Distributions isotopiques des gaz rares dans la fission par neutrons thermiques de 235U et 233U

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2.J

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Nuclear Physics A255 (1975)461--471; (~) North-Holland Publishing Co., Amsterdam

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DISTRIBUTIONS DANS LA FISSION

ISOTOPIQUES

PAR NEUTRONS

DES GAZ RARES

THERMIQUES

D E 23Su E T 233U

R. BRISSOT, J. CRANCON, Ch. RISTORI, J. P. BOCQUET et A. MOUSSA Ddpartement de Recherche Fondamentale, Laboratoire de Chimie Physique Nucldaire, Centre d'Etudes Nucl/aires de Grenoble t

Requ le 30 juin 1975 Abstract: The independent and cumulative fission yields of rare gas isotopes produced from the

fission of z33U and z3sU by thermal neutrons have been measured by means of on-line isotopic separation. Gaussian curves can be fitted to the independent yield distributions. Values of Zp--ZucD and crz have been obtained. Elemental yields can be deduced for the two fissioning systems. An estimation is made of the proton and neutron odd-even effects.

E

NUCLEAR REACTIONS 233U,235U(ntn,f), E=thermal; measured independent and cumulative yields of rare gas isotopes; deduced deviations from UCD, widths of Gaussian distributions, elemental yields of Br, Kr and Xe. On-line isotopic separation of the products.

1. I n t r o d u c t i o n

Le processus de fission, d u m o i n s dans l'6volution c o n d u i s a n t le n o y a u d u p o i n t selle au p o i n t de scission n'est pas encore bien compris. L a mesure de la d i s t r i b u tion de la charge nucl6aire est une des exp6riences p e r m e t t a n t d ' 6 t u d i e r ce p r o bli~me. En particulier l'6valuation du r e n f o r c e m e n t d u r e n d e m e n t des 616ments /t n o m b r e p a i r de p r o t o n s d o n n e des indications sur l ' a d i a b a t i c i t 6 d u processus de fission. L a p l u p a r t des r6sultats c o n c e r n a n t ces d i s t r i b u t i o n s o n t 6t6 fournis p a r des m 6 t h o d e s r a d i o c h i m i q u e s I). Toutefois, ces techniques ne p e r m e t t e n t pas d ' a t t e i n d r e les p r o d u i t s de fission /~ vie tr~s c o u r t e qui sont de loin les plus n o m b r e u x . L a technique de " s 6 p a r a t i o n i s o t o p i q u e en l i g n e " des p r o d u i t s de fission a p e r m i s r6cemment de f o u r n i r des indications i m p o r t a n t e s sur les d i s t r i b u t i o n s i s o t o p i q u e s des gaz rares 2) et des alcalins 3, 6). Le b u t de ce travail est de c o m p a r e r deux syst6mes fissionnants (234U et 236U) aux caract6ristiques extr~mement voisines (6nergie d ' e x c i t a t i o n , barri6res de fission). P o u r ces deux n o y a u x nous avons rnesur6 les r e n d e m e n t s i n d 6 p e n d a n t s de 8 7 - 9 3 K r et 137-t42Xe et nous avons 6valu6 ceux de a T - 9 ° B r et 137-139I, en e m p l o y a n t une technique de mesure d6jh d6crite 7, 9). * Ce travail couvre une part de la Th6se de Doctorat 6s-Sciences Physiques de R. Brissot, /t l'Universit6 Scientifique et M6dicale de Grenoble, inscrite sous le no. AO 11621 au Centre National de la Recherche Scintifique. 461

R. BRISSOT et al.

462

2. Dispositif experimental L'installation utilis6e a d6jh 6t6 d6crite pr6c~demment, mais depuis 1973, elle a fit6 modifi6e pour disposer d'un faisceau de neutrons externe au r6acteur M61usine; une description d6taill6e du nouvel ensemble sera fournie ult6rieurement :o), nous donnons ici les caract6ristiques principales. A la puissance nominale du r~acteur (8 M W ) et en utilisant la diffusion des neutrons thermiques darts une plaque de bcryllium de 25 m m d'6paisseur situ6e dans l'axe du coeur au milieu du canal tangentiel, on obtient en sortie de canal un flux thermique de 3 x 10 s neutronsc m - 2 . s e c - l ; le flux rapide (E > 1 MeV) repr~sente alors 3 ~ du pr~c6dent. On a dispos6 b. la sortie du canal une protection consistant principalement en des blocs de b6ton au fer de 40 cm d'6paisseur (fig. I ).

