Forme des spectres β des transitions 1- → 2+ de 186Re et 188Re

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Submitted on 1 Jan 1968

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Forme des spectres β des transitions 1- → 2+ de 186Re et 188Re

S. André, P. Liaud

To cite this version:

S. André, P. Liaud. Forme des spectres β des transitions 1- → 2+ de 186Re et 188Re. Journal de

Physique, 1968, 29 (5-6), pp.395-401. �10.1051/jphys:01968002905-6039500�. �jpa-00206663�

FORME DES

SPECTRES 03B2

^DES

TRANSITIONS

1- ~ 2+ DE 186Re ET 188Re Par S.

ANDRÉ

^et P.

LIAUD,

Laboratoire de Physique Nucléaire, Université et Centre d’Études Nucléaires de Grenoble.

(Reçu

^{le 21 décembre}

1967.)

Résumé. - Les

spectres 03B2

des transitions 1- ~ 2+ de 186Re et 188Re ont été mesurés par coïncidence

03B2-03B3

^à l’aide d’un

spectromètre 03B2 magnétique Siegbahn-Slätis.

La déviation observée pour ^{186Re est en}

complet

^{accord avec la mesure de} Porter et al. Une déviation du même

type

est trouvée dans le cas de 188Re.

Abstract. ²⁰¹⁴

The 03B2 spectra

^{of the 1- ~} 2+ transitions

leading

^{to the} first excited states of 186Os and 188Os have been measured

by using

^a

magnetic 03B2-spectrometer

^and 03B2-03B3 coincidences. For the first transition ^we observe ^a deviation from the statistical

shape

^which

is in

agreement

^{with the} measurement of Porter et al. A similar deviation has been observed for the other transition.

1. Introduction. ^- Nous

pr6sentons

ici les resultats de nos mesures de forme des

spectres B

des transitions conduisant

respectivement

^{de 1’etat} fondamental 1- du rhenium 186 ^et du rhenium 188 au

premier

^niveau

excite 2+ de l’osmium 186 ^et de l’osmium 188.

Ces mesures font suite a celles de la meme transition dans la

désintégration

du thulium 170

[1].

Ces trois

transitions P

^{relatives a trois} noyaux déformés sont en effet assez

comparables

^{et ont 6t6}

souvent 6tudi6es

ensemble; cependant, l’ytterbium

¹⁷⁰

est situe au centre de la zone des

grandes deformations,

tandis que les deux

isotopes

de l’osmium font

plutot partie

^{de la zone} de transition entre noyaux déformés

et

spheriques.

Dans cette

region,

^{on a} surtout,

jusqu’ici, employ6

^le

modele de Nilsson : des calculs detailles d’elements de

matrice P

^ont ete effectues notamment par

Bogdan [2]

et par Berthier ^et

Lipnik [3].

Cependant,

^tres

r6cemment, Bogdan

^a calcule les

expressions generales

^des elements de

matrice P (et

^leur

application

^{au cas du thulium}

170)

^a

partir

^{de fonc-}

tions d’onde

propos6es

^{par Faessler et Sheline}

[4],

^6ta-

blies _pour un

potentiel

de Woods-Saxon d6form6

[5].

Enfin,

certains des modeles

qui

^tiennent

compte

^de l’interaction vibration-rotation semblent

donner,

^sur-

tout dans la zone de

transition,

^un meilleur accord avec

1’experience, au

^{moins pour}

l’énergie

des niveaux

[6],

mais ils n’ont pas ^encore ete utilises au calcul des transitions

P.

Notre

but,

^en

entreprenant

^ce

travail,

etait d’abord la determination

experimentale

^des

quatre

^elements de matrice nucl6aires de ces

transitions,

ensuite leur

comparaison

^avec leurs valeurs

theoriques

^d6duites

des mod6les. On peut, ^en

effet, esp6rer

^determiner

les elements de matrice individuellement

si,

^d’une

part,

les donnees

experimentales

^sont suffisamment nombreuses et

pr6cises,

^et

si,

^d’autre

part,

les transi- tions 6tudi6es ne suivent ni l’une ni l’autre des

approxi-

mations pour

lesquelles

les observables sont fonction de combinaisons

particuli6res

^{de ces} elements de matrice

[7].

