De la fission aux nouvelles filiÃ¨res - Cenbg - IN2P3

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par capture de neutron et par réaction de transfert. La distribution d’états J π peuplés par une réaction est le résultat du couplage du moment angulaire transféré l avec les moments angulaires de la particule absorbée et de la cible. Les différences entre les deux mécanismes de réaction sont illustrées dans la figure 2 où sont représentés des calculs de distributions du moment angulaire transféré l dans divers types de réactions. Pour les réactions induites par neutron, l’exemple présenté concerne la réaction 233 Pa(n,f). Les distributions ont été calculées pour plusieurs énergies de neutrons (de 1 à 5 MeV) par [5]. Ces distributions sont comparées aux distributions calculées par B. B. Back et al. [6] pour les trois réactions de transfert les plus utilisées dans les études de probabilités de fission. Ces trois distributions ont été calculées pour une énergie d’excitation des systèmes fissionnants de 5.5 MeV. On remarquera que pour des énergies de neutron inférieures à 2 MeV, les moments angulaires transférés l par réactions de transfert, sont en général plus grands que ceux transférés par capture de neutron l n . À plus haute énergie (E n ≳ 2 MeV) ces différences s’atténuent et les moments angulaires transférés deviennent comparables. (J.P. Delaroche et al. (2002)) ~3 ~4 ~2.5 ~1 E n =5 MeV E n =3 MeV 0 2 4 6 8 0 2 4 6 8 E n =2 MeV 0 2 4 6 8 E n =1 MeV 0 2 4 6 8 l l l (t,p) ~4 l (d,p) ~3 ( 3 He,d) ~4 l (B.B. Back et al. (1974)) Figure 2 : Distributions du moment angulaire transféré l calculées pour des réactions induites par neutrons à différents énergies (haut-gauche) [5] et par diverses réactions de transfert [6]. l l Notons cependant que, même quand les moments angulaires transférés sont similaires, le moment angulaire total du noyau A produit par transfert peut être différent de celui induit par absorption d’un neutron si les moments angulaires de la cible et de la particule transférée associées à la méthode surrogate et à la méthode directe sont différents. La relation (2) peut donc s’avérer incorrecte car en principe la probabilité de fission du noyau A, produit par une réaction de transfert P t, f diffère de la probabilité de fission du noyau A formé par capture de neutron. En revanche, quand les probabilités de fission P f sont indépendantes de J π , l’équation (4) devient : 172
car ∑ J , π P = P ( E*) ⋅ ∑ F( E*, J, π ) = P ( E*) (6) (, t f ) f t f J , π F( E*, J, π ) =1. Dans ces conditions, les relations (2) et (5) sont équivalentes. t Nous allons maintenant étudier plus en détail ce cas limite (P f (E*, J, π)=P f (E*)). Pour simplifier, nous supposerons que le noyau A* ne se désexcite que par fission, émission de neutron (diffusion inélastique) ou émission γ. Dans le cadre du modèle statistique, la probabilité de fission P f (E*, J π ) est donnée par la relation suivante: π Γ f ( E*, J ) π Pf ( E*, J ) = (7) Γ π ( E*, J ) +Γ π ( E*, J ) +Γ π ( E*, J ) n f où Γ f , Γ n et Γ γ désignent respectivement les largeurs partielles de fission, d’émission d’un neutron et d’émission γ de l’état (J π ). Les largeurs Γ n et Γ γ sont obtenues en sommant tous les niveaux J π des noyaux résiduels A-1 et A énergétiquement accessibles. En général, Γ γ
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Réacteurs hybrides : avancées ré
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PORQUET Marie-Geneviève CSNSM - B
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