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~ ARIEL ~

Fig. 1. Dispositif exl~rimcntal: ensemble cible et s~parateur d'isotopes.

A l'int6rieur de cette protection, et ~t la sortie du canal, on a install6 un double obturateur de neutrons constitu6 d'une plaque de boral de 10 m m d'6paisseur et d'un 6cran en plomb de 10 cm d'6paisseur. Cet ensemble est commandable ~t distance par verin pneumatique; le temps d'obturation a 6t6 mesur6 exp6rimentalement ~t l'aide d'un d6tecteur de neutrons, la fermeture (ou l'ouverture) complete est r6alis6e au bout de 0.18 sec. Le rapport du taux de fission r6siduel (apr6s obturation) au taux de fission pendant une exposition normale de la cible fissile

2~3"~3nU FISSION

463

aux neutrons est inf6rieur h 10 -3. Le faisceau de neutrons a une section de 6 cm x 4 cm au niveau de la cible. La cible fissile, dans le cas de 23SU, consiste en un m~lange intime d'une poudre de 106 mg d'oxyde d'uranium (enrichi h 93 ~ en 235U, la granulom~trie est inf6ricure au parcours des produits de fission) et de 5 cm 3 d'une poudre de st6arate de baryum de faible densit6 apparente (0.23 g/cm3); l'ensemble est contenu dans un boitier parall61ip6dique de 2 mm d'6paisseur; la face de sortie est constitu6e par un filtre millipore (porosit6 8/tm) maintenu par une grille de lektromesh. Dans le cas de 233U, on a utilis6 un m61ange de st6arate d'uranyle contenant 50 mg de -'33UO 2 (enrichi ~t 99.3 ~ en 233U) et de la poudre du st6arate de baryum pr6c6dent de fa¢on h remplir le boitier d'une mani6re semblable. L'activit6 obtenue pour chaque masse est implant6e dans un ruban d'aluminium d'6paisseur 50 #m, transf6r6e et mesur6e b. l'aide d'un ensemble de deux scintillateurs plastiques, minces, identiques, d'6paisseur 1 ram, constituant un d6tecteur 4nil. Les facteurs correctifs ~t appliquer pour chaque masse, dus h l'absorption des betas dans les fen~tres des compteurs et dans la bande de transfert sont d6termin6s ~. l'aide des sources s6par6es elles-mSmes, dans les m~mes conditions d'6volution temporelle que pour les mesures fl finales. 3. Rappel de la methode experimentale de mesure Cclle-ci ayant d~j~t ~t6 d~crite en d~tail 7), nous n'en rappelons que les caract~ristiques principales. Pour un isotope donn6 et une irradiation donn6e, nous effectuons deux mesures s uccessives: (i) Une mesure de l'activit6 en gaz rare form6 au cours de l'irradiation. Cette activit6 A~ est le r6sultat de la superposition de deux processus physiques distincts: (a) Formation directe par fission (activit6 proportionnelle au rendement ind6pendant) Yl(Xe, Kr). (b) Formation par filiation radioactive (activit6 proportionnelle au rendement cumulatif du pr6curseur Yc(I, Br) = ~ o35' 53y1(I, Br) Aa = (Yi(Xe, K r ) + Y c ( I , Br))FI(A) = Yc(Xe, K , ) F I f A ) ,

oll FI(A) est le facteur correctif tenant compte des diff6rentes p6riodes radioactives caract6ristiques de la masse A, ainsi que du temps ~coul6 entre l'instant de fission et celui de collection. (ii) Une mesure de l'activit6 A2 en gaz rare collect6 apr~s la fin de l'irradiation. Le flux de neutrons 6tant stopp6, l'activit~ est alors obtenue uniquement par filiation radioactive h partir des prdcurscurs non gazeux rest6s pi6g6s dans la cible. En rdalit6, la distribution de temps de transfert dans l'installation n~cessite l'introduction d'u facteur correctif F2(A) A2 = Yc(I, Br)F2(A).

