Un noyau de polonium
dévoile sa structure alpha
Dans la grande majorité des noyaux des atomes, les nucléons (neutrons et protons) sont répartis de manière
homogène dans un volume proportionnel à leur nombre. De plus, le système gagne de l’énergie si les nucléons
sont corrélés deux à deux (paires de neutrons et paires de protons).
Peut-on imaginer une autre structure de noyaux comportant des regroupements de quatre nucléons fortement
corrélés comme ceux de la particule α ? Si des preuves expérimentales d’un tel comportement ont été
obtenues dans le cas de noyaux légers il y a plus de 40 ans, il restait à les trouver dans un noyau lourd.
D
écouverte en 1896 et identifiée comme un noyau
d’hélium par Rutherford en 1908, la particule α a
eu un premier rôle dans la physique nucléaire du
début du XXe siècle, tant du point de vue de la compréhension des phénomènes mis au jour que du point de vue
expérimental. En effet, on peut rappeler l’émission spontanée d’alphas par les noyaux lourds, notamment la relation entre leur énergie et leur probabilité d’émission (la loi
de Geiger-Nuttall), première manifestation de l’effet tunnel, un effet spectaculaire expliqué par la mécanique
quantique (Gamow, Condon et Gurney, 1928). Par ailleurs, une première description des noyaux, développée
dès les années 1930, supposait que les particules a y
étaient présentes en tant qu’unités stables, puisque l’énergie de liaison de l’alpha est très forte (28 MeV) et que certains noyaux légers, ceux dont la masse est un multiple de
4, ont un surcroît d’énergie de liaison par rapport à leurs
voisins. D’un point de vue expérimental, les particules a
ont également joué un rôle majeur, car elles seules pouvaient alors servir de projectiles capables d’induire des
réactions nucléaires.
Puis est arrivé le temps de l’oubli ; le succès de la
c­ ompréhension de l’effet tunnel n’était plus qu’un beau
mais lointain souvenir. La description des noyaux en
termes de neutrons et de protons se mouvant dans un
potentiel moyen (le modèle en couches) a détrôné le
modèle à particules a, dont les prédictions étaient insuffisantes pour comprendre la majeure partie des résultats
obtenus sur les propriétés des états fondamentaux et
excités des noyaux alors étudiés. Enfin, la construction
d’accélérateurs a permis de diversifier la nature et l’énergie des projectiles des réactions nucléaires utilisées pour
synthétiser de nouveaux noyaux.
Néanmoins, rappelons que sans la particule a il y
aurait beaucoup moins d’éléments dans l’univers... Elle
permet en effet l’existence d’un état excité très particulier
du 12C – un état dont F. Hoyle avait prédit la présence en
1954 – dont la structure en trois particules a est la clef de
la nucléosynthèse stellaire du carbone (et par suite, celle
des éléments plus lourds) par la réaction dite « triple a ».
La particule a dans la structure
des noyaux légers
Le renouveau de la description de la structure nucléaire
en terme d’alphas date des années 1960-70, avec la mise
en évidence, dans plusieurs isotopes légers (16O, 18O,
20Ne, ...), d’états particuliers à des énergies d’excitation
de plusieurs MeV, qui ne sont pas décrits par un modèle
en couches. En revanche ces états peuvent s’interpréter
assez simplement en considérant qu’ils proviennent du
mouvement de rotation d’un système composite, le « cluster nucléaire », composé d’une particule a et d’un cœur.
