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Sonder la structure nucléaire loin de la stabilité. La fermeture de couches à N=40. Déformation
La fermeture de sous–couche N=40 prend son origine dans le modèle de l’oscillateur harmonique avec sa fermeture de couches à Nosc=3. Cette fermeture de couche d’oscillateur harmonique disparaît dès qu’on introduit, d’une manière phénoménologique, l’interaction spin-orbite. L’interaction nucléaire est fortement dépendante de l’interaction spin–orbite. Sous l’influence de cette interaction, les configurations alignées g9/2 (l + 1/2) sont abaissées en énergie tandis que celles anti–alignées g7/2 (l – 1/2) augmentent en énergie. L’orbitale g9/2 devient une orbitale intruse dans la couche ‘fp’ (1p3/20f5/21p1/2) (Nosc=3) et N=40 n’est plus une fermeture de couches. Par contre, il apparaît une fermeture de la couche à N=50 due à l’abaissement de l’orbitale g9/2. Si l’interaction spin-orbite s’affaiblit, cette configuration alignée va monter en énergie renforçant la fermeture de couche à N=40 caractéristique à un potentiel d’oscillateur harmonique.
Une autre interaction qui contrôle la fermeture de couches à N=40 est l’interaction proton-neutron qui peut changer l’ordre des orbitales dans l’espace de valence.
Une forte fermeture de couches est caractérisée par :
➠ une grande énergie d’excitation à fournir au nucléon pour passer dans la couche supérieure
➠ une faible probabilité d’excitation vers la couche supérieure.
En conséquence, nous pourrions parler d’une fermeture de couches à N=40 si la différence en énergie entre la couche fp et l’orbitale g9/2 est grande et si la probabilité d’exciter des nucléons de fp vers g9/2 est petite. Deux arguments jouent en faveur d’une fermeture de couches sphérique à N=40 :
❖ Le premier vient du fait que la parité positive de l’orbitale g9/2 interdit des excitations quadrupolaires à partir de la couche fp, de parité négative, et, en conséquence, les probabilités de transitions B(E2) seront très réduites.
❖ Le deuxième est lié à l’affaiblissement de l’interaction spin–orbite pour les noyaux très riches en neutrons : en effet, la surface des noyaux ayant un très grand excès en neutrons est prédite plus diffuse [Dob94]. Il en résulterait une élévation en énergie de l’orbitale g9/2 vers l’orbitale supérieure ayant pour conséquence l’apparition d’un écart plus important en énergie entre les orbitales à N=40.
Un exemple du premier point est le cas de 68Ni [Sor02] dont les données expérimentales seront rappelées plus tard dans ce paragraphe. D’autres arguments, au contraire, ne jouent pas en faveur d’une fermeture couche sphérique à N=40 :
♦︎ Les corrélations d’appariement entre les orbitales f5/2p1/2 et g9/2 conduisent à une apparente superfluidité des noyaux, car les neutrons sont ‘attirés’ par la présence de l’orbitale g9/2 [Sor02]. Le saut en énergie à N = 40 estimé à partir de la structure à basse énergie de 68Ni est très proche de la valeur de l’énergie d’appariement, ∆, de deux nucléons dans l’orbitale g9/2 qui est environ 2 MeV [Mue99]. Les fermetures de couches à N=20 et 28 ont des écarts en énergie d’environ 3 MeV, ce qui est bien au-delà de ∆. Plus particulièrement pour les isotopes de Nickel, la contribution de l’orbitale g9/2 à la probabilité de transition B(E2) est prédite par le modèle en couches avec un maximum pour le 68Ni, la valeur moyenne d’occupation de cette orbitale (au-delà de l’occupation normale) étant <ng9/2>=1.19 [Sor02] pour le 68Ni. Pour comparaison, <ng9/2> est de 0.67 pour le 66Ni et de 0.73 pour le 70Ni. Ce même modèle reproduit bien les valeurs expérimentales des B(E2) mesurées pour les isotopes de Ni riches en neutrons.
♦︎ L’interaction spin-isospin, Vστ, est responsable de la forte attraction entre les orbitale πf7/2νf5/2. En réduisant le nombre des protons dans f7/2, la force de cette interaction sera réduite, ayant comme résultat un gain en énergie de l’orbitale f5/2 et la réduction de l’écart entre la couche fp et g9/2. Cet effet devrait être important pour les isotopes du Fer, Chrome ou Titane.
Il est alors possible que les noyaux préfèrent se déformer pour minimiser leur énergie potentielle. Le fort abaissement du côté « prolate » des orbitales de Nilsson 1/2[440] et 3/2[431] et du côté « oblate » des orbitales de Nilsson 7/2[413] et 9/2[404] augmente la probabilité d’occupation de ces orbitales « intruses » pour des noyaux déformés. Un exemple expérimental est donné par la mesure de l’énergie du premier état 2+ de 66Fe par Hannawald et al [Han99]. Cette énergie mesurée de 574 keV permet d’en déduire une déformation β2 ≈ 0.26. Pour sonder le comportement des orbitales à une particule à N=40, il faut isoler des noyaux ayant un nombre de neutrons 40 et qui aient des couches fermées en protons : 68Ni (Z=28, N=40) et 80Zr (Z=N=40). Dans le cas de 80Zr, la mesure des énergies des niveaux 2+ et 4+ indique une très grande déformation ( β2 ≈ 0.4) de ce noyau et le rapport E(4+)/E(2+) ≈ 2.85 est similaire à celui d’un rotor rigide. En conséquence, on ne peut pas parler d’une fermeture de couches sphérique à N=Z=40 . L’étude des noyaux riches en neutrons (Z=20-28), en dessous de 68Ni, est très intéressante. L’orbitale de valence g9/2 joue un rôle important dans cette région avec des effets multiples qui agissent pour ou contre une fermeture de couches sphérique à N=40 et qui motivent l’étude de cette région.