R. B R I S S O T et aL

464

En fait pour des raisons de commodit6 de calcul nous mesurons At

et

At _ r,(Xe, K r ) + Y c ( l , Br) p - Az Yc(I, Br)

FI(A ) _ (1 + R ) Fx(A) F2(A) Fz(A)"

Dans cette formule R est 6gal au rapport Yx(gaz rare)/Yc(Pr6curseur ). Ces deux types de mesures sont effectu6es pour les isotopes du krypton des masses 87 A 90 et pour les isotopes du xenon des masses 137 ~t 139 incluses. Une estimation de la valeur de R pour les masses 91 et 140 nous sert de r6f6rence afin de calibrer en temps la diqtribution de temps de transfert. Pour les masses sup6rieures (92, 93, 141,142) R devient tr6s grand devant l'unit6. Nous pouvons alors consid6rer le rendement ind6pendant du gaz rare c o m m e 6rant voisin de son rendement cumulatif, le passage de l'un ~ l'autre se faisant sans addition d'erreur nouvelle. (On n'a alors 6videmment aucun renseignement sur le rendement de l'halog6ne pr6curseur.) 4. R6sultats exl~rimentaux 4.1. R E N D E M E N T S

CUMULATIFS

R E L A T I F S ET R A P P O R T R

Les rendements cumulatifs sont obtenus en valeur relative, YcR, ~t partir des activit6s A l, les rendements ind6pendants Y~ en sont d6duits par la relation

Y,

=

YcR/(I

+R). TABLEAU 1

Rendements cumulatifs relatifs Yca, rapports R = Yt(A)/Yc(A) et rendements ind6pendants relatifs

YIR Y~

R

~a

YcR

R

~R

• as U S7Kr SSKr a9Kr 9°Kr 9tKr 92Kr 93Kr

77 4.1 101.64.2 136.34-2 143.64.3 100 51.54.1 13.74.0.7

0.264.0.015 17.5+I 1.26-I-0.04 62 4.3 3.064-0.12 112 4.3 6.5 4.1.0 136 4.6 ~ 11 100 54.54-2 14.74.0.8

la~Xe laaXe 139Xe 1+°Xe I'HXe l'*2Xe

165.24.4.3 167 4.4 142 t 2 . 6 I00 37.1t0.4 12.14.0.4

0.7844-0.03 3.1 +0.7 --0.3 9.14 4-3.8 ~ 17.3

76.84. 3.6 133.4+1o -- 6 135 4. 8 I00 38.44. 0.7 12.64- 0.4

233 f

aTKr SSKr 89Kr 9°Kr 91Kr 92Kr

9aKr

196 4-2 0.874.0.05 254 4.3.5 2.854-0.2 271 5:2.6 6.7 5:1.7 209.74.3.3 11.3 -4-3 100 ~ 43 38.24.0.7 7.1 4.0.2

93.14-4 192 4.6 241 -4-10 197 + 7 100 38.84.1 7.24.0.3

la~Xe ~SaXe :a9Xe t+°Xe 141Xe :42Xe

410 4.4 381 -I-8 209 4.4 100 25.34.1.5 5.9±0.3

2.72 4.0.1 7.2 4.2 13.3 +2 -8 ~ 100

303 4. 7 338 +15 196 4.10 100 25.34. 1.5 5.94. 0.3

233.23s U FISSION

465

Nos r6sultats exp6rimentaux sont rassembl6s dans le tableau 1. Les erreurs associ6es 5. chaque mesure sont prises 6gales /L l'6cart quadratique moyen refl6tant la dispersion des r6sultats des diff6rentes s6ries d'exp6riences. 4.2. NORMALISAT1ON DES RESULTATS

