Fission des noyaux excités et possibilités de synthèse de nouveaux isotopes

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Fission des noyaux excités et possibilités de synthèse de nouveaux isotopes

Yu. Oganessian, Yu. Penionshkevitch

To cite this version:

Yu. Oganessian, Yu. Penionshkevitch. Fission des noyaux excités et possibilités de synthèse de nou- veaux isotopes. Journal de Physique, 1970, 31 (4), pp.259-268. �10.1051/jphys:01970003104025900�.

�jpa-00206901�

259

FISSION DES NOYAUX EXCITÉS ET POSSIBILITÉS DE SYNTHÈSE

DE NOUVEAUX ISOTOPES

Yu.

OGANESSIAN,

^Yu. PENIONSHKEVITCH

(Joint

Institute for Nuclear

Research) (Reçu

le 14 novembre

1969)

Résumé. ²⁰¹⁴ Des résultats

expérimentaux correspondants

^aux distributions de masse et de charge des fragments de fission de _noyaux lourds

excités,

^{de numéro} atomique ^allant

jusqu’à

^{Z = 110}

sont présentés.

La fission de _noyaux lourds est

envisagée

^comme méthode de

production d’isotopes

^riches

en neutrons sous forme de fragments de fission et la

comparaison

^avec d’autres méthodes de synthèse de ces noyaux ^est faite.

Abstract. ²⁰¹⁴

Experimental

^{data on the} measurement of mass and charge distributions of fission

fragments

of excited heavy ^nuclei up ^to Z ⁼ 110 are given.

Fission of

heavy

nuclei is considered with relation to

producing

neutron-enriched

isotopes

as fission

fragments

^{and the}

comparison

with other methods of

synthesis

of these nuclei is made.

LE JOURNAL DE PHYSIQUE ^TOME 31, ^AVRIL 1970,

1. Introduction. ^- A

partir

de la découverte de la fission de

l’uranium,

l’étude du mécanisme de fission des _noyaux est un des

problèmes

^les

plus importants

et intéressants de la

physique

^du noyau

atomique.

Un nombre énorme de travaux

expérimentaux

^est

consacré à l’étude de ^ce

phénomène. Cependant, jus- qu’à présent

^il

n’y

^a pas de théorie

unique

de la fission nucléaire. Cela

s’explique

^{par le fait}

qu’une descrip-

tion

théorique, quelque

peu

précise,

^d’un

système

^de

plusieurs

^nucléons

qui

^{subit un}

réarrangement

^fonda-

mental ^{en cours} de

fission,

^est liée à de très

grandes

difficultés. Pour

expliquer

les résultats

expérimentaux

on utilise donc divers modèles

théoriques,

^{chacun se}

basant ^sur certaines

hypothèses

du mécanisme de fission.

Par

conséquent,

^{les domaines}

d’application

^des

modèles sont limités et les conclusions

qui

^{en résultent}

peuvent être différentes et même contradictoires. Pour- tant cette voie semble

toujours

^{la seule}

possible

pour

comprendre

^le processus

compliqué

de fission.

L’étude de

l’aspect général

^du

problème

^en

question

met en évidence le fait suivant. Les notions modernes du mécanisme de fission découlent des résultats

expé-

rimentaux

qui

^{ne sont obtenus que pour une}

région

restreinte des _noyaux

compris

^entre le radium et le californium. Par

ailleurs,

la fission est, selon sa nature,

un processus collectif dans

lequel participent

^{tous les}

nucléons du _noyau et dans le traitement microsco-

pique

le mécanisme de fission

dépend

essentiellement du rapport ^{des forces} coulombiennes et nucléaires

(du paramètre

de fissionabilité

Z2/A

dans le modèle de la

goutte liquide).

^{De ce}

point

^{de vue la}

région

étudiée des _noyaux se trouve

bornée,

^le

paramètre

Z2/A

est entre 34 et 38. Le fait

qu’on

^n’a pas réussi

jusqu’à présent

^à

élargir

^cette

région s’explique

^par

les

grandes

difficultés

expérimentales.

En

effet,

^le processus de fission est

énergétiquement avantageux

pour tous les _noyaux de

Z2 j A supérieur

à 18.

Cependant

la fission

spontanée

^ou la fission _pro-

voquée

par capture ^{de neutrons}

thermiques

^n’est

observée,

^{comme on le}

sait,

que dans le ^cas de _noyaux suffisamment lourds de

Z2/A supérieur

à 35. D’un autre

côté,

le noyau, le

plus lourd,

dont la fission

spontanée

^est actuellement bien étudiée est

252Cf

tandis

qu’il

^est très difficile de faire la

synthèse

^des

noyaux

plus

^lourds que le californium en raison de leur faible section efficace de formation. Il est aussi nécessaire de noter que, bien _que l’information concer- nant les divers aspects ^du processus de fission obtenue des

expériences

^{sur des neutrons} lents soit riche et

importante,

^son

interprétation

^se

présente

^{dans un}

certain nombre de cas bien

difficiles,

même dans la

région

^des noyaux bien étudiés. Cela

s’explique

par les effets liés à la formation des couches nucléaires en cours de déformation

qui

^se superposent ^{sur les} pro-

priétés générales

^{du mouvement} nucléaire collectif.