Mais tandis que les ^mesures

publi6es

de la corr6la- tion directionnelle

B-y

^{sont en bon accord entre elles}

pour les deux _noyaux

[8

^a

11] (elles indiquent

^une

forte

anisotropie

dans les deux

cas),

^{il n’en est} pas de meme pour les mesures de forme de spectre ^d’ailleurs peu nombreuses.

Pour le

186Re,

^{la mesure la}

plus precise, quoique ancienne,

^{est sans} doute celle de Porter et coll.

[12] :

ces auteurs trouvent un facteur de forme du

spectre

croissant avec

1’energie

^{de 18}

%

^{entre 150 et 900 keV.}

Ce resultat semble confirm6 _par les mesures de Nielsen

et Nielsen

[13]

donnees seulement sous forme de

diagramme

^{de Kurie.}

Cependant,

^cette deviation n’a pas ete retrouv6e dans les ^mesures

plus

^{recentes de}

Bashandy et

^{al. et de}

Maly et

^al.

[14], [15].

Pour le

188Re,

^au

contraire,

aucune mesure

precise

de la forme de spectre ^{n’a ete}

publi6e jusqu’ici.

^Un

article ancien de

Guss,

^{Killion et Porter}

[16] signalait deja

^la

possibilite

d’une forme non

statistique.

^Nielsen

et

Nielsen,

dans l’article

deja cite,

montrent,

toujours

a

partir

^du

diagramme

^de

Kurie,

que la forme ^est

«

probablement

^non

permise

^{», tandis}

qu’au

^contraire

Bashandy et

^al.

[14]

^{trouvent une forme}

statistique.

Dans leur determination

experimentale

des elements de matrice

P, Dulaney

^{et coll.}

[17]

^ont admis arbi- trairement une forme voisine de celle trouv6e _par Porter pour le

186Re; Delabaye

^{dans sa these}

[18]

utilise ^une forme

analogue

d6riv6e des mesures de Nielsen.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01968002905-6039500

396

Cette situation

experimentale

incertaine nous a

incites a

reprendre

^{les mesures} de forme de

spectre

de ces deux transitions

P.

II.

Dispositff expdrimental.

^{- Les mesures ont 6t6}

effectuees sur le

spectromètre B Siegbahn-Slatis

^du

laboratoire, equipe

pour les mesures en coinci- dences

B-y

^d’un

d6tecteur P

^a scintillateur

plastique (NE 102)

^{et d’une sonde y a}

NaI(Tl).

^Les

photo- multiplicateurs

^{utilises sont des 56 AVP Radiotech-}

nique sp6cialement

s6lectionn6s _pour leur faible bruit de fond.

Le

spectrometrc

^a

deja

^{ete d6crit en}

detail,

^ainsi

que les differentes ^mesures de controle destin6es a verifier que les deformations de spectre éventuellement observ6es n’6taient pas

d’origine

instrumentale

[19].

L’ensemble de coincidences

B-y

^{est du}

type rapide- lent ;

^{son schema de}

principe

^{est donne sur la}

figure

^1.

Nous utilisons _pour la coincidence

rapide

^{un conver-}

FIG. 1. ^-

Diagramme

^de 1’ensemble

experimental.

tisseur

temps-amplitude [20],

^{afin de nous affranchir}

des variations d’efficacité des circuits de coincidence a retard fixe.

En

effet,

le retard relatif des

impulsions P

^et y

depend

^de

1’energie

des electrons focalisée sur le detec-

teur pour deux causes

principales :

-

Etant

usuellement défini par le

d6passement

^d’un

seuil

fixe,

l’instant d’arriv6e de 1’electron varie avec

l’amplitude

^de

l’impulsion correspondante qui

^{est une}

fonction croissante de

1’energie.

- D’autre

part,

^le

temps

^{de vol 6 dans le}

spectro-

m6tre varie lui aussi notablement tant que la vitesse de 1’electron n’est _{pas tres}

proche

^de celle de la

lumi6re;

^{dans notre cas :}

soit

4,3

^{ns a 200 keV et}

pres

^{de 6 ns a 80 keV : :l’effet}

n’est donc _pas

n6gligeable

^{si le}

temps

de resolution de la coincidence est faible ou si l’on cherche a descendre bas en

energie ( fig.

²

a).