L’existence d’un tel assemblage n’est possible qu’à condition que le cœur ait une énergie de liaison totale particulièrement forte, ce qui n’est le cas que pour quelques
noyaux légers (12C, 14C, 16O, 24Mg, ...) ; néanmoins l’énergie de liaison de ces systèmes « a + cœur » étant plus
faible que celle du noyau « normal », ce phénomène ne
Article proposé par :
Alain Astier, [email protected]
Marie-Geneviève Porquet, [email protected]
Centre de Spectrométrie Nucléaire et de Spectrométrie de Masse, UMR 8609, CNRS / Univ. Paris-Sud 11, Orsay
81
Physique corpusculaire
se manifeste qu’à partir d’un certain seuil en énergie
d’excitation (plusieurs MeV). Le mouvement de rotation
du « cluster nucléaire » est analogue à celui d’une molécule hétéropolaire telle que HCl, tournant autour de son
centre de masse. En mécanique quantique, ce mouvement se manifeste par l’existence d’un ensemble d’états
excités de moments angulaires croissants <,  + 1,  + 2, ...
et d’énergies E() proportionnelles à ( + 1) (loi du rotateur rigide).
La majorité des noyaux légers qui ont montré une
structure en cluster « a + cœur » ont des nombres égaux
de neutrons et protons. Leur centre de charge étant alors
confondu avec leur centre de masse, ils n’ont pas de
moment dipolaire (voir encadré), au contraire des molécules hétéropolaires qui possèdent un moment dipolaire
permanent (les électrons sont attirés par l’atome le plus
électronégatif des deux), responsable de l’émission d’un
fort rayonnement électromagnétique de type dipolaire
électrique (E1). Le cas de 18
8 O10 est en revanche assez
exceptionnel : il présente les états de rotation typique
d’une structure en cluster, et le système « α +14
6 C8 » possède un moment dipolaire non nul. Ce moment se manifeste par l’existence de transitions électromagnétiques E1,
dont les probabilités d’émission sont particulièrement
fortes. En conséquence, les états émetteurs de ces rayonnements g ont des durées de vie extrêmement brèves.
Une structure « a + cœur »
dans un noyau lourd ?
Est-il possible que des noyaux lourds puissent avoir
une structure « a + cœur » et présenter un moment dipolaire important ? Quel serait le comportement d’un tel
système ?
Pour répondre à ces deux questions, l’isotope 212Po est
certainement le noyau candidat idéal, à plusieurs titres :
i) son cœur, 208Pb, est un noyau doublement
­magique1. Ceci n’est pas anodin car parmi les noyaux
stables (un peu moins de 300), seuls 5 sont doublement
magiques, et 208Pb est le plus lourd d’entre eux.
ii) on sait que le système « a + 208Pb » a une masse
plus petite que 212Po, puisque l’état fondamental de 212Po
se désintègre en émettant spontanément un rayonnement
a de 8,8 MeV, avec une demi-vie de 0,3 microseconde.
Ainsi on peut s’attendre à trouver une structure excitée du
système « a + 208Pb » à basse énergie d’excitation dans le
spectre de 212Po.
iii) un calcul simple du moment dipolaire du système
« a + 208Pb » donne une valeur élevée, d’environ 4 e × fm
(voir encadré).
1. Les nombres magiques en physique nucléaire – 2, 8, 20, 28, 50, 82,
126 – correspondent à des couches de protons ou de neutrons totalement remplies. Les noyaux à nombre magique ont une très grande
énergie de liaison. Un noyau est dit doublement magique lorsqu’à
la fois ses nombres de protons et de neutrons correspondent à des
couches complètes, comme 4He, 16O, 40Ca, 48Ca, et 208Pb.
82
iv) compte tenu de la forte dissymétrie entre les
masses des deux constituants, la distribution de masse
du système composite conserve quasiment la symétrie
sphérique du cœur de plomb. Le mouvement de rotation quantique est alors interdit et on doit rechercher une
manifestation expérimentale autre que celle d’un spectre
rotationnel.
Méthodes expérimentales
et résultats
Afin de synthétiser le noyau de 212Po dans des états
excités, on pourrait penser faire fusionner un noyau
de 4He (la particule a) et un noyau de 208Po. Pour cela,
le noyau projectile doit avoir une énergie cinétique suffisante pour vaincre la répulsion coulombienne due aux
charges positives des deux noyaux. Une fois absorbée par
le noyau cible, toute l’énergie cinétique incidente, ainsi
que l’énergie de la réaction, se transforme en énergie d’excitation interne partagée par tous les nucléons du système
composite, 212Po. Hélas, le résultat d’une telle réaction ne
conduit pas au but recherché, car ce noyau composé évacue très rapidement (en 10–21 s) son surcroît d’énergie en
émettant au moins un neutron et les noyaux résiduels de
la réaction sont 211,210,209Po.