Il est assez

compliqué

^{de tenir} compte des effets de la structure nucléaire en couche en cours de

fission,

^et

en

analysant

des données

expérimentales

^{nous nous}

heurtons inévitablement à ce

problème.

D’autre part, ^{il est établi}

expérimentalement

que

lorsque l’énergie

d’excitation d’un _noyau fissionant

croît,

les effets de couche se manifestent

plus

^faible-

ment et

disparaissent pratiquement

^{à une}

énergie

d’excitation

égale

^ou

supérieure

à E* > ^{50 MeV}

[1 ].

^Il

semble _que ce fait doit considérablement faciliter l’in-

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01970003104025900

terprétation

des résultats

expérimentaux. Ici,

cepen-

dant,

^{il faut}

prendre

^en considération _que les _pro-

priétés

^des noyaux dans les états fondamentaux et excités peuvent être essentiellement différentes et c’est

pourquoi

les données obtenues à haute

énergie

^d’exci-

tation ^ne peuvent pas être directement utilisées dans tous les cas pour

l’explication

^du pro-

cessus de fission à

proximité

^{de l’état nucléaire fon-}

damental.

Les réactions nucléaires par noyaux

composés

conviennent le mieux _pour

l’investigation

de la fission des _noyaux dans des états hautement excités.

Cepen-

dant

lorsqu’on

^{utilise comme}

projectiles

^des noyaux

légers (neutrons, protons, deutérons)

^à

énergie

^suf-

fisamment haute il _y ^a

compétition

^entre le processus de formation d’un _noyau

composé

^{et d’autres canaux}

de la

réaction,

^ce

qui

^{introduit une}

grande

incertitude dans les rétultats

expérimentaux.

^Un

exemple

^{est celui}

des réactions induites _par protons ^{de haute}

énergie

ou à ^cause du

phénomène

cascade de nucléons dans le

premier

^{stade du} processus ^{tout un} groupe de noyaux

ayant

^des

grandes

valeurs de Z et A et un

large spectre

en

énergie

d’excitation subit la fission.

Il nous semble _que les réactions par ions lourds peuvent

jouer

^un

grand

^{rôle dans ces études. Les} pre- mières

expériences

^{sur les ions lourds ont montré}

que ^ces réactions peuvent ^{être utilisées avec succès} pour l’étude

quantitative

de la fission dans une

large région

des valeurs de Z et A et avec une

énergie

^d’ex-

citation

jusqu’à

^{100 MeV. A}

présent,

^{à l’aide des ions}

lourds accélérés ^on peut étudier la fission des _noyaux

ayant

des valeurs de

Z2jA

^{de 25}

jusqu’à

^{44. On} peut,

en

principe, élargir davantage

^cette

région.

Il est naturel _que la section efficace de fission _pour

une

région

^aussi

large

^de noyaux

change

^{dans de}

grandes

^{limites et} la fission entre en

compétition

^avec

d’autres canaux de

désintégration

^du noyau

composé

excité.

Pourtant,

dans les réactions induites par ions lourds le _noyau

composé

est, ^en

règle générale,

^défi-

cient ^en neutrons

(Z2 1 A

^est

grand)

^et le canal de fis- sion est

complètement prédominant

pour ^tous les noyaux excités

ayant ZZ/A >

^{36. De ce}

point

^{de vue}

la

pénétration

^{dans la}

région

^des noyaux lourds semble rationnelle car dans ce cas la fission est

pratiquement

le seul _moyen de

désintégration

^des noyaux excités.

C’est

justement

^{ce fait}

qui

^a défini essentiellement le domaine de nos études.

Les

principales caractéristiques

^d’un noyau dans l’état

quasi

stationnaire à

proximité

^{des sommets d’une}

barrière peuvent ^être déterminées assez exactement.

Le mouvement ultérieur du _noyau à

partir

^du

point

de déformation

critique jusqu’au point

^de rupture ^est très

complexe,

des informations ne peuvent ^{être obte-}

nues

qu’au

^{moment initial}

(le

^{sommet de la}

barrière)

et dans le stade final

(division

^{en deux}

fragments).

Dans ces conditions les distributions de

charge

^{et de}

masse des

fragments, l’énergie cinétique

^{totale et la}

fluctuation de

l’énergie cinétique

^des

fragments

reflètent essentiellement les résultats caractérisant le mécanisme de fission.

Il est évident _que ^ces données sont insuffisantes _pour

un

système complexe

^avec

plusieurs degrés

^{de liberté}

qui

^{subit un}

réarrangement

^{radical en cours} de fission.

Alors,

^{dans ce cas on fait}

appel

^{à un modèle nucléaire}

dans

lequel

^{on admet un} mécanisme du

développe-

ment du processus

préliminairement

^défini.