Le passage des valeurs relatives YCR tir6es de l'exp6rience /t des valeurs absolues exprim6es en ~ de fission n6cessite l'introduction d'une normalisation externe. Celle-ci a 6t6 effectu6e de la mani~re suivante: soit la double 6guilt6" re(,4 ) = rCR(,4),%(,4 ) = r~(A) rcr(,4 ),

oil Yx(A)

est le rendement de chalne pour la masse A [r&. is)], YcF(A) est le rendement cumulatif fractionnel du gaz rare de masse A [r6f. 15)] et Fc(A ) est le facteur de normalisation calcul6 pour la masse A, Fc(A ) -

Y-r(A)YcF(A) x l 0 0 .

Le facteur de normalisation final est la moyenne pond6r6e des Fc(.4) individuels. L'avantage de ce processus de normalisation r6side dans le fait qu'il n'utilise que des donn6es ext6rieures /t l'exp6rience solidement 6tablies (rendement totaux de chalne et rendements cumulatifs fractionnels voisins de l'unit6). Si l'on remarque que ce facteur de normalisation est 6gal au rendement cumulatif de fission de l'isotope de r6f6rence (91, 140) il est alors ais6 de passer au facteur de normalisation des rendements ind6pendants FI(,4) = 1:.(91, 140) = [YcR/(I +R)]a = 0,.,40TABLEAU2 Rendements ind6pendants et curaulatifs absolus (~o de fission)

I"c (%)

1-1 (%)

Yc (%)

rl (%)

23s U aTKr

aSKr agKr 9°10" 91Kr 9=Kr 9aKr

2.62 3.45 4.63 4.88 3.40 1.75 0.47

+0.1 4-0.17 4-0.17 4-_0.18 4-0.1 4-0.07 4-0.03

0.54 1.92 3.49 4.23 3.12 1.70 0.46

4-0.04 4-0.11 4-0.15 4-0.28 4-0.14 4-0.07 4-0.03

137Xe 13aXe lSgXe 14°Xe l"lXe t'ZXe

6.20 +0.24 6.26 4-0.24 5.33 ~0.2 3.75 4-0.1 1.39 4-0.06 0.4544-0.02

2.72 4-0.15 4.73 +0.38 -0.25 4.79 +0.3 3.55 4-0.13 1.36 4-0.06 0.4474-0.02

137Xe laSXe 139Xe 140Xe l"lXe 142Xe

6.06 4-0.2 5.64 4-0.2 3.09 4-0.12 1.48 4-0.05 0.37 4-0.03 0.0884-0.006

4.44 +0.15 4.95 4-0.25 2.87 +0.15 1.46 4-0.05 0.37 4-0.03 0.088+0.006

233 U

S~Kr aSKr sgKr 9°110" 91Kr 9aKr 9SKr

4.07 +0.14 5.28 -t-0.18 5.63 4-0.16 4.36 4-0.15 2.08 4-0.1 0.7944-0.03 0.148±0.007

1.89 q-0.09 3.90 +0.17 4.89 +0.25 4.00 4-0.2 2.03 4-0.1 0.7884-0.03 0.1474-0.007

466

R. BRISSOT e t al. TABLEAU 3 Rendements cumulatifs et rendements ind6peadants des halog~nes

A

Yc(Br)

Y, OBr)

A

Yc(I)

Yl(I)

2as U 87 88

2.08 4-0.1 1.53 4-0.1

1.194-0.2 1.244-0.1

137 138

3.484-0.1 1.524-0.15

2.994-0.2 1.444-0.15

89 90

1.137-/-0.08 0.65 4-0.1

1.054-0.1 0.634-0.1

139

0.544-0.2

0.534-0.2

137 138 139

1.6 4-0.1 0.704-0.13 0.214-0.12

1.544-0.1 0.684-0.13 0.21 4-0.12

• 33 U 87 88 89

2.18 4-0.13 1.37 4-0.10 0.73 4-0.16

1.77+0.13 1.27-4-0.1 0.724-0.16

90

0.35 ±0.09

0.35±0.09

Les valeurs des rendements normalis6s sont rassembl~s dans le tableau 2. 4.3. EVALUATION DES RENDEMENTS INDEPENDANTS El" CUMULATIFS DES HALOGENES PARENTS

