplicité des fragments relativement lourds (Z = 4 ou 6 ) qui seraient émis au cours de la désexcita- tion d'un même noyau est le phénomène le plus délicat à expliquer actuellement, compte tenu du manque d'informations sur les corrélations entre ces fragments. 4 ) Enfin, l'argument le plus fondamental contre l'application de la théorie de l'évaporation est celui de la signification du modèle statistique pour des énergies d'excitation de plusieurs centaines de MeV. T. Ericson [28] a déjà fait allusion à ce problème en montrant qu'il fallait comparer la durée de vie du noyau excité et son temps de relaxation. On peut estimer, en supposant que la désexcitation ait entière- ment lieu par émission de neutrons, que la durée de vie du noyau est 8 avec

Pour A = 200 et E* = 500 MeV, 8 est voisin de 10-" S,

c'est-à-dire un temps inférieur à la durée de rotation du noyau et probablement à son temps de relaxation. On peut mal imaginer un équilibre thermodynamique instantané. On peut alors se demander comment le formalisme de la théorie de l'évaporation a pu rendre compte avec beaucoup de succès d'un nombre important de résultats expérimentaux même à des énergies de plus de 100 MeV. On peut penser qu'il reste valable, même dans le cas d'équilibres non complètement atteints, et considérer suivant les termes d'Ericson 1281 « le modèle statistique comme utile simplement parce qu'il part d'une description de l'espace de phase, laquelle reste valable même en- dehors du domaine d'application du modèle statistique lui-même 1).

L'espace de phase des particules complexes serait beaucoup plus grand que ce qu'on avait imaginé initialement en considérant un noyau comme un ensemble statistique de nucléons.

On peut aussi imaginer qu'une partie du noyau cible ait été traversée par la particule incidente et par suite par une gerbe de nucléons de cascades. L'énergie d'excitation localement très élevée conduirait alors à une expansion rapide et presque adiabatique. On peut imaginer qu'une région seulement du noyau cible émette ainsi par évaporation une ou plusieurs particules. La température nucléaire correspondante appa- raîtra comme très élevée par rapport à l'ensemble du noyau. Cette conception développée récemment par Miyazima et al. [29] placerait le mécanisme du phéno- mène à mi-chemin entre l'interaction directe et la désexcitation selon le modèle statistique classique. En tout état de cause, les informations expérimentales sont encore insuffisantes. La plupart ont été obtenues par la technique des émulsions nucléaires et pour des noyaux mal définis (Ag ou Br ou même C).

Avec l'évolution des techniques et surtout les identificateurs de particules, des expériences plus décisives peuvent être menées à bien En obtenant la distribution angulaire et la distribution en énergie pour un angle donné pour un type de fragment bien précis (par exemple 'Li ou 'Be ou 12C), en essayant d'établir un calcul correct pour passer dans le système de centre de masse, on doit pouvoir répondre aux problèmes de validité de l'application du modèle statistique et éliminer l'éventualité du passage par un phénomène de fission. En février 1965, une expé- rience de ce type a été proposée auprès du P. S. du

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si les mêmes fragments sont émis, alors que les processus d'interaction directe sont, soit inexistants, soit très différents. En particulier, le mécanisme de la création et de l'absorption de mésons n: proposé par Wolfgang et al. 1311 serait alors exclu. D e même les effets de ruptures par la gerbe des nucléons de cascade mis en avant par Lozhkin. Cependant l'observation d e l'émission d e fragments par évaporation sera probablement obscurcie par les phénomènes de multitransferts qui apparaissent lorsque des ions C, N, O... de grande énergie bombardent les noyaux. Il n'en reste pas moins que les études utilisant des ions argon accélérés à 10 MeV par nucléon sont u n des moyens les plus intéressants d'élucider le mécanisme de la « fragmentation » des noyaux lourds par protons de plusieurs GeV.