Pour réussir la fusion recherchée, nous avons employé
un subterfuge, avec l’utilisation d’un projectile plus lourd,
18O, avec une énergie cinétique de 85 MeV qui permet
de franchir la barrière coulombienne. Le faisceau de 18O
était délivré par l’accélérateur électrostatique Vivitron à
Strasbourg et la cible de 208Pb était placée au centre du
multi-détecteur de rayonnements g Euroball. Ce dernier,
composé de 239 cristaux de germanium semi-conducteur
répartis sur 4p sr, était un outil bien adapté à la mesure
des photons émis pendant les réactions.
Les codes standards de simulation d’une réaction telle
208
que 18
8 O + 82 Pb prédisent qu’un très grand nombre de
noyaux, de masses très différentes, sont produits dans des
états excités, chacun d’eux émettant des cascades de photons g. Leurs séquences d’énergies, caractéristiques, permettent d’identifier sans ambiguïté les noyaux émetteurs.
En plus de celles des noyaux attendus (principalement les
~ 150 noyaux provenant de la fission du noyau composé
226 Th obtenu par la fusion complète de 18 O et 208 Pb, et
90
8
82
les quelques isotopes de thorium qui n’ont pas fissionné),
nous avons découvert environ 80 transitions g, les deux
tiers identifiées pour la toute première fois, provenant du
212Po. Cela prouve sa synthèse dans cette expérience, la
voie de réaction correspondante s’écrivant formellement
18O + 208Pb → 14C + 212Po ; en termes imagés, à l’approche
du noyau cible, seule une partie du noyau 18O – une particule a – a été « happée » par le noyau de Pb, créant ainsi
le noyau de 212Po et laissant un résidu, 14C.
L’effet Doppler en physique nucléaire de basse énergie
permet de mesurer la direction et la vitesse d’un noyau
excité en ne s’intéressant qu’aux énergies des photons g
qu’il émet pendant qu’il est en mouvement. L’énergie
Un noyau de polonium dévoile sa structure alpha
Encadré
Moment dipolaire des noyaux
Moments d’une distribution de charge
Considérons une distribution de charge
statique r(r), comprise à l’intérieur d’un
volume V. Elle crée un potentiel U(R) au
point d’observation R situé à l’extérieur de
V. Les divers moments de la distribution
de charge, caractéristiques de la distribution et indépendants du point d’observation,
sont obtenus en développant en séries de
Taylor la dépendance en | R − r |−1 de U(R).
En particulier le second terme du développement fait intervenir le moment dipolaire,
D = ∫ ρ(r )rdv.
V
Si les charges sont ponctuelles,
le moment dipolaire peut s’écrire :
p
D = ∑ e i (ri − R cm ), où p est le nombre de
8
8
6
6
4
4
2
2
0
0
−2
−2
−4
−4
−6
−8
−6
−5
0
fm
10
5
0
−8
−5
0
5
fm
10
5
0
−5
Figure E1 – Deux illustrations de noyaux possédant un moment dipolaire non nul : un système
« cœur + a » (à gauche) et un noyau de forme octupolaire (à droite). Les axes sont gradués en
femtomètres – ou fermis – (1 fm = 10–15 m), le fermi étant la dimension caractéristique du
nucléon.
i =1
charges, (ri – Rcm) est l’écart entre la position de la charge
ei et le centre de masse du système. Puis en utilisant le
centre de charge du système, rp ,cm = 1 ∑ pr =1 ri , on obtient
r
D = eZ(rp,cm – Rcm), montrant que le moment dipolaire est
proportionnel à la distance entre le centre de charge et le
centre de masse (l’unité communément utilisée en physique
nucléaire est le produit e × fm).