Dans les cas o/J le rapport R a pu 6tre mesor6 avec une pr6eision acceptable, et en utilisant les valeurs des rendements cumulatifs Yc mesur6s pour les gaz rares, il est possible d'en d6duire la valeur des rendements cumulatifs des halog6nes Br et I: En supposant une distribution gaussienne de la charge pour une masse d o n n ~ , et en utilisant les r6sultats actuels pour le choix des param~tres Zp et az [r6f. 1)] il est possible d'6valuer la correction h appliquer aux valeurs cumulatives pour passer aux valeurs des rendements ind6pendants des halog6nes. Le tableau 3 donne le r6sultat des mesures des rendements cumulatifs d6duits de nos mesures et l'6valuation des rendements ind6pendants YI(Br, I).

5. Distributions isotopiques 5.1. TRAITEMENT DES DONNI~ES

La fig. 2 repr6sente les distributions ind6pendantes obtenues pour les deux noyaux fissiles. Nous avons suppos6 que ces distributions pouvaient se repr6senter par une expression de la forme YI(A)= K e x p (-(d-Ap)2/2ct2). Les param6tres K, Ap et a~ ont 6t6 d6termin6s par une m6thode de moindres earr6s non-lin6aires. Le r6sultat de ce traitement est pr6sent6 dans le tableau 4. Les rendements mesur6s des isotopes de Br et d ' l sont b. la fois trop peu nombreux et trop peu pr6cis; pour ces 616merits la courbe trac6e n'a done qu'une valeur indicative: elle repr6sente une distribution gaussienne de largeur 6gale ~t celle des gaz rares correspondants, ajust6e en position par la mSme m6thode que p r ~ 6 demment.

233,235 U F I S S I O N

467

TABLEAU 4

Valeurs de la masse la plus probable .4n et valeurs du param6tre de largeur ON d6duites de l'ajustement de distributions gaassiennes Kr

Xe

Ap

:35U zaaU

O"h,

89.93±0.03 89.07 ±0.05

tip

1.474-0.03 1.504-0.03

138.6~0.1 137.6±0.1

ON

1.52-t-0.05 1.54-t-0.05

5.2. LARGEUR DES DISTRIBUTIONS Le tableau 4 montre que l'on peat adopter pour les deux noyaux fissiles dtudids une valeur moyenne du param~tre de largeur o s = 1.50_+0.03. Les "largeurs" oN mesur~es correspondent au param6tre analogue d'une distribution en charge par une relation du type o"z = trN(Z/A)F oil (Z/,4)F reprdsente la densitd de charge du noyau fissionnant. La valeur moyenne ainsi obtenue ~rz = 0.58_+0.01 n'est pas directement comparable aux valeurs radiochimiques oz(rad) caractdristiques de distributions en charge prdsent6e sous forme cumulative 1). Ces deux param~tres sont relids par la relation: az(rad) ~ (az2 - A ) ½. Nous obtenons az(rad) ~ 0.51 ±0.01. Cette valeur est en excellent accord avec les rdsultats de Chaumont 3) relatifs aux distributions des dldments voisins Rb et Cs (az(rad) = 0.52_+0.01). Par contre elle se situe ~ la limite infdrieure des estimations de Wahl 1) qui adopte une valeur moyenne az(rad) = 0.56_+0.06. Nous pouvons faire plusieurs remarques & ce sujet. En premier lieu le passage (aN ~ az) par l'intermddiaire de la densitd de charge n'est pas exempt de critiques. En second lieu, il n'est pas dvident que l'dvaporation de neutrons transforme de la m~me mani/~re la largeur des distributions en charge et en masse. Si Yon f a r l'hypoth~se que la probabilit6 d'~mission de neutrons suit une loi de Poisson, on s'aperqoit que ce processus de ddsexeitation dlargit les distributions initiales. I f faudrait alors partir d'un param&tre (alv)fra~,nt voisin de 1.2 pour arriver fi ia valeur aN = 1.50 mesurde sur les distributions finales. 5.3. ECARTS Zp--ZvcD Partant du fait que les masses les plus probables (Ap) de nos distributions correspondent aux valeurs Zp = 36 et Zp = 54, nous pouvons ddterminer p o u r chaque cible fissile deux valeurs de l'dcart Z p - Z u c o nous avons:

