L'interprétation des résonances géantes dans la diffusion élastique des neutrons par les noyaux

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Submitted on 1 Jan 1956

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L’interprétation des résonances géantes dans la diffusion élastique des neutrons par les noyaux

L. Verlet

To cite this version:

L. Verlet. L’interprétation des résonances géantes dans la diffusion élastique des neutrons par les

noyaux. J. Phys. Radium, 1956, 17 (7), pp.562-562. �10.1051/jphysrad:01956001707056200�. �jpa-

00235469�

562.

IV. NEUTRONIQUE ^{ET FISSION}

L’INTERPRÉTATION DES RÉSONANCES GÉANTES

DANS LA DIFFUSION ÉLASTIQUE ^DES NEUTRONS PAR LES NOYAUX

Par L. VE RLET,

Laboratoire de Physique, ^{École Normale} Supérieure.

Sommaire.

La généralisation du modèle de Wigner, Lane et Thomas permet d’abaisser la valeur du second moment des largeurs réduites à (9 MeV)2.

Abstract.

The Wigner, Lane and Thomas model is generalized ^{so as to} lower the second moment of the distribution of the reduced widths to (9 MeV) ^2.

LE

JOURNAL

PHYSIQUE

RADIUM

17, ^JUILLET 1956,

On sait que les sections efficaces de diffusion des neutrons non monochromatiques par les noyaux

présentent, quand l’énergie varie, ^de larges ^réso-

nances mises en évidence par H. Barshall [1].

L’interprétation phénoménologique [2] ^{de ces}

résonances ^a été faite en représentant ^le noyau cible par ^un puits ^de potentiel ^carré, ayant ^une partie réelle de l’ordre de 40 MeV, ^{et une} partie imaginaire de l’ordre de 2 MeV à faible énergie.

D’autre part, quand ^on étudie la variation des

largeurs ^{réduites en} fonctions de l’énergie, ^on

observe aussi des résonances géantes, ^{et on} peut

montrer que le second ^moment de la distribution des largeurs ^{réduites est} approximativement égal

au carré de la partie imaginaire ^du potentiel ^de Weisskopf. ^{Partant de cette remarque, Lane,} Wigner ^{et Thomas} [3] ^ont essayé d’expliquer ^les

résonances géantes ^à partir ^{de la} connaissance des interactions nucléon-nucléon. A cet effet, ^ils

introduisent un modèle qui ^{constitue un intermé-}

diaire entre le modèle à particules indépendantes

dans lequel ^{le neutron incident se meut dans un} potentiel ^{moyen créé par les autres nucléons,}

et entre le modèle uniforme où toute trace de poten-

tiel _moyen a disparu. ^Ce modèle s’écarte du modèle à particules indépendantes ^{en ce sens} que l’inter- action résiduelle due aux fluctuations par rapport

au potentiel moyen ^est prise ^en considération.

L’effet de. cette interaction résiduelle est de mélan- ger les niveaux nucléaires ^autour des niveaux du modèle à particules indépendantes ^{dans un domaine} d’énergies qu’on supposera être sufplsamment res-

treint pour que toute trace du modèle à particules

indépendantes ^ne disparaisse pas. On ^montre alors que le second ^moment des largeurs ^réduites

est égal ^{à la} moyenne du ^carré de l’interaction résiduelle. Malheureusement, ^{on obtient} ainsi,

avec un potentiel nucléon-nucléon sans échange,

dont la portée ^est fixée par la théorie de ^la portée

effective et dont la profondeur ^est déterminée pour donner le potentiel réel du modèle de Weisskopf,

une valeur du second moment de (15 MeV)2 ^à (20 MeV)2, ^{suivant la forme du} potentiel ^nucléon-

nucléon utilisé, c’est-à-dire près ^{de 100 fois} trop grande. L’introduction de forces d’échange ^{ne fait} qu’aggraver ^{cette situation.}

Il convient de remarquer que, pour calculer le second moment par ^la méthode précédente, ^on prend ^une moyenne par rapport ^à l’état de base du système neutron-noyau, décrit par ^un produit

de la fonction d’onde du neutron et de celle du noyau cible. On peut introduire, pour effectuer cette moyenne, des fonctions d’onde plus générales qui, ^sans changer l’expression ^des largeurs réduites, permettent ^{de tenir} compte plus correctement de l’interaction résiduelle. On peut, par exemple,

inclure dans la fonction d’onde l’effet de la pola-

risation induite dans la cible _par le neutron inci- dent [4] ; ^on peut ^aussi y introduire des corréla- tions entre le neutron incident et les nucléons du noyau cible [5]. ^{Les deux} méthodes donnent une

valeur de (9 MeV)2 environ pour le second ^moment et semblent équivalentes. L’introduction de forces à trois corps donnant la possibilité de résoudre le

problème de la saturation permet d’abaisser la valeur du second moment à (5 MeV)2.

BIBLIOGRAPHIE

[1] ^BARSHALL (H. H.), Phys. Rev., 1952, 86, ^431.

[2] FESBACH, ^{PORTER et} WEISSKOPF, Phys. Rev., 1954, 96, 448.

[3] ^LANE (A. M.), ^THOMAS (R. G.) ^{et WIGNER} (E. P.), Phys. Rev., 1955, 98, ^693.

[4] ^VOGT (E.), Meeting ^{de Amer.} Phys. ^Soc. Mexico, ^août

1955 et article à paraître.

Phys.

[5] ^LANE (A. M.) ^{et VERLET} (L.), Meeting ^{de Amer.} Phys.

Soc., Mexico, ^{août 1955} et VERLET (L.), ^{article à} paraître.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:01956001707056200