Références

[l] Voir FIUEDLANDER (G.), KENNEDY (J. W.), MILLER (J.M.), Nuclear and Radiochemistry, J. Wiley, 1964. LEFORT (M.), La Chimie Nucléaire, Dunod, 1965. [2] LOZHK~N (O. V.), PERFILOV (N. A.), Fragmentation sous l'effet de particules de hautes énergies, Chimie Nucléaire, Edition « Science » Moscou, 1965. [3] CRESPO (V. P.), ALEXANDER (J. M.), HYDE (E. K.),

Phys. Rev., 1963, 131, 1765.

[4] SIMONOFE (G. N.), VIDAL (C.), Phys. Letters, 1966, 20, 30.

[5] PERFILOV (N. A.), LOZHKIN (O. V.), SHAMOV (V. P.),

Usp. Fiz. Nuuk., 60, 1960, 23.

[6] POSKANZER (A. M.), COSPER (S. W.), HYDE (E. K.), CERNY (J.), Phys. Rev., Letters, 17, 1966, 1271. [7] KLAPISCH (R.), Communication personnelle. [8] HUDIS (J.), Communication personnelie.

[9] GORITCHEV (P. A.), DAROVSKIKH (V. F.), LOZHKIN (O. V.), OBUKHOV (A. I.), PERFILOV (N. A.), JAKOVLEV, Phys. Rev., 126, 1962, 2196

[IO] D w o s ~ (H.), LEFORT (M.), PETER (J.). TARRAGO (X.), Phys. Rev., 136 B, 1964, 1618.

[ I l ] OSTROUMOV (I.), FILOV (R. A.), J. Exp. Theor. et Phys., 1959, 37, 643.

[12] LEFORT (M.), COHEN (J. P.), DUBOST (H.), TARRAGO (X.), Phys. Rev., 139B, 1965, 1500.

[13] IGO (G.), HANSEN (L. F.), GOODING (T. J.), Phys. Rev., 1963, 131, 337.

[14] WILKINSON (D. H.), Proc. Rutherford Jubilee (Hey- ward), 1962, 339.

1151 CLARK (J. W.), TSO-PIN WANG, Theory of Alpha Matter, Ann. Physics, 1966, 40, 127.

[16] Wu (F. Y.), FEENBERG (E.), Phys. Rev., 1961, 122, 739.

[17] BLATT (J. M.), WEISSKOPP (V. P.), Theoretical Nuclear Physics, J. Wiley, New York, 1952.

[18] BRUN (C.), DUBOST (H.), GATTY (B.), LEFORT (M.), TARRAGO (X.), Conférence Ions Lourds, Dubna, Octobre 1966.

[19] PORILE (N. T.), Phys. Rev., 1964, 135 B, 371. 1201 KATCOFF (S.), BAKER (E. W.), PORILE (N. T.), Phys.

Rev., 1965, 140 B , 1549.

[21] DOSTROVSKY (I.), DAVIS (R.), POSKANZER (A. M.), REEDER (P.), Phys. Rev., 1965, 139 B, 1513. 1221 DOSTROVSKY (I.), RABINOWITZ (P.), BIVINS (R.), Phys.

Rev., 1958, 111, 1659.

[23] WILLIAMS (D. C.), THOMAS (T. D.), Nucl. Physics, 1967, A92, 1.

[24] ERICSON (T.), STRUTINSKY (V.), NUCI. Physics, 1958, 8, 284.

[25]

GROG

(J. R.), GILAT (J.), B. N. L. 1966, 10426. [26] SKJEGGESTAD (O.), SORENSEN (S. O.), Phys. Rev., 1959,

113, 1115.

[27] BAUMANN (G.), BRAUN (H.), CUER (P.), C. R. Acad. Sci., 1962, 254, 2549.

[28] ERICSON (T.), Phil. Mag., Supplément, 1960, 9 , 425. [29] MIYAZIMA (T.), NAKAMURA (K.), FUTAMI (Y.), Pro-

gress of Theor. Physics, 1966, 621.

[30] LEFORT (M.), TARRAGO (X.), Proposition d'expérience auprès du Synchrotron du C. E. R. N., 1965. [31] WOLFGANG (R.), BAKER (E. W.), CARETTO (A. A.),