Dans le stade initial du processus, à

proximité

^du

sommet de la barrière de fission le niveau d’un _noyau excité est caractérisé par des variations lentes de la déformation _par

rapport

^aux temps ^de

l’échange

^d’éner-

gie

^{entre des}

degrés

de liberté différents. En avançant

vers le

point

^de rupture le taux de variation de la déformation va

augmenter. Cependant,

^on suppose que ^{tout au}

long

de la voie à

partir

^du

point

^{de défor-}

mation

critique (Saddle point) jusqu’au

^{moment de}

rupture

^{cette variation est}

plus

^{lente en}

comparaison

avec le temps

caractéristique

de la relaxation nucléaire.

Cela nous

permet

^de considérer le _noyau à la manière d’un

système

^{isolé se trouvant en}

équilibre thermody- namique

^{dans toutes les}

étapes

^{du mouvement de la}

selle au

point

^de

rupture [2]. Alors,

^{tout le} processus peut ^être considéré dans la dernière

étape

^même

(point

de

rupture)

^{et on} peut

appliquer

les méthodes de la théorie

statistique

pour la

description

des mécanismes

principaux

de la fission.

L’application

d’une telle méthode à la fission à

partir

des états excités semble

justifiée

^en raison des considérations

générales.

Un contrôle

expérimental

de la validité de la théorie

statistique

^{dans ce cas est}

donc d’une

importance

^de

principe. Cependant, jus- qu’à présent

^on n’étudiait

systématiquement qu’un

nombre très restreint des _noyaux

légers ayant Z2 jA

entre 31 et 35.

II. Résultats

expérimentaux

^sur les distributions de

masse et

décharge

^des

fragments.

^- Nous allons

pré-

senter brièvement les résultats

principaux

^des

expé-

riences de la mesure des distributions de masse et de

charge

^des

fragments

^{de fission} pour les noyaux de

Z21A

^entre

34,5

^et

43,5

^{dans un}

large

^intervalle

d’énergies

d’excitation.

En bombardant

181Ta,

^@

^{20 9Bi}

^et

^238U

^{par les ions}

accélérés

de 12C

^à

4°Ar,

^des

fragments

de nombre de

masse

compris

^{entre 90 et 100 ont été}

séparés

^{à l’aide}

d’une méthode

radiochimique.

Par la

suite,

^à l’aide d’un

spectromètre

^au

Ge(Li)

on a mesuré la

radioactivité y

^des

fragments

^{et le} spectre ^{obtenu a} été traité dans le but de l’identifica- tion des

isotopes

^{et la} détermination du rendement

d’après

^les transitions _y bien connues

qui

^corres-

pondent

^{à des} noyaux donnés.

Pour l’identification des

fragments

^{de radioacti-}

vité a on a utilisé un

spectromètre Y

^{au silicium.}

10 On a trouvé _{que pour} tous les _noyaux étudiés la

261

distribution de masse des

fragments

de fission est bien décrite _{par la} distribution

gaussienne :

où

Ao

^{est la masse du} noyau fissionnant.

Le

paramètre

^de

largeur

^de la distribution ^{de masse} est

porté

^{sur la}

figure

^{1 en} fonction du

paramètre

^de

fissionabilité

Z2/A

pour les noyaux dont

l’énergie

d’excitation est environ 100 MeV.

FIG. 1. ^- La largeur de la distribution de masse des fragments

en fonction du paramètre ^de fissionabilité Z2/A. ^Les points ^noirs

sont les données de notre travail [3]. ^Les cercles dénotent les résultats obtenus au cours de fission des _noyaux légers ^{dans les} réactions induites par ions lourds [4]. ^{Les courbes} a, b, ^c repré-

sentent les résultats du calcul dans le cadre du modèle statistique

de fission en utilisant des formules différentes pour les masses

des _{noyaux :}

(a) ^La formule de Caméron [5].

(b) ^La formule de Green [6].

(c) ^La formule de Myers ^{et Swiatecki} [7].

20 Les mesures de la distribution de

charge

^des

fragments

de fission

(la

fluctuation de la

charge

^des

fragments

^{d’une masse}

fixée)

^ont été effectuées à l’aide de la méthode d’extraction élément _par élément des

fragments

pour ^un

large

intervalle des ^masses et les rendements des

isotopes

^{obtenus ont} été utilisés _pour construire des distributions

isobariques

^et

isotopiques.

Il résulte des

expériences

que les rendements des isobares de Z différents de la valeur de

Zp

^la

^plus probable

^{sont décrits} par la courbe

gaussienne :

La

dispersion

^{de la}

charge

^des

fragments

^{en fonc-}

tion du

paramètre Z2/A,

^les

énergies

d’excitation et les

asymétries

de fission des noyaux excités ^sont

repré-

sentées sur la

figure 2a, b,

^{c. Nous avons}

comparé

^les données

expérimentales

des distributions de masse et de

charge

^des

fragments

^{avec les}

prévisions

des modèles

statistiques

^de fission des noyaux.

D’après

^{le modèle}

statistique

^la

probabilité

^{de fission} d’un noyau excité

FIG. 2. ^- La largeur de la distribution de charge ^des fragments

en fonction du paramètre ^de fissionabilité Z2/A (a), ^de l’asymé- trie de la séparation (b) ^{et de la} température (c) ^{au cours de la} fission des _noyaux dans les réactions induites _par ions lourds.

