Etude spectroscopique des noyaux
2.3.2 R´ epartition des forces de Fermi et de Gamow-Teller
Le second aspect de la comparaison a trait `a la r´epartition des forces responsables de la d´esint´egration β dans le peuplement des ´etats des noyaux fils. La partie dite de Fermi de l’interaction faible alimente les seuls ´etats isobariques analogues. Ils sont rep´er´es dans les figures par la donn´ee de l’isospin total T qui leur est associ´e. Dans le cas des noyaux 25Si et 26P , les r´esultats exp´erimentaux sont en tr`es bon accord avec les calculs th´eoriques, ce qui est l’indice de la faible d´ependance en isospin de la partie vectorielle de l’interaction nucl´eon-nucl´eon dans le noyau. Plus pr´ecis´ement, l’accord entre les valeurs de log (f t) mesur´ees et calcul´ees pour le peuplement de ces ´etats analogues indique un faible couplage de ces ´etats avec des ´etats d’isospin identique ou diff´erent. Les forces nucl´eaires ne conservant pas l’isospin n’induisent donc pas significativement de m´elange de configuration d’isospin de l’´etat isobarique analogue des noyaux produits dans la d´esint´egration β. Dans le cas de 21M g, une
semblable conclusion ne peut ˆetre d´eduite de l’analyse r´ealis´ee dans ce travail car la somme Pp des rapports d’embranchement vers les ´etats ´emetteurs proton de 21N a
a fait l’objet d’une renormalisation utilisant la valeur th´eorique attendue pour l’ali-mentation de l’´etat isobarique analogue. La validit´e d’une telle proc´edure est du
moins confirm´ee par les r´esultats obtenus pour les deux autres noyaux ´etudi´es. S’agissant de la partie de Gamow-Teller de l’interaction faible, elle conduit `a l’ali-mentation de tous les autres ´etats des noyaux fils. La comparaison des r´esultats ex-p´erimentaux aux calculs th´eoriques est donn´ee par la somme des valeurs de B(GT ) d´eduites des quantit´es log (f t). Un aper¸cu global de la r´epartition de la force de Gamow-Teller est donn´e pour les trois noyaux dans les figures 2.47 `a 2.49. A la dif-f´erence des figures pr´ec´edentes, on a report´e ici les r´esultats des calculs th´eoriques dans leur ensemble, c’est-`a-dire en tenant compte de toutes les transitions, ind´ epen-damment de leur intensit´e.
Fig. 2.47: R´epartition de la force de Gamow-Teller dans la
d´esint´egration β de 21M g. La somme des quantit´es B(GT ) est repr´esent´ee en fonction de l’´energie des ´etats peupl´es dans le noyau fils. La valeur exp´erimentale est compar´ee `a la pr´ediction th´eorique de B. A. Brown [14] ainsi qu’`a la valeur issue de l’´etude de la d´esint´egration du noyau miroir 21F [10].
7.5 M eV . Au del`a, les calculs th´eoriques pr´evoient le peuplement de plusieurs ´etats excit´es dont la d´esint´egration par ´emission retard´ee de protons n’a pas ´et´e obser-v´ee exp´erimentalement. D’apr`es la figure 2.44, B. A. Brown pr´edit ainsi l’existence
Fig. 2.48: R´epartition de la force de Gamow-Teller dans la
d´esint´egration β de 25Si. La somme des quantit´es B(GT ) est com-par´ee au calcul th´eorique de B. A. Brown [14] ainsi qu’`a la valeur issue de l’´etude de la d´esint´egration du noyau miroir 25N a [10].
de trois ´etats d’´energies d’excitation voisines de 7.6, 7.7 et 8.6 M eV peupl´es cha-cun avec un rapport d’embranchement sup´erieur `a 1 %. Par ailleurs, la comparaison des r´esultats exp´erimentaux avec ceux obtenus ant´erieurement par R. G. Sextro et
al. nous a fait supposer l’existence de transitions β−p de faibles intensit´es,
non-observables dans le spectre d´elivr´e par le d´etecteur E3 du fait de l’importance de la perte d’´energie du rayonnement β. On peut donc faire l’hypoth`ese que nombre de ces transitions sont issues d’´etats de forte ´energie d’excitation, dont la d´esint´ egra-tion multiple vers plusieurs des ´etats excit´es de 20N e explique qu’elles ´echappent `a l’observation. L’accord des r´epartitions de la force de Gamow-Teller dans le peuple-ment des ´etats ´emetteurs protons d’´energie d’excitation inf´erieure `a 7.5 M eV valide
la correction de l’efficacit´e de co¨ıncidence appliqu´ee aux intensit´es des transitions
β−p observ´ees dans la d´ecroissance de ce noyau.
Fig. 2.49: R´epartition de la force de Gamow-Teller dans la
d´esint´egration β de 26P . La somme des quantit´es B(GT ) est com-par´ee au calcul th´eorique de B. A. Brown [14] ainsi qu’`a la valeur issue de l’´etude de la d´esint´egration du noyau miroir 26N a [10].
Dans le cas de 25Si, l’accord est tr`es satisfaisant jusqu’`a une ´energie d’excitation de 6 M eV . Au del`a, de la mˆeme fa¸con que pr´ec´edemment, la divergence vient de ce que les calculs th´eoriques pr´evoient le peuplement de quelques ´etats excit´es dont l’´emission retard´ee de protons n’a pas ´et´e observ´ee exp´erimentalement. Des rapports d’embranchement mˆeme faibles contribuent d’autant plus `a la somme B(GT ) qu’ils sont associ´es au peuplement d’´etats fortement excit´es. C’est ce qui explique l’´ecart entre les sommes exp´erimentales et th´eoriques.
S’agissant de 26P , l’accord entre les r´epartitions exp´erimentale et th´eorique est glo-balement satisfaisant jusqu’`a une ´energie d’excitation de 9.5 M eV . Au del`a de cette
valeur, le calcul th´eorique pr´evoit le faible peuplement d’un grand nombre d’´etats excit´es. La d´esint´egration de ceux-ci n’a pas ´et´e observ´ee exp´erimentalement du fait de leur faible intensit´e.
Dans le d´etail, les diff´erences des forces des transitions de type Gamow-Teller entre les r´esultats exp´erimentaux et les pr´edictions th´eoriques tiennent de la forte d´ e-pendance en isospin des ´el´ements de matrice de ces transitions. L’effet des forces nucl´eaires ne conservant pas l’isospin est ici important et il est difficile `a mod´eliser [25]. Il peut du moins ˆetre appr´eci´e qualitativement en consid´erant la question de l’asym´etrie miroir.