FIG. 2.

a) Variation du retard relatif

B/Y

^{en fonction de}

l’énergie B : (1)

^Effet

global. Origine

des retards 2,98 ^ns pour 2 MeV ;

(2) Temps

de vol des electrons dans le

spectrometre.

b) Temps

de resolution de la coincidence

p-y

^{en fonc-}

tion de

l’énergie

y.

c) Spectre

^en

temps

des coincidences

rapides B-y

(source de 188Re la

plus

^{intense au}

point

^de

plus

^haute

energie

mesure) .

Or,

^{une variation}

syst6matique

^{du retard}

B-y

^en

fonction de

1’energie

affecte la forme mesur6e

puisque

1’efficacite des circuits de coincidence n’est

jamais rigoureusement ind6pendante

^{du retard}

relatif,

^m6me

si la resolution a ete suffisamment

augment6e

pour que la courbe de coincidence soit « a sommet

plat

^».

La

technique

de conversion

temps-amplitude

^6li-

mine

completement

^ce genre de

distorsion,

^le

pic

^de

coincidence 6tant

simplement deplace

^sur

1’analyseur multicanaux;

^elle permet

donc,

^en outre, de bénéficier

completement

de la resolution _propre des circuits.

De

plus,

les coincidences fortuites sont

enregistr6es

au cours du

comptage

sans mesure

suppl6mentaire

^ou

circuits doubles ^et sur une

grande plage

^{de retards}

(125

^{ns dans notre}

cas),

^{de sorte} que leurdetermination

est tres

precise.

Les temps ^de resolution obtenus sont donnes en

fonction de

1’energie

^du y ^sur la

figure

^{2 b : ils} aug- mentent

rapidement quand

^cette

energie

^diminue

conformément aux calculs de fluctuations de l’ins-

tant d’arrivee des

premiers photoelectrons

pour ^un ensemble

NaI(Tl)-56

^AVP

[21], [22], [23].

^{Pour les}

mesures sur 186Re et 188Re : 2r ⁼

3,8

^et

3,4

^ns.

Dans ces

conditions,

la correction de coincidences

fortuites,

^{sur les}

points

^les

plus proches

^de

1’energie

maximale

qui

^{aient ete}

mesures,

^a

toujours

^{ete inf6-}

rieure a 10

%.

L’emploi

d’un scintillateur lent comme le

NaI (Tl), indispensable

^{a cause de sa}

grande

efficacit6 aux y,

explique

^{la forme}

dissym6trique

^du

pic

de coincidences

qui presente

^{un «}

pied » plus marque

du cote des

grands

^retards

yfp ( fig.

²

c).

Son inconvenient ^est que la descente de

l’impulsion qu’il

^{d6livre se}

prolonge

sur 500 ns environ du fait de la

grande

^{constante de}

temps ^de scintillation

(2r ~

²⁵⁰

ns),

^{de sorte}

qu’il

est difficile d’6viter les d6clenchements

multiples

^du

discriminateur

rapide associe,

^{meme avec} des discri- minateurs tres

perfectionn6s

^{a diodes «}

snap-off » [24].

C’est

pourquoi

nous avons mis au

point

^{un circuit}

de mise en

forme,

^tres

simple,

^{utilisant un transistor}

« avalanche _», dont le temps ^mort

r6gl6

^{a 600 ns}

environ masque ^tous les d6clenchements

parasites

d’un discriminateur

rapide

^{a diode}

tunnel,

^{et d6livre}

finalement au convertisseur

temps-amplitude

^une

impulsion unique

^et

parfaitement

^calibr6e

[25].

La

partie

^{lente de notre} ensemble utilise des cir- cuits

classiques :

^une voie d’autorisation commandee par la coincidence lente des voies

parall6les

permet

ou non le

stockage

par le s6lecteur multicanaux de

l’impulsion

^d6livr6e par le convertisseur temps-

amplitude.

Enfin,

le fonctionnement de

1’exp6rience

^{a 6t6}

entierement automatise : les informations stock6es dans

1’analyseur

multicanaux

(SA

^{40 B Intertech-}

nique)

^sont

perforées

^sur bande des que le

pic

^de

coincidence atteint le

pr6compte

fixe. On commande simultan6ment I’arr6t et

l’affichage

des 6chelles de

comptage

^et 1’avance d’un echelon de courant dans le

spectrometre.

^Ce courant est mesure _par un voltm6tre

num6rique

^{et sa valeur}

imprimee

^a intervalles

regu-

liers : ainsi

1’energie

^focalisée peut, pour

chaque point,

6tre d6termin6e avec

precision.