Les lignes ^{en traits} pleins représentent des données du calcul de la fluctuation de la charge ^des fragments dans le modèle sta-

tistique de fission [13], ^les lignes ^{en traits} pleins-pointillés repré-

sentent la fluctuation complémentaire ^de charge liée à la dimen- sion finale du col au moment de rupture [8]. ^Les points expéri-

mentaux : les cercles - les données de notre travail [9], ^le quaré

et les triangles - les résultats des travaux [10,11 ].

avec un rapport ^{donné des masses des}

fragments

^est

déterminée par :

où

La

dispersion

^{de la}

charge

^des

fragments

^{de masse}

Af

est donnée par ^une

expression simple :

où T est la

température

^du

noyau, f3

^est le coefficient dans la formule de masse

(du

type de la formule de

Weiszacker)

pour

l’énergie

^{de la}

symétrie

^du noyau

égale à

Les courbes en traits

pleins

^des

figures

^{1 et 2}

(a, b, c) correspondent

^au calcul effectué dans le cadre du modèle

statistique. Lorsque Z2 lA

^est

supérieur

^{à 37}

un fort désaccord entre les résultats

expérimentaux

^et

les

prévisions

du modèle est observé

pratiquement

dans toutes les relations mesurées des distributions de

charge

^{et de masse des}

fragments.

^{Nous notons} que

ces

divergences

^{ne peuvent être éliminées par des}

variations des

paramètres

du calcul dans des limites raisonnables.

Il nous semble _que la cause des désaccords consiste

en ce que dans certains cas on a fait des

suppositions injustifiées

^sur le mécanisme du _processus de fission.

L’existence de

l’équilibre statistique

pour ^un noyau excité au

point

^de rupture

qui

^{est utilisé pour le calcul}

de

l’énergie potentielle

^du noyau et

puis

^{de toutes}

les autres

quantités

^{semble douteuse} pour les raisons suivantes.

Nous estimons que

l’application

^{de la}

description statistique

^aux distributions des masses des

fragments

n’est valable _que dans le cas où le temps caractéris-

tique

des vibrations

asymétriques T’s*.

^du

système

^au

cours de la descente à

partir

^du

point

de déformation

critique

^est essentiellement inférieur au temps ^du variation de la déformation

[11] (~def. > ’r~~b.).

^Par

ailleurs,

^{le taux} de variation de la déformation de noyau ^{a sa} valeur minimale au sommet de la barrière de fission et sa valeur maximale ^au

voisinage

^du

point

de rupture ^{et la} déformation s’accroît tellement vite que le processus du ^{mouvement ne}

peut plus

^être

considéré comme

quasi équilibré.

^{Ce fait est en}

contradiction avec les

hypothèses

du modèle statis-

tique

de fission.

Pour diverses valeurs de

Z2/A,

les formes initiales

(saddle point)

peuvent être essentiellement

différentes,

par

conséquent,

le nombre des

configurations

^nucléaires

va être aussi différent tout le

long

de la voie

jusqu’au point

^de rupture.

Compte

^{tenu du caractère} accéléré du mouvement il est à supposer que la

plupart

^du temps la déforma- tion du _noyau diffère fortement de la forme au

point

de rupture. ^Cela

signifie

que le destin de la

séparation

est décidé bien avant que le _noyau ne soit

proche

^{de la}

forme des deux

fragments

individuels. Au cours de l’évolution de la

déformation, chaque

^{forme est}

caractérisée _par une certaine stabilité _par rapport ^à des variations

asymétriques

de la forme. Dans cette considération la fluctuation de la masse et de la

charge

des

fragments

^va

dépendre

^{du taux de} l’évolution de la déformation et de la forme initiale du _{noyau. Un} calcul

précis

^est lié à certaines

difficultés, cependant

^{il est}

intéressant

d’indiquer

^{deux cas} limites dans

lesquels

^le spectre ^{de masse des}

fragments

peut être calculé assez exactement.

a)

^{La descente à}

partir

^{de la selle est tellement}

rapide

que zdef.

L~~b..

Alors la distribution de ^masse est

généralement

définie par la

configuration

de « selle )) du _noyau et décrite par la distribution

gaussienne

^avec

une

dispersion

^{calculée à l’aide}

des-valeurs

^de

C(Z2/A)

au

point

^{de la} déformation

critique ^[12].

b)

^Le processus est tellement lent

qu’à chaque

instant

l’équilibre statistique

^s’établit

(Ldef.

^»

vib

^et

le

système prend

^la

position correspondante

^{au mini-}

mum de ^son

énergie potentielle. Alors,

la distribution de masse est définie _par la stabilité du noyau par rap- port ^aux variations

asymétriques

de la forme au

point

de rupture

(modèle statistique

^de

fission).