Cas des noyaux atomiques
Une des propriétés fondamentales de la majorité des
noyaux est que l’ensemble des A nucléons, Z protons et
N neutrons, sont répartis de manière homogène dans un
volume V, proportionnel à A. Ainsi le centre de masse (A
nucléons) est confondu avec le centre de charge (Z protons).
En conséquence, le moment dipolaire de la distribution de
charge est très généralement nul. D’ailleurs, il faut souligner que les émissions de transitions électromagnétiques
dipolaires électriques (E1), fortement majoritaires en physique atomique, sont peu probables en physique nucléaire
de basse énergie.
du photon détecté (Eγdétecté ) n’est pas l’énergie vraie (Eg)
puisqu’elle dépend de l’angle q formé entre la direction de
la vitesse υ du noyau émetteur et l’axe du détecteur. Pour
les vitesses non relativistes en jeu ici la relation s’écrit
simplement :
5
−5
v
Eγdétecté (θ ) = Eγ × [1 + cos(θ )] (1)
c
On peut voir sur la figure 1 un exemple de trois
spectres superposés montrant deux transitions émises
par 212Po. La position de la transition de plus basse énergie (Eg = 727 keV) est indépendante de l’angle de détection
car elle a été émise par des noyaux au repos (voir ci-après)
tandis que l’énergie de la transition de plus haute énergie
(Eg = 780 keV) varie fortement avec l’angle de détection.
La figure E1 illustre deux cas exceptionnels où un noyau
possède un moment dipolaire non nul, ce qui va se traduire
par de fortes émissions de transitions E1.
A gauche, le système a + 208Pb vu comme l’assemblage
de deux sphères au contact, présente un moment dipolaire
D ~ 4 e × fm.
Un noyau en forme de poire est dessiné sur la partie droite : le rayon vecteur d’un point de sa surface s’écrit,
R(q) = R0[1 + a2P2(cosq) + a3P3(cosq)], où P2 et P3 sont les
polynômes de Legendre, a2 est le coefficient de déformation
quadrupolaire et a3 celui de déformation octupolaire. Les
distributions de masse et de charge de tels noyaux ont plusieurs raisons d’être différentes l’une de l’autre (d’un point
de vue macroscopique par exemple, la densité de charge surfacique est plus grande du côté étroit de la poire), ce qui leur
confère un moment dipolaire non nul. De tels noyaux ont
été observés, notamment dans la région des actinides (Ra,
Ac, Th) et des terres rares (Sm) : ils sont caractérisés par de
fortes valeurs de transitions E1 (voir figure 5) et puisqu’ils
sont déformés, les énergies de leurs états excités de moment
angulaire I suivent la loi du rotateur rigide, E (I ) ∝ I(I + 1).
La mesure précise2 de Eg(q) en fonction de q donne
la valeur de la vitesse du noyau émetteur, selon la procédure illustrée sur la figure 2. L’effet Doppler subi par
la transition de 780 keV nous prouve que les noyaux
de 212Po produits dans le bombardement de 208Pb par
18O ont une vitesse dirigée le long de l’axe du faisceau :
l’abscisse de la figure 2 est l’angle de détection mesuré par
rapport à l’axe du faisceau incident alors que, formellement, l’angle q intervenant dans l’énergie du photon est
défini par rapport à la direction de la vitesse de l’émetteur
(voir équation 1). La vitesse étant positive, les noyaux
2. À cette étape, il est important d’insister sur la nécessité de disposer,
pour réussir ce type d’analyse, d’un multi-détecteur de rayonnement g
avec un très bon pouvoir de résolution permettant d’isoler la transition d’intérêt et d’en mesurer très précisément l’énergie.