Cet ensemble fonctionne

depuis

^{deux ans environ}

de

faqon

^{tout a} fait satisfaisante.

III. Forme du

spectre B

de la transition 1- ---> 2+

de 186Re. - ^Le niveau fondamental 1- de 186Re se

désintègre

^{avec une}

p6riode

^de 90 heures suivant deux

branches P principales

^vers le niveau fonda- mental 0+

(74 %)

^{et le}

premier

niveau excite 2+ de 1860s

(21 %, log f t 8,0).

^Une branche faible

(0,1 %)

alimente le second niveau 2+ de 186Os.

Enfin,

⁵

%

environ des

désintégrations

conduisent _par

capture

vers 186W

(fig. 3).

FIG. 3. ^- Schema de

désintégration

^{de 186Re}

d’apres

I,ederer et al., ¹⁹⁶⁷

(simplifié).

Le

premier

niveau excite 2+ de 186Os se d6sexcite pour 55

%

par emission d’electrons et pour le reste par

une emission _y de 137 keV

(oc = 1,2).

Nous avons isole la

branches

par coincidence avec ce y, ^en utilisant la

technique

^d6crite

pr6c6demment.

L’6nergie

^maximale

^{934 keV,} indiquee

^{sur la}

figure 3,

^est celle trouv6e _par Porter et al.

[12].

III. 1. SOURCES. ^- Nous avons irradi6 un échan- tillon de

perrh6nate

de sodium

Re04Na, prepare

a

partir

de rhenium

m6tallique

^{enrichi a 96}

%

^en

185Re,

^en provenance d’Oak

Ridge, pendant

^{48 heures}

dans un flux de

3,5

^{X 1013}

n/CM2.

^{s a la}

pile

^{« Melu-}

sine » du C.E.N. de Grenoble.

Apres cinq jours

^de

décroissance,

I’activit6 de 188Re

(17 h)

^est inferieure a

0,1 %

de l’activité

utile,

celle de 24Na tout a fait

n6gligeable.

Les sources ont ete

6vapor6es

^{sous vide sur des}

supports

de formvar de 130

ug/cm2

rendus conduc-

teurs par

depot, egalement

^sous

vide,

d’une mince couche de carbone

(5

^{a 10}

ug/cm2).

^{Des mesures}

syst6matiques

^{ont montre} que pour des

6paisseurs

de cet ordre les effets de retrodiffusion etaient tout a fait

n6gligeables [26].

Du fait de la

grande

section efficace de 185Re aux neutrons

thermiques (ath

^{= 110}

barns), l’activité spe-

398

cifique

^au debut des comptages ^etait encore assez

6lev6e,

de l’ordre de 30

[LCiIVg.

La

premiere

^source utilis6e avait une

6paisseur

^de

4

ygfcm2 (estimation approximative

^a

partir

^{du flux}

de

neutrons).

La seconde source

6vapor6e

^a

partir

du meme echantillon etait huit fois

,plus

^{intense et}

donc huit fois

plus 6paisse.

Les resultats obtenus ^avec l’une et l’autre ont ete absolument

identiques.

III. 2. CORRECTIONS. ^- Les corrections

qu’il

^est

n6cessaire d’introduire sur le taux de comptage observe ont ete d6taill6es _par ailleurs

[19].

Les

principales

^{sont ici :}

- La correction de coincidence fortuite

qui

^est

d6termin6e ^avec

precision

^a

partir

^du spectre ^en

temps (fig. 2);

^au

point

^de

plus

^haute

6nergie,

^le

rapport

fond sur

pic

^de coincidence etait de 2

%

pour la source

la

plus intense,

^ce

qui correspond

^{a une correction}

int6gr6e

^{de 7}

%

^environ.

- La correction de resolution finie affectait le dernier

point

^{de 2}

%

pour ^une resolution du _spec- trom6tre de

4,2 %.

- La correction de «

perte p »

^{due a la coupure}

du spectre des electrons

monoénergétiques

par le discriminateur

B,

^{maximale a basse}

6nergie,

^etait

de 5

%

^{a 200 keV.}

- La correction de correlation

angulaire qui

^tient

compte

^{de la}

géométrie particuli6re

^de

1’experience,

la correction

d’6cran,

la correction due au faible

embranchement P2

^{sont tout a fait}

n6gligeables.