Aperçu expérimental de la région des noyaux riches en neutrons N=40
Les propriétés des noyaux peuvent être appréhendées à partir d’observables expérimentales mesurées sur différentes chaînes isotopiques. C’est en particulier le cas des masses, des énergies des premiers niveaux 2+ des noyaux pairs-pairs, des probabilités de transitions réduites B(E2), de la présence des états isomères ou des caractéristiques de leur désintégration β.
Systématiques des mesures de masses
Les mesures expérimentales des masses des noyaux stables ont apporté une des premières preuves sur l’existence des nombres magiques et du bien fondé du modèle en couches avec l’interaction spin-orbite pour les noyaux stables. Une quantité très sensible à la fermeture de couches dans les noyaux est dérivée de ces masses et plus particulièrement des énergies de liaisons de 2 neutrons.
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Table des matières
1. Introduction
Sonder la structure nucléaire loin de la stabilité. La fermeture de couches à N=40. Déformation
1.1. Aperçu expérimental de la région des noyaux riches en neutrons N=40
1.1.1. Systématiques des mesures de masses
1.1.2. Systématiques des énergies des niveaux excitées 2+
1.1.3. Systématiques des probabilités réduites de transition B(E2 ; 2+ Æ 0+)
1.1.4. Régularités des états isomères
1.1.5. Désintégration β
2. Généralités
2.1. Modélisation du noyau
2.1.1. Le modèle en couches
2.1.2. Modèle en couches déformées de Nilsson
2.1.3. Méthodes auto-consistantes de type Hartree – Fock
2.2. Radioactivité des noyaux riches en neutrons et transitions électromagnétiques dans le noyau
2.2.1. Transitions électromagnétiques
2.2.2. Conversion interne
2.2.3. Désintégration β
2.3. Le moment magnétique nucléaire. Définition
2.3.1. Les valeurs de Schmidt
2.3.2. L’addition des moments magnétiques
2.3.3. Facteurs influençant les moments magnétiques
2.3.3.1. Configuration des particules de valences
2.3.3.2. Polarisation du cœur
2.4. Production et sélection des noyaux riches en neutrons
2.4.1. La fragmentation du projectile
2.4.2. La production des noyaux radioactifs au GANIL
2.4.3. Le spectromètre LISE
2.4.3.1. L’identification des noyaux radioactifs auprès de LISE
2.4.4. LISE2000
3. Mesure du facteur gyromagnétique du niveau 9/2+ dans le 61Fe
3.1. Ensembles nucléaires orientés. Définitions
3.1.1. Propagation de l’orientation
3.1.2. Interaction des noyaux orientés avec des champs magnétiques externes
3.1.3. Méthodes de production et d’orientation des noyaux exotiques
3.1.4. Alignement des noyaux par la réaction de fragmentation
3.1.5. Méthodes de mesure des moments magnétiques
3.1.6. Méthode TDPAD
3.1.6.1. Mesure du signe du facteur g
3.1.6.2. L’influence des différents facteurs sur l’amplitude des oscillations observées
3.2. Résultats expérimentaux et interprétations
3.2.1. Production des noyaux
3.2.2. Dispositif de détection situé au point focal du spectromètre LISE
3.2.2.1. Identification des fragments
3.2.2.2. Cristal d’implantation et champ magnétique
3.2.2.3. Etalonnage des détecteurs germaniums
3.2.2.4. Etalonnage en temps
3.2.3. Résultats expérimentaux
3.2.3.1. Fe54 – noyau étalon
3.2.3.2. Fe61
3.2.3.3. Cr59
3.2.4. Interprétation des résultats
3.2.5. Conclusions
4. Spectroscopie γ, β et βγ des noyaux riches en neutrons autour de N=40
4.1. Procédure expérimentale et dispositif de détection
4.1.1. Calcul du taux de production d’isomères, F
4.1.2. Détermination des intensités des processus radioactifs βγ
4.1.3. Acquisition des données
4.1.4. Détermination des temps de vie, Tβ, des noyaux produits
4.2. Résultats expérimentaux
4.2.1. Les isotopes de Titane
4.2.1.1. Ti59
4.2.1.2. Ti60
4.2.1.3. Ti61
4.2.2. Les isotopes de Vanadium
4.2.2.1. V63
4.2.3. Les isotopes de Chrome
4.2.4. Les isotopes de Manganèse
4.2.4.1. Mn67
4.2.4.2. Mn68
4.2.5. Les isotopes de Fer
4.2.6. Les isotopes de Cobalt
4.2.6.1. Co70
4.2.6.2. Co72
4.2.7. Résumé des décroissances β des noyaux étudiés
4.2.8. Conclusions
5. Discussions
5.1. L’énergie des états 2+ dans les isotopes pairs-pairs de Nickel, Fer et Chrome
5.2. Facteurs gyromagnétiques des états isomères 9/2+ dans les isotopes de Fer, Nickel et Zinc
6. Conclusions