La fonction

(T2(Z2jA)

^{pour les deux cas mentionnés}

est

représentée

^{sur la}

figure

^{3. Les}

points ^expérimen-

taux occupent ^{un domaine}

intermédiaire,

^{entre les} courbes calculées et cela met en évidence le fait _que la

probabilité

des divers _processus de fission des noyaux

FIG. 3. ^- La largeur ^{de la} distribution de masse des fragments

de fission en fonction du paramètre Z2 jA ^{calculée en} supposant :

1. La dispersion ^{de masse des} fragments ^est complètement

définie _par la stabilité des figures ^{de selle} par rapport aux

variations asymétriques de la forme.

2. La distribution de masse est définie _par la stabilité de la configuration ^au point ^de rupture.

2a. U2 en fonction de Z2 jA dans le modèle statistique ^de fission, 2b. La dispersion complémentaire ^{de masse des} fragments ^liée

à la fluctuation possible ^{de la} ligne de rupture.

263

excités lourds est définie _par toute une voie

précédant

le

développement

du processus à

partir

^du

point

^de

déformation

critique jusqu’au point

^de rupture.

Une

comparaison quantitative

^{aux données}

expéri-

mentales ne peut être obtenue

qu’en

^{se basant sur des}

calculs

dynamiques qui

^sont liés actuellement à de

grandes

difficultés.

L’accord observé entre des valeurs

expérimentales

de

(J2

et les résultats de calcul

d’après

^{le modèle sta-}

tistique

de fission _pour les _noyaux

légers (Z2/A = 31-34) s’explique

par le fait que dans cette

région

^{la forme}

du _noyau varie très peu du

point

^{de selle au}

point

de rupture. ^La distribution de masse des

fragments

^est

donc

pratiquement

^{la même}

indépendamment

^des

hypothèses

^sur le caractère du mouvement

(il

^suffit

que la condition de

l’équilibre statistique

^du

système

au

point

de selle soit

accomplie).

Contrairement au processus conduisant à la dis- tribution de masse des

fragments,

^celui

responsable

^de

la distribution de la

charge parmi

^les

fragments

^{à for-}

mer peut apparemment ^être considéré comme un

processus

quasi équilibré

^{car le} temps ^{du mouvement}

depuis

^le

point

^de

selle jusqu’au point

^de

rupture

^se

trouve essentiellement

plus long

que le temps ^carac-

téristique

des oscillations

dipolaires

^d’un noyau.

Par

suite,

^{il nous semble}

qu’on

^{a obtenu un bon}

accord entre les résultats

expérimentaux

^{sur la}

charge

la

plus probable

^en fonction de la masse d’un

fragment, l’hypothèse

^sur la distribution de la

charge

^des

frag-

ments découlant de la condition du minimum de l’éner-

gie potentielle

^au

point

^de rupture

(Fig. 4). ^Alors,

^le

FIG. 4. ^- La charge ^la plus probable ^en fonction de la masse des

fragments formés dans la réaction U~8(Ne~ f). ^Les lignes correspondent ^aux prévisions de diverses hypothèses ^{de la}

distribution des charges ^des fragments,

1. La densité des charges égale.

2. Le déplacement ^des charges uniforme [6].

3. La distribution des charges des fragments de la condition de minimum de l’énergie potentielle du noyau ^au point

de rupture [13).

désaccord entre les données

théoriques

^et

expérimen-

tales sur la fluctuation de la

charge

^des

fragments

doit

s’expliquer

par

quelqu’e

^{autre cause. Nous conce-}

vons que les valeurs observées de

u2

^{en fonction du}

paramètre Z2/A, l’énergie

d’excitation et

l’asymétrie

de fission peuvent être

expliquées

^{en tenant} compte

de la dimension finale du col à l’instant de la

sépara-

tion de deux

fragments.

Les nucléons

qui

^{se trouvent dans le}

col,

^{dans le} domaine du

plan

de rupture, ^sont distribués d’une manière fortuite

parmi

^les

fragments.

^{A cause de cela}

apparaît

^une

dispersion complémentaire

^{de la}

charge

des

fragments

par rapport ^{aux valeurs les}

plus

pro- bables.

Compte

^{tenu de ce}

fait,

^la

dispersion

^{totale de}

la

charge

peut ^être

représentée

par la somme :

où

Z)T

^{est la} fluctuation de la

charge

^d’un

fragment

en fonction de la

température

nucléaire déterminée dans le modèle

statistique

du noyau. Se basant sur

les notions données on a calculé

6z

pour ^tous les noyaux étudiés. Les résultats du calcul sont

reportés

sur les

figures 2a, b,

^c

(courbes

^en

pointillés).

Une étude

plus

^détaillée

exige

^un

développement

ultérieur de la théorie de fission.

III. Utilisation de la Fission _pour la

Synthèse

^de

nouveaux

isotopes.

^{- En} étudiant la fission des _noyaux excités issus des réactions induites par ions lourds ^une

question

intéressante se pose, de

quelle

^{manière ce}

processus

peut-il

^être

employé

pour la

synthèse

^des

isotopes

^{se trouvant}

éloignés

du domaine de stabilité.