III. 3. RESULTATS. ^- Le

spectre

^{a ete} mesure pour

quinze

valeurs de

1’energie

^{entre 210 et 820 keV.}

Pour chacune des

cinq

^{mesures, on a}

compte

^environ

10 000 coincidences _par

point.

La

figure

^{4 montre} le facteur de forme

global :

chaque point

totalise donc 50 000 coincidences envi-

ron. Les barres d’erreur

repr6sent6es

^{sur la}

figure

⁴

tiennent

compte

^{de la}

reproductibilité

des resultats :

on y ^a

port6

^non pas 1’erreur

statistique

mais 1’ecart moyen calcule sur 1’ensemble des

cinq

^mesures.

L’6nergle

^maximale

Wo

^a ete trait6e comme un

parametre legerement ajustable :

^{on a}

indique

^{sur la}

figure

1’effet d’une variation

de ±

4 keV sur cette

6nergit.

^{Il est} clair que l’on ^ne peut pas

faire,

par

cette

m6thode,

^une determination tres

precise

^de

Wo,

surtout de sa borne

inferieure,

du fait de la deviation de

C(W).

Pour _essayer de

pr6ciser,

nous avons mesure

1’energie

maximale

Wo

^du

spectre

^au fondamental :

1’energie

du

premier

niveau excite de l’osmium 186 est, ^en

effet,

connue avec une

precision

^bien

sup6rieure

^{a celle}

que l’on peut

esp6rer

^sur

Wo (probablement

^meilleure

FIG. 4.

Facteur de forme de la transition 1- - 2+ de 186Re.

que 100

eV);

nous avons

employ6

^{a cette mesure un}

compteur

Geiger-Miller

^{a faible} bruit de fond et une source de 1 mm de diam6tre _pour am6liorer la resolution. Nous obtenons :

Comme

Ey

⁼

^137,16

^keV

[28],

^nous

adoptons

pour

Wo

la valeur :

Cette valeur ^est

plus

^basse que celle trouv6e _par Porter et al.

(934 keV).

^En

revanche,

^{notre facteur de}

forme est en

parfait

^{accord avec celui de ces auteurs}

et un peu

plus precis ;

^en

particulier,

^{nous retrouvons}

autour de 300 keV l’accentuation de courbure

qu’ils

avaient

deja remarqu6e.

La deviation observ6e ^est de 14

%

^{entre 200 et}

800 keV.

IV. Forme du

spectre P

^{de la} transition ^1- ---> 2+

de 188Re. - Le schema de

désintégration

^{de 188Re}

(fig. 5)

^est

analogue

^{a celui de 186Re : 80}

%

^{des d6sin-}

t6grations

aboutissent au fondamental

0+,

¹⁸

%

^au

premier

excite 2+ de 188Os

(log f t 8,5). Toutefois,

^un

grand

nombre de

transitions P

^{faibles se}

partagent

les 2

%

restants, dont

quatre

^{seulement sont d’inten-} sit6s notables ^{et ont} ete

port6es

^{sur la}

figure. L’energie disponible QB

^{= 1 961 keV}

qui

^est

indiqu6e

^{est celle}

donnee _par Lederer et al.

[28].

^I1

n’y

^{a pas de} capture.

La

p6riode

^est de 17 heures.

Comme dans le cas

precedent,

nous avons isole la

branche P,

par coincidence avec le _y de d6sexcitation du

premier

niveau excite 2+ de 155 keV de

188Os;

^ce

niveau se

d6sint6gre egalement

a peu

pres

pour moiti6 par emission d’electrons

(a

^N

1).

FIG. 5. ^- Schema de

désintégration

^{de 188Re}

d’apr6s

I,ederer et al., 1967; seules les

principales branches p

sont

indiquees.

IV. 1. SOURCES. ^- A cause de la

p6riode

^relative-

ment courte, ^{les sources devaient 6tre} utilisees aussitot que

possible apres l’irradiation,

aussi les avons-nous

pr6par6es

^{sous forme de}

perrh6nate

^d’ammonium

Re04NH4,

^a

partir

de rhenium

m6tallique

^enrichi

a

99,2 %

^{en 187Re en} provenance d’Oak

Ridge.