Z/UCD

fissile

Z

Oil (N/Z)fisstle est le rapport neutron-proton du noyau composd et v(A'p) est le hombre moyen de neutron dvapord par le fragment de masse A'p = Ap+V.

468

R. BRISSOT et aL

Nous pouvons donc calculer: A N = N p - N u c D que l'on convertit alors en A Z = L'emploi de cette derni6re relation est critiquable, mais est justifi6 tant que la loi Zp(A) ne s'6carte pas d'une loi lin6aire Zp(A) = ( Z / A ) m s a c A + A Z ce qui est v6rifi6 pour la gamme de masse 6tudi6e.

-AN(Z/A)nssllc.

TABLEAU 5

F.carts AN = Np--Nvca et A Z = Zp--ZucD v(A'p)

AN

AZ

235 U Kr Xe

1.35 ") 1.17 ")

-- !.07 ±0.25 -k 1.25±0.25

+0.42 ± 0 . ! --0.49 ±0.1

233 U

Kr Xe

1.1 b) 1.5 b)

") R6£ 1).

--1.404-0.25 +1.75-f-0.3

+0.55t0.1 --0.694-0.12

b) R6f. la).

Les r6sultats de ce calcul sont rassembl6s dans le tableau 5. La principale erreur sur A Z est introduite par le biais de v(Ap'). Nous avons adopt6 une erreur Av = 0.2, pour l'ensemble des quatre valeurs. De nos mesures cumulatives nous pourrions extra±re les valeurs de az(rad) et A Z masse par masse, en calculant les rendements cumulatifs fractionnels YcF(Z, A). Toutefois nous ne disposerions alors que de deux points par isobare, et les valeurs ainsi mesur6es seraient fauss6es par l'effet d'appariement favorisant les divisions en charges paires au d6triment des impaires. 6. Effet d'appariement dans ies distributions en charge et en masse 6.1. R E N D E M E N T S E L E M E N T A I R E S

La quantit6 YE(Z) = ~'.,tYi(g) est l'une des quantit6s accessibles A l'exp6rience qui se conserve tout au long de l'6volution menant des fragments primaires aux produits finaux. La distribution en charge 6tant d6termin6e par les derniers stades du processus de fission, le rendement par 616ment constitue donc un test valable p o u r l'6tude de la fission d'un point de rue dynamique. Le tableau 6 rassemble nos r6sultats, ainsi que les valeurs des rendements 616mentaires " n o t m a u x ' , c'est-/L-dire sans effet d'appariement. Ces derniers sont calcul6s h partir d'une loi Zp(A) empirique 14), d'un param~tre az = 0.56 +0.06, et des rendements de chalne compil6s is). Nous ne donnons pas de valeurs pour YE(I), les r6sultats exp6rimentaux 6tant b. la lois trop peu nombreux et trop peu pr6cis p o u r permettre ce calcul.