A cet effet nous allons considérer brièvement diverses réactions nucléaires

qui

^sont utilisées actuellement pour la

synthèse

^des

isotopes

et montrer dans

quels

cas le _processus de fission des _noyaux excités lourds peut donner des

possibilités qualitatives

^nouvelles.

Il est bien connu que le nombre des

isotopes

^stables

existant dans la nature est environ 300. Le nombre des _noyaux radioactifs issus des réactions de

types

^dif- férents est considérablement

plus ^grand,

^{il est à}

pré-

sent d’environ 1 500. Ces _noyaux font

l’objet

^d’études

spectroscopiques détaillées, qui

^{donnent une informa-}

tion

importante

^{sur les}

propriétés

de la matière nucléaire et la nature des forces nucléaires.

Cependant

nous notons que la

plupart

^des

isotopes

radioactifs

connus sont

généralement

^à

proximité

^{du domaine}

de

stabilité, c’est-à-dire,

^le rapport ^des protons ^et

neutrons dans ces noyaux ^est

proche

^{de celui}

qui

^cor-

respond

^{à des}

isotopes

^{stables. Un très}

grand

^intérêt

est

porté

actuellement ^sur l’étude des

propriétés

^des

noyaux les

plus éloignés possible

du domaine de sta- bilité dans

lequel,

^{en vertu du}

changement

^considé-

rable du rapport des forces coulombiennes et

nucléaires,

on peut attendre des manifestations

qualitatives

^nou-

velles des

propriétés

de la matière nucléaire

(domaines

nouveaux de

stabilité,

^de

déformation, d’isométrie,

nouveaux modes de

désintégration, etc.).

La

figure

^{5 montre à}

quel point

^{on a réussi à s’éloi-}

gner de la

ligne

de stabilité et

quelles

^{sont les}

possi-

bilités de

principe

^{de la}

synthèse

ultérieure des

isotopes.

Sur cette

figure

^{nous donnons une carte des iso-}

topes ^{connus. Les}

points

^noirs

correspondent

^aux

noyaux stables

(T1~2

>

1016 ans),

^la

ligne

^{en traits}

pleins

^{limite le domaine des}

isotopes

connus, issus de

FIG. 5. ^- La carte des isotopes.

diverses réactions nucléaires. La courbe ^en

pointillés

montre la limite de stabilité

(Bn

⁼

0, B~

⁼

0)

^obtenue

des estimations

théoriques.

^{On peut voir} que le nombre des

isotopes

^{connus est} loin d’atteindre celui de tous les _noyaux dont on

pourrait

^{faire la}

synthèse.

Il est naturel

qu’au

^{fur et à mesure}

qu’on s’éloigne

du domaine de

stabilité,

^{la vie} moyenne des

isotopes

va décroître.

Cependant

^les difficultés de l’étude de

ces noyaux résident moins dans la

complexité

^{de leur} identification et de l’étude de leurs

propriétés (la technique expérimentale

^{moderne est encore loin}

d’être

parfaite

^{en ce}

qui

^{concerne la}

rapidité

^{de l’ex-}

traction et la vitesse de

détection)

que dans les

possi-

bilités limitées des méthodes de

synthèse

^{de ces iso-}

topes

éloignés.

^Par

ailleurs,

^il y ^{a une}

grande

^diversité

de réactions nucléaires et souvent pour ^un noyau

précis

^on peut

indiquer plusieurs

moyens d’obtention.

La

question

^{de savoir}

quelle

méthode de

synthèse

^est

la

plus

^efficace peut ^{être résolue en} comparant ^diverses réactions à condition _que le mécanisme des _processus menant à la formation d’un _noyau donné soit connu.

Une telle

analyse

^{a été effectuée}

[14].

Nous allons essayer de

l’élargir

^{en tenant} compte ^des

possibilités

résultant de la fission des _noyaux excités lourds.

Nous

partageons

les réactions ^en

quatre

groupes : 1° Les réactions nucléaires de fusion

complète

par noyau excité

composé ;

2° Les réactions de fusion

incomplète ;

3° Formation des

isotopes

dans les réactions induites _par protons

relativistes ;

4° Fission.

1. RÉACTIONS PAF NOYAUX EXCITÉS. ^- Les réac- tions de ce type ^{ont une} section efficace relativement

large

^{et un} certain nombre

d’avantages

^{dus à la sim-}

plicité

^de l’identification des

isotopes

obtenus. A cause

du fait que le noyau ^est désexcité

généralement

par émission de neutrons, ^les réactions de fusion

complète

sont très commodes _pour obtenir des

isotopes

^déficients

en neutrons. Dans la

région

^des noyaux de Z

égal

^ou

inférieur à 25 les

plus

avantageuses ^{sont les réactions} par des

particules légères

^du type

(p, xn), (d, xn), (cl., xn).

Pour les noyaux ayant ^Z

égal

^ou

supérieur

à 40 les

plus avantageuses

^sont les réactions _par ions lourds

qui

permettent d’obtenir des

isotopes éloignés

d’un _noyau le

plus

^stable de 16-20 unités de masse.