83
Physique corpusculaire
v/c=1.0%
Energie du photon (keV)
Nombre de coups
40°
90°
140°
100
785
v/c=0.8%
780
775
10
710
0
720
730
740
750 760
Energie (keV)
770
780
790
800
Figure 1 – Spectres partiels (710-800 keV) des raies g émises par 212Po, détectées autour de 40° (tracé rouge), autour de 90° (tracé vert) et autour de 140°
(tracé bleu). La position du pic de plus basse énergie est indépendante de
l’angle de détection, alors que la transition de plus haute énergie présente une
variation en énergie, due à l’effet Doppler.
30
60
90
120
150
180
Angle du détecteur (degrés)
Figure 2 – Énergie du photon subissant l’effet Doppler en fonction de l’angle
de détection (mesuré par rapport à l’axe du faisceau incident). La courbe
rouge présente le meilleur ajustement, obtenu pour une vitesse v = 1 % .
c
La courbe bleue montre les résultats attendus pour v = 0, 8 % , la vitesse du
c
226Th, noyau composé de la réaction.
Counts
Counts
de 212Po sont émis vers l’avant. Quant au
1000
v
module de cette vitesse ( = 1 % en moyc
800 35°
enne), il nous indique que le résidu du
600
faisceau, 14C, doit être émis vers l’arrière,
400
seule solution possible pour respecter la
x2
200
conservation de la quantité de mouvement
(à titre de comparaison, le mécanisme de
0
276 keV
432 keV
780 keV
1000
fusion complète de la cible et du projectile
800
confère au noyau dit composé, 226Th, une
148°
vitesse moindre, v = 0, 8 % ).
600
c
400
Outre la raie à 780 keV, nous avons observé
x2
une douzaine d’autres rayonnements g subis200
sant un effet Doppler. Cette information est
0
760 770 780 790 800
270 275 280 285
425 430 435 440
exploitée pour mesurer la durée de vie des
γ-ray energy [keV]
niveaux émetteurs, de la manière suivante :
les noyaux 212Po formés par la réaction perFigure 3 – Exemples de formes de raies obtenues à deux angles situés de part et d’autre de 90°.
dent progressivement leur énergie cinétique Les
courbes rouges correspondent aux meilleurs ajustements obtenus pour les demi-vies des états
pendant leur parcours à l’intérieur de la cible. indiqués par leur raie d’émission g : T1/2 = 0,33 ps (276 keV), 0,31 ps (432 keV) et 0,08 ps (780 keV).
Ces processus de perte d’énergie d’ions dans
n’est jamais émis par un noyau arrêté : lorsqu’il est détecté
la matière sont bien connus et tabulés : dans
à un angle différent de 90°, il ne présente alors jamais son
le cas présent, il faut une épaisseur de ~ 1 mm de plomb
pour que les noyaux 212Po perdent la totalité de leur énergie
énergie de référence. Le profil des raies de 276 keV et de
cinétique, le temps d’arrêt étant t ~ 1 ps (1 ps = 10–12 s).
432 keV est plus complexe. Les énergies de référence sont
Dans la méthode d’analyse « Doppler Shift Attenuation
présentes, montrant que ces transitions sont, en général,
Method », on simule en parallèle les deux processus sui­
émises par des noyaux de 212Po qui ont eu le temps de
vants, (1) le ralentissement du noyau émetteur pendant son
s’arrêter. Cela s’explique par un passage préalable par des
trajet dans la cible, (2) l’émission des transitions g. Puis en
états excités, d’énergie plus élevée, avec des demi-vies beaufaisant varier les demi-vies des niveaux impliqués, on
coup plus longues que le temps d’arrêt de 212Po dans la cible
recherche le meilleur accord avec les formes des raies
de plomb. Néanmoins, la dissymétrie des pics centrés sur
obtenues aux divers angles de détection.
les énergies nominales, à droite pour 35° et à gauche pour
148° indique clairement que l’émission de ces photons a
La figure 3 présente les résultats de trois des transitions
également lieu pour partie avant que 212Po soit arrêté. Cela
subissant l’effet Doppler, pour 2 angles situés de part et
signifie donc que les demi-vies des niveaux émetteurs doid’autre de 90°. La demi-vie du niveau émetteur de la transition de 780 keV est très courte (0,08 ps), ainsi ce photon
vent être plus courtes que ~ 1 ps.