233,235 U FISSION

469

TABLEAU 6 Rendements 616mentaires mesur6s pour la fission de 235U et 233U

Y~ (mesur~) (~. fission)

]re ("normal") (~. fimion)

A (~)

7.7 12.9 15.9

--344-14 +22+ 4 +20 ~- 6

8.5 13.9 16.4

--24:t:12 +334- 6 +12~ 6

23~ U

Br Kr Xe

5.14-1 (i) 15.74-0.6 (0.2) 19.14-1 (1.5) 233 U

Br Kr Xe

6.5-t-1 (2.4) 18.5:t:0.8 (0.9) 18.4+I (4.2)

La quantit6 A est d~fmie par le rapport [(Yn(rnesur~)--YE("normal"))/Y~("normal")]× 100. Le chiffre entre parenth,~es indique la partie extrapol~ du rendement 61~'mentaire. Nos r6sultats sent en excellent accord avec les r6sultats d6j~t publiEs pour 2 3 5 U [rdfs. l, I1)]. Nous ne disposons pas de point de comparaison en ce qui concerne la fission de 233U. N~anmoins, il semble que le comportement de cet isotope vis-b.-vis de l'effet pair-impair soit identique, du point de rue quantitatif, h celui de 235U. Cela peut s'expliquer par le fait que les noyaux composes 234U et 236U poss~dent h peu pros la m~me 6nergie d'excitation [respeetivement 6.8 et 6.5 MeV, rEf. 12)] et approximativement les m~mes hauteurs de barri~res 16): 6.2 et 6.1 MeV. 6.2. EFFETs D u s .~ LA PARITE DU NOMBRE DE NEUTRONS L'examen des rendements ind6pendants relatifs montre un net renforcement p o u r les masses paires, visible surtout pour les isotopes les plus lourds. Ceci est attendu dans l'hypoth~se d'un effet d'appariement en neutrons lors de la scission, mais cet effet est attEnu6 par l'Evaporation de neutrons. On peut d'ailleurs attribuer une partie de l'effet observe sur les produits de fission, h u n arrSt pr6fErentiel de la cascade d'6vaporation au niveau des isotopes de N pair. S'il en Etait ainsi, l'effet observ6 serait aussi visible du c6t6 des masses 16g~res que du cot6 des masses lourdes, mais les donn~es sent trop peu nombreuses pour v6rifier cette hypoth~se. Si on admet d'une part que l'effet d'appariement est dO prineipalement ~ la scission et, d'autre part une distribution de Poisson du nombre de neutrons 6mis dent la moyenne est ajust6e sur v(A), un calcul simple montre que, partant d'une distribution gaussienne des fragments avec effet d'appariement, on obtient pour ces produits une distribution quasi-gaussienne Elargie et pour laquelle l'effet d'appariement n'est visible que du cbt~ des masses lourdes. Nous avons donc, en partant des distributions figur6es plus haut et des param&res du tableau 4, repris le calcul d°ajustement en introduisant darts les rendements Yi

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MASSE A Fig. 2. Distributions isotopiques des gaz rares et des halogenes d a n s la fission de 23sU et 233U.

un facteur 1 +5 suivant la parit6. Ce calcul n'a 6t6 fait que sur la partie droite des distributions (A > Ap). La variation du param/Rte Xz de rajustement montre alors un minimum tr~s accus6 lorsque e varie, et on obtient ainsi 8 = ( 5 + 1 ) % . II s'agit ici de relict d'appariement sur la distribution finale et on ne peut r e m o n t e r / l celui de la distribution des fragments qu'avec un mod61e prdcis de l'6vaporation de neutrons. L'hypoth/~se d'une distribution de Poisson est certainement critiquable, cependant, en rutilisant comme plus haut, on peut estimer que reffet d'appariement la scission est de rordre de 15 % si on n'admet pas d'effet de parit6 dfI tL r6vaporation.

23a'235U FISSION

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7. C o n c l u s i o n Les r6sultats ci-dessus m o n t r e n t u n c o m p o r t e m e n t tr6s a n a l o g u e des d e u x i s o t o p e s 233U et 23Su, a t t e n d u d ' a p r 6 s la s i m i l i t u d e des 6nergies d ' e x c i t a t i o n et des h a u t e u r s de barri6re. N o u s p o u r s u i v o n s les m e s u r e s d e ce t y p e sur des cibles fissiles plus l o u r d e s .

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