Notons

qu’à

l’aide de cette méthode on a effectué la

synthèse

^des noyaux

qui

subissent la

désintégration

par protons ^et d’une

large quantité d’isotopes

^émet-

teurs a dans la

région

^{de Z}

compris

^{entre 50 et 88}

[15].

Lorsque l’énergie

^{et la masse des}

projectiles croissent,

la section efficace de la formation du _noyau

composé

décroît sensiblement à cause de la

compétition

^avec

les réactions directes ce que

signifie

^{une certaine res-}

triction sur une avance ultérieure dans la direction des _noyaux déficients en neutrons. Dans le domaine des _noyaux lourds

(Z > 90)

^il y ^{a une}

compétition importante

^entre

l’évaporation

^et la fission ^ce

qui

^a

pour effet de diminuer fortement la section efficace de formation des

isotopes

déficients en neutrons.

2. RÉACTION DE FUSION INCOMPLÈTE. ^- Contrai- rement à la formation d’un _noyau

composé

^{le méca-} nisme des réactions de fusion

incomplète

^est

généra-

lement assez mal connu. Au cours de l’interaction d’une

particule

^{avec le} noyau divers canaux de la réaction sont

possibles

^chacun

desquels dépendant

d’une manière

complexe

^de

plusieurs

conditions

(l’éner- gie,

^la

charge

^{et la masse de la}

particule

^{et du} noyau

cible,

^les

propriétés

^{de la structure des} noyaux,

etc.).

Dans ce cas il est difficile de trouver

quelques régu-

larités

générales

pour la section efficace de formation de divers

produits

d’une réaction _pour un

large

^domaine

des masses des _noyaux. Par

ailleurs,

les données

expé-

rimentales montrent que l’utilisation des

particules légères

^ne

présente

pas de

grandes possibilités

pour la

synthèse

^des

isotopes éloignés

^{de la}

ligne

de stabilité

car la

dispersion

^de

charge

^{et de masse des}

produits

est définie _par le nombre des nucléons

participant

^dans la réaction. Dans ce cas, ^ce nombre n’est _pas

grand.

Pour les réactions induites _par des ions lourds accélérés la situation est tout à fait autre, ^{car dans} l’interaction des deux _noyaux

complexes

peut ^avoir lieu ^un

échange

^d’un

agrégat

de nucléons

plus grand.

Ici il _y a peu de données

expérimentales ; jusqu’à présent

^{on ne connaît} que

quelques

^travaux

[16, 17]

ou on étudie la formation des

isotopes

^{dans les réac-}

tions de transfert de multi-nucléons. Il est à

regretter

que les résultats de ^ces travaux soient insuffisants _pour

imaginer

^de

quelle

manière les réactions de transfert de multi-nucléons

peuvent

être utilisées _pour la _syn- thèse des

isotopes.

A cet

effet,

nous avons effectué les

expériences [27]

sur l’étude des

régularités

de la formation de divers

isotopes

dans les réactions telles _{que :}

ou

Ao, Ai, Ak

^{sont les masses des} noyaux

cible,

^{de la}

particule

^{et du}

produit

^{final. La}

figure

⁶

représente

^les

sections efficaces de formation des _noyaux

produits

dans les réactions de transfert de multi-nucléons en

bombardant 127y, 133CS

^{et 139La} par les ions de

Ne 22.

Chaque

^courbe

représente

la distribution isoto-

265

FIG. 6. ^- Rendement de divers isotopes obtenus dans les réactions de transfert de multi-nucléons (les ^types des réactions ont montré sur les courbes), ^en bombardant Il’~, Cs133 et La129 par les ^{ions de Ne22} d’énergie ^{de 170 MeV.}

pique

des éléments formés _par le transfert d’un nombre donné de

protons

et, ^{comme on} peut ^{le voir sur la}

figure 6,

^{est bien décrite} par la distribution

gaussienne.

La

dispersion

^{de masse} totale des

produits

^{de la}

réaction _par rapport ^{à la masse du} noyau cible est suffisamment

large (pour

la section efficace d’environ

N

10-29 cm2 le

_noyau cible peut gagner 8 à 10 nucléons

ou en

perdre

^{15 à}

17). Pourtant,

^du

point

^{de vue obten-}

tion des

isotopes éloignés

^{de la}

ligne

^{de stabilité l’in-}

térêt est

porté

^{non sur la}

dispersion

^{de masse totale}

mais sur le rapport ^des protons ^{et neutrons dans un}

agrégat

de nucléons transférés et, ^{en fin de}

compte,

sur la distribution

isotopique

^des noyaux ayant ^des nombres

atomiques

^donnés.

Si, maintenant,

^nous

prêtons

^{attention aux résultats obtenus}

(Fig. 6)

^nous

voyons que le maximum de la section efficace des dis- tributions

isotopiques correspond

^{à une masse}

qui

^est

voisine de celle d’un noyau le

plus

^{stable et la}

disper-

sion de masse pour ^un Z donné n’est pas

large.

^La

situation est

pratiquement

^{la même}

lorsque l’énergie

et la masse du

projectile (dans

^un intervalle entre 10 et

40)

s’accroissent et dans tous les cas la

dispersion

^de

masse des

isotopes

pour ^un Z donné est essentielle- ₁

ment

plus petite

que celle des

fragments

de fission.

