De la fission aux nouvelles filières - Cenbg - IN2P3

du calcul des sections efficaces de fission. Nous renvoyons le lecteur au cours de E. Bauge pour
un exposé plus détaillé des modèles et du formalisme qui entrent dans les calculs d’évaluation
des données de section efficaces.
4.2.1 Etats de transition de Bohr
Ces états ont été introduits par A. Bohr en 1956 [58] afin d’expliquer l’observation de distributions
angulaires de fragments de fission très anisotropes dans la photofission de plusieurs
actinides ( 232 Th, 238 U). La section efficace différentielle de la réaction peut s’écrire :
dσ
dΩ (E) = ∑ σ abs (EJM) ∑
JM
K
Γ f (EJK) 2J + 1 (
|D
J
Γ(EJK) 4 MK (Ω)| 2 + |DM−K J (Ω)|2) (4-6)
où σ abs (EJM) est la section efficace d’absorption du photon sur un état du noyau composé
d’énergie E ayant le moment angulaire J et la projection du moment angulaire M sur l’axe
OZ du laboratoire, Γ f (EJK) est la largeur de fission de la composante de cet état ayant la
projection du moment angulaire K sur l’axe Oz du repère intrinsèque du noyau, Γ(EJK) est la
largeur totale Γ n (EJK)+Γ γ (EJK)+Γ f (EJK) de cette composante vis-à-vis des décroissances
neutron, γ et fission, et les DMK J (Ω) sont les matrices de rotations de Wigner.
Lorsque l’énergie E est au dessus du seuil de fission la densité des états (J, M, K) est très
élevée, de l’ordre de 10 6 états par MeV. La sommation dans (4-6) doit donc a priori comporter
un très grand nombre de termes et on s’attend à ce que la section efficace différentielle soit
pratiquement isotrope.
En fait, les expériences montrent que la distribution n’est isotrope que lorsque l’énergie E est
très nettement au-dessus des barrières. Lorsque E n’est que de quelques MeV au-dessus des
barrières, la distribution est au contraire nettement anisotrope. Ceci indique que, dans ce cas,
seules quelques valeurs de K contribuent pour chaque valeur de J et M.
Pour expliquer cette sélection des valeurs de K, A. Bohr a fait l’hypothèse que “la distribution
en K est déterminée lors d’une étape de la fission où le noyau est froid et où, par conséquent,
seules quelques voies sont disponibles”. L’image qui émerge de cette hypothèse est celle d’états
discrets particuliers situés immédiatement au-dessus du second point selle de la barrière de
fission comme l’indique la figure 17. Le positionnement de ces états au niveau de la seconde
barrière provient de la nécessité que le nombre quantique K soit conservé entre le moment
où la sélection en K a lieu et la scission. Sinon, la sélection ne se manifesterait pas dans les
distributions angulaires de fragments. Cette contrainte ne peut être assurée que si la période
de rotation du noyau est beaucoup plus grande que le temps d’évolution entre la sélection de
K et la scission. Or, la période de rotation du noyau n’est suffisamment grande que pour des
déformations élevées. Un autre argument que l’on peut donner est que, étant donné que le
noyau n’est pas axial au niveau de la première barrière de fission, ses états ne possèdent pas
“un bon K”. Ils ne peuvent donc pas servir à sélectionner ce nombre quantique.
On interprète généralement les états de transition de Bohr comme des modes collectifs de
vibration-rotation transverses à la direction du mode de scission ou des excitations internes du
noyau (excitations à 2, 4, ...quasiparticules) au-dessus du second point selle.
4.2.2 Expression des sections efficaces
D’après la théorie de la diffusion (voir par exemple [59]) la section efficace d’une réaction dont
la voie d’entrée et la voie de sortie sont spécifiées par des ensembles de nombres quantiques
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