84
Un noyau de polonium dévoile sa structure alpha
Des états inédits dans le noyau 212Po
2.0
Avec l’aide du modèle en couches, en ne considérant
que les orbites occupées par les derniers nucléons de
212Po, on peut expliquer facilement certaines propriétés
(énergie, moment angulaire, parité) des états de plus basse
énergie. Dans l’état fondamental 0+, tous les nucléons de
212Po sont appariés, et chaque paire a un moment angulaire nul. La brisure d’une paire de nucléons, qui permet
d’obtenir du moment angulaire, donne naissance aux premiers états excités. Si l’orbite occupée a un moment angulaire j, on attend une famille d’états de parité positive et
de moment angulaire pair, depuis I = 2 jusqu’à I = 2j – 1,
dont les écarts en énergie s’amenuisent au fur et à mesure
que I croît (en forme de parabole inversée). Sachant que
les deux derniers neutrons et les deux derniers protons
de 212Po occupent des orbites j = 9/2, la séquence d’états
Ip = 2+, 4+, 6+ et 8+ de 212Po (représentés par les carrés
noirs sur la figure 4) était donc naturellement interprétée
par ce mécanisme.
Néanmoins dans le cadre d’un tel modèle en couches,
d’autres propriétés restaient incomprises : la forte probabilité de décroissance a de l’état fondamental, ainsi que
les fortes probabilités d’émission g des états 6+ et 8+. Une
autre description de ce noyau a alors été envisagée : considérer 212Po uniquement sous la forme « a + 208Pb ». De
tels modèles « pur cluster » ont effectivement donné de
meilleurs résultats pour les valeurs de ces probabilités,
mais au prix d’une forte dégradation de la reproduction
des énergies de ces états de parité positive. La question de
la structure « a + 208Pb » de 212Po restait donc ouverte. La
mise en évidence, dans notre travail, d’états de moment
angulaire pair et de parité négative (représentés par les
disques rouges sur la figure 4) à une énergie d’excitation
inférieure à 2 MeV, totalement incompatible avec les prédictions du modèle en couches, constitue la preuve de
l’existence de la structure en cluster, comme nous le montrons dans la section suivante.
Energie d’excitation (MeV)
L’analyse de toutes les relations de coïncidence des
transitions g a permis de construire le schéma des niveaux
excités de 212Po, c’est-à-dire de définir, pas à pas, l’énergie
de chaque état excité émettant un ou plusieurs photons.
Outre son énergie, chaque état d’un noyau est caractérisé par son moment angulaire et sa parité, qui peuvent
être extraits des propriétés angulaires de l’émission des
photons (variation de leur flux en fonction de l’angle de
détection). Nous avons ainsi obtenu l’énergie, le moment
angulaire et la parité de la majorité des états excités des
212Po synthétisés dans la réaction 18O + 208Pb, comprenant en particulier les états émetteurs de la douzaine
de photons subissant l’effet Doppler, et les états peuplés
suite à leur émission. Des exemples sont reportés sur la
figure 4 : deux groupes d’états émetteurs ont un moment
angulaire pair et une parité négative (4–, 6–, 8–, représentés
en rouge), ils sont liés aux états de même moment angulaire et de parité positive (4+, 6+, 8+, représentés en noir) ;
les photons émis sont de nature dipolaire électrique (E1).
1.5
1.0
0.5
0.0
0
2
4
6
moment angulaire
8
Figure 4 – Energie d’excitation en fonction du moment angulaire des premiers états de 212Po observés dans la réaction 18O + 208Pb. Les états de parité
positive sont dessinés en noir. Les états indiqués en rouge, de parité négative,
traduisent la structure « a + 208Pb » de 212Po.