3. RÉACTIONS PAR PROTONS DE HAUTE ÉNERGIE. ^- Dans ^{ce cas} le mécanisme d’interaction diffère nota- blement de celui des réactions considérées

plus

^haut.

Dans le

premier

^{stade du} processus ^une cascade de nucléons

rapides

^a pour effet de former ^un

large

domaine des _noyaux

ayant

^un

large spectre d’énergie

d’excitation. Le second stade de la réaction est « lent »

et

analogue

^{à celui}

qui

^a lieu dans la

désintégration

du _noyau

composé

^excité.

Puisque

^les noyaux formés

après

la cascade sont désexcités

généralement

par

évaporation

de neutrons, de telles réactions ^sont assez

commodes _pour la

synthèse

^des

isotopes

^déficients

en neutrons

[18]. Lorsqu’on emploie

^{comme cible}

des _noyaux

lourds,

par

exemple, 238U,

^les noyaux excités formés

peuvent

subir la fission. Dans ce cas un

grand

^{nombre de}

fragments

^{riches en neutrons sont}

formés ;

^{ils se trouvent} dans le domaine des valeurs moyennes des masses des _noyaux

[19].

4. FISSION. ^- Les

premières expériences

^{sur l’étude}

des distributions de masses et de

charge

^des

fragments

au cours de la fission de

23~U

_{par des} neutrons ther-

miques

^ont

déjà

montré que ^cette réaction

peut

^être utilisée ^avec succès _pour la

synthèse

^des

isotopes

riches en neutrons. La réaction a une section efficace

importante.

^{La masse des}

fragments

^la

plus probable correspond

^{à un}

isotope

^{riche en} neutrons et la dis-

persion

^{de masse} par

rapport

^{à une} valeur la

plus probable

^{se trouve être} suffisamment

large.

^Il

[est

^natu-

rel que la fission

puisse

^être

employée

pour la

synthèse

des

isotopes

dans le domaine

[des

^{masses des} noyaux limité _par la distribution de masse des

[fragments (environ

^{de A = 75 à A =}

155).

^Les réactions de fission des _noyaux de

Z2/A égal

^ou

supérieur

^{à 40}

ont des

avantages importants.

Il résulte des

[données

que nous avons obtenues _{que pour} ces noyaux la dis- tribution de masse des

fragments

^{à une}

énergie (d’exci-

tation

égale

^ou

supérieure

^{à 50}

MeV, s’élargit

^notable-

ment et la

dispersion

^{de masses des}

isotopes (la

^distri-

bution

isotopique

^{à une}

charge donnée)

^{est considé-}

rablement

plus large

^que celle dans le domaine U-Pu.

En

comparant

^les méthodes différentes de

synthèse

des

isotopes

^on

peut

tirer les conclusions suivantes

(Fig. 7).

Pour la

synthèse

^des noyaux déficients en neutrons dans une

large région

^{de masses} les réactions induites par ions lourds ^{au cours}

desquelles

^{un noyau}

^composé

est formé sont les

plus

efficaces. A l’aide de ^ces réac- tions on

peut

obtenir des

isotopes (Z > 40) éloignés

de la

ligne

de stabilité de 15-20 unités de ^masse.

La

synthèse

^des

isotopes

^{riches en} neutrons est

plus compliquée.

Dans la

région

^des noyaux

légers (Z 20)

^{la méthode}

la

plus

^{efficace de}

synthèse

^{est celle} des réactions de transfert de multi-nucléons par des ions lourds

[20].

Dans le domaine de Z

compris

^{entre 36 et 60 la}

réaction de fission de 23sU _par des neutrons ther-

1’1

FIG. 7. ^- L’illustration schématique ^des méthodes les plus efficaces de la synthèse ^des isotopes éloignés ^{de la} région ^{de sta-} bilité dans de divers domaines des masses des noyaux. Les lignes

représentent les limites de la région ^des noyaux ^connue.

miques présente

^de

grandes possibilités

^de

synthèse.

Ici on

peut

obtenir des _noyaux

plus

^{riches en neutrons}

que

l’isotope

stable d’environ 15 unités de masse

[14].

Cependant

pour ^cette réaction la section efficace de formation des

isotopes

^{de Z}

supérieur

^{à 60 baisse}

brusquement

^{et la}

synthèse

^des

isotopes

^{riches en}

neutrons des _noyaux

plus

^{lourds ne}

peut

être effectué que dans les réactions avec les

particules chargées.

La

figure 8,

^{où on}

représente

les sections efficaces de

FIG. 8. ^- La section efficaces de formation des isotopes ^{de l’iode}

comme produits des réactions nucléaires en bombardant La139 par les protons de 590 MeV - les triangles ouverts; Cs133 par les ions de Ne22 de 170 MeV (la réaction ^- 2p db xn) ^- triangles noirs ; U23 8 par protons de 590 MeV - cercles ouverts,

et par ions de Ne22 de 170 MeV - points ^noirs.