Le moment dipolaire de 212Po
Que nous apprennent les demi-vies très courtes mesurées dans cette expérience sur la structure des états émetteurs ? En premier lieu, les probabilités d’émission par
unité de temps de ces photons dipolaires électriques sont
très grandes (Pg = <n2/T1/2). D’une manière générale, les
probabilités d’émission des photons dépendent de l’énergie de la transition et de l’élément de matrice de l’opérateur entre l’état initial et l’état final ; dans le cas d’une
émission dipolaire électrique, on a :
Pγ (E 1) = 1, 59 × 1015 × Eγ3 × B(E 1)
(2)
où Pg est la probabilité d’émission par unité de temps du
photon (en s–1), Eg l’énergie du photon (en MeV) et B(E1),
appelé « probabilité de transition réduite E1 », a la dimension du carré du moment dipolaire électrique (e2 × fm2).
Par définition, le moment dipolaire électrique est proportionnel à l’extension de la distribution de charges : cette
dépendance en dimension implique que tout noyau lourd
doit présenter des valeurs de B(E1) bien supérieures à
celle d’un noyau léger. On s’affranchit de cette variation
en divisant les valeurs de B(E1) par le carré d’une distance
typique du noyau considéré, le rayon associé à la sphère
contenant A nucléons (r = 1,2 × A1/3 ( fm)) : c’est ce qu’on
appelle les unités Weisskopf. On peut alors comparer les
85
Physique corpusculaire
10−1
déformation octupolaire
cluster
18O
212Po
10−2
B(E1) (unites de Weisskopf)
Sm
Ra−Ac
10−3
Ac−Th−Pa
10−4
10−5
148Gd
10−6
10−7
Bi
vibration octupolaire
orbite individuelle
Figure 5 – Exemples de valeurs de probabilité de transition réduite, B(E1),
pour quatre types d’excitation dans les noyaux (voir texte).
valeurs de B(E1) mesurées dans un noyau lourd comme
212Po à toutes celles trouvées dans la littérature.
La figure 5 montre des exemples de valeurs de B(E1) :
elles s’étendent sur cinq ordres de grandeur (~ 10–7 à
~ 10–2 u.W.), reflet de la structure intrinsèque des noyaux.
On y distingue quatre groupes :
–– les valeurs les plus basses sont obtenues dans le cas
où la transition E1 relie deux états du noyau caractérisés
par un changement d’orbite individuelle de l’un de ses
nucléons (cas du noyau de bismuth, en bas à droite) ;
–– les valeurs intermédiaires correspondent au cas où la
forme du noyau vibre autour d’une forme octupolaire (cas
de 148Gd et des Ac-Th-Pa, en bas à gauche) ;
–– la rotation des noyaux déformés présentant une forme
octupolaire (voir encadré) donne lieu à des émissions de
transitions E1 beaucoup plus probables (cas des Sm et des
Ra-Ac, en haut à gauche) ;
–– les valeurs les plus fortes de B(E1) sont obtenues
lorsque le noyau est sous forme de cluster (cas de 18O).
Les valeurs que nous avons mesurées dans 212Po se
situent dans la partie supérieure de la figure, démontrant
sans ambiguïté l’existence d’un moment dipolaire dû à la
structure cluster « a + 208Pb » des états émetteurs.
La mise en évidence d’un nouveau
phénomène physique
Ainsi qu’il a été dit au début de cet article, les états excités dus aux structures en cluster des noyaux légers ont des
énergies qui suivent la loi du rotateur quantique, la parabole E (I ) ∝ I(I + 1) , où I est le moment angulaire de l’état.
Un tel mouvement de rotation est rendu possible par le
fait que la distribution de matière n’a pas de symétrie
86
sphérique par rapport au centre de masse. D’après la
figure 4, on peut constater n’avoir aucun indice d’un mouvement rotationnel de 212Po puisque les énergies des états
n’ont pas la dépendance parabolique attendue. Cela n’a
rien de surprenant puisque le centre de gravité du système « a + 208Pb » est quasiment confondu avec celui du
cœur sphérique.
L’interprétation des nouveaux états identifiés grâce à
leur très forte émission dipolaire électrique met en jeu
un mouvement de vibration de la particule a par rapport
à 208Pb. Considérons tout d’abord la géométrie de cet
ensemble : après avoir défini un système d’axes intrinsèques centré sur le cœur 208Pb, l’un des axes étant l’axe
de symétrie du système « a + 208Pb », la particule a peut
être placée soit du côté positif, soit du côté négatif (symétrie miroir). On peut faire l’analogie avec le cas de la
molécule d’ammoniac NH3 où l’atome d’azote peut être
d’un côté ou de l’autre du plan contenant les trois atomes
d’hydrogène. La recherche des états propres de NH3 est
un exemple bien connu de mécanique quantique mettant
en jeu deux puits de potentiel décrivant le mouvement
de vibration de la distance entre l’azote et le plan des trois
hydrogènes : des états de parité positive (négative) sont
obtenus par symétrisation (antisymétrisation) des états
propres partiellement localisés dans chaque puits de
potentiel, prenant en compte l’effet tunnel entre les deux
puits. Appliqué à 212Po, un tel mécanisme produit pareillement des états des deux parités. Les états de parité positive
peuvent se mélanger à ceux qui proviennent de l’excitation d’une paire de nucléons, ce qui expliquerait pourquoi
les états observés expérimentalement ont des propriétés
partiellement compatibles avec les deux interprétations.
Au contraire, les fonctions d’onde des états de parité négative ne contiennent que la structure « a + 208Pb ».
Perspectives
Mieux caractériser le mouvement de vibration de la
particule a nécessiterait des calculs microscopiques. De
plus, le voir apparaître expérimentalement dans une autre
zone de masse nous éclairerait. Dans la carte des noyaux,
on trouve deux noyaux doublement magiques, de forme
sphérique, et suffisamment lourds pour donner lieu à un
système comparable à « a + 208Pb » : 104Te (« a + 100Sn »)
et 136Te (« a + 132Sn »). 136Te devrait présenter des valeurs très élevées de B(E1), comme 212Po. En revanche la
décroissance, par émission de photons dipolaires, des
états de parité négative de 104Te devrait être très fortement ralentie du fait de l’absence de moment dipolaire
(ce noyau a le même nombre de neutrons et de protons) :
on pourrait alors s’attendre à observer la désexcitation
de ces états par émission a. Pour faire de telles études, il
nous faut cependant attendre la mise en service de nouveaux dispositifs expérimentaux : les deux isotopes d’étain
impliqués étant radioactifs, ils ne peuvent servir de cibles
et doivent être les projectiles des réactions de production
(avec une cinématique inverse de celle que nous avons
utilisée pour 212Po).
Un noyau de polonium dévoile sa structure alpha
Pour en savoir plus
A. Astier, P. Petkov, M.-G. Porquet, D.S. Delion, P. Schuck, « Novel manifestation of a-clustering structures: New « a + 208Pb » states
in 212Po revealed by their enhanced E1 decays », Phys. Rev. Lett., 104, 042701 (2010).
W. von Oertzen, M. Freer, Y. Kanada-En’yo, « Nuclear clusters and nuclear molecules », Phys. Rep., 432, 43(2006).
P. Schuck, Y. Funaki, H. Horiuchi, G. Ropke, A. Tohsaki, T. Yamada, « Quartetting in fermionic matter and a-particle condensation
in nuclear systems », Prog. Part. Nucl. Phys., 59, 285 (2007).
Nous remercions nos collègues de l’expérience EB-02/17, consacrée aux noyaux exotiques produits par fission des thoriums, au cours de
laquelle les informations sur 212Po ont été enregistrées.
Ont également participé aux travaux présentés dans cet article : P. Petkov, D.S. Delion et P. Schuck.
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