^Comme

pour le

186Re,

^{elles ont ete}

6vapor6es

^sous

vide;

^les

memes

supports

^{ont ete utilises.}

Nous avons irradie

quatre

6chantillons de

perrhé-

nate d’ammonium de 24 a 48 heures a des flux de

2,6

et

7,8

^{X 1013}

n Jcm2. s

^aux

piles

du C.E.N.G.

La section efficace 6lev6e

(71 barns) permettait

^de

grandes

^activites

spécifiques :

^{80 a 150}

tCi/pg

^en

d6but

d’exp6rience.

^{Nous avons utilise}

cinq

^sources

différentes,

^la

plus

^mince

d’6paisseur

inferieure a

0,2 flgfcm2,

^la

plus 6paisse

de l’ordre de 5

pg/CM2,

avec des resultats ^tout a fait semblables.

IV. 2. CORRECTIONS. ^- Les corrections habituelles dont il a

deja

^ete

question au §

^{III.2 ont ete intro-}

duites. Les ordres de

grandeur

^sont d’ailleurs a peu

pres

^{les m6mes :} correction de coincidences fortuites

int6gr6e

inferieure a 10

%

pour la source la

plus

forte au

point

^de

plus

^haute

6nergie,

^correction

de resolution finie en ce meme

point

inferieure a 3

%,

^etc.

Mais il est en outre

n6cessaire, ici,

^{de tenir} compte, d’une

part,

de 1’effet de la faible contamination des

sources en 186Re

(qui

^{n’est pas}

n6gligeable malgr6

1’enrichissement

important),

^d’autre part, de la dis- torsion caus6e _par les faibles

embranchements p qui

interviennent _{pour 2}

%

environ des

d6sint6grations.

- Correction de contamination en 186Re. ^- La resolution du d6tecteur y ^ne permettant pas de

s6parer

^les

pics photoélectriques

^des y de 137 ^et 155

keV,

^les

comptages

sont

perturb6s

par la

branche P,

^{de 186Re}

^résiduel, acceptee

par le

systeme

de coincidences.

Pour

chaque

source, ^{on a} determine la

proportion

de 186Re

present

^a

partir

^du spectre y donne par ^une

jonction Ge(Li) (1),

^{releve une} semaine environ

apres

le défournement de

l’échantillon,

^188Re

ayant

^alors suffisamment d6cru _{pour que} les deux _y soient d’in- tensites

comparables.

Le calcul de la correction a ete effectu6 en

n6gli-

geant la deviation des facteurs de forme _pour 1’evalua- tion des

int6grales

^de

Fermi; n1 ( p, t )

^{6tant le nombre}

d’électrons _par intervalle

d’impulsion,

^{mesure a l’ins-}

tant t, de la branche 1- --* 2+ de 188Re :

(et

^{la meme}

expression

^{avec l’indice} 2 pour le

spectre

perturbateur) .

Les constantes A s’éliminent en introduisant les intensités B des branches consid6r6es

(mesur6es

^a

l’instant

t’) :

(et

^{la meme}

expression

pour

B2(t’)).

Ainsi :

Le facteur de forme

corrig6 C1 (W)

^{est obtenu a}

partir

du facteur de forme calcul6 _{par :}

ou la constante

ki

^{mesure la}

proportion

^{de la}

branche P,

^{de 188Re en} coincidence avec le _y de 155 keV

k, = 1 + 1 oc, )

^et

^{k’ 1}

1’efficacite

photoélec- trique

du d6tecteur a ce meme y.

Le rapport

k’lk’

⁼

1,33

pour ^notre

detecteur,

tandis _que le

rapport k2B2(t’)fk1B1(t’)

^{est tire de la}

mesure a la

jonction Ge(Li).

Les

intégrales font

6t6 évaluées à

partir

^{des tables}

de Ford et Hoffman

[29].

Nous avons v6rifi6 la validite de la correction ainsi calcul6e en

comparant

^{deux mesures du} spectre, ^faites a trois

jours d’intervalle,

^a

partir

^{de deux sources}

tir6es du meme

6chantillon,

la correction _pour le

(1)

^Nous remercions M.

J.

^Valentin

qui

^{a mis tres aima-}

blement ses

jonctions Ge(Li)

^{a notre}

disposition.

400

FIG. 6. ^- 188Re : correction de contamination en 186Re

a)

En fonction ^de

1’energie Wp

^pour

l’expérience

^{no 4}

(correction max.).

b) Evolution

de la correction au cours du

temps

pour

quatre

^mesures successives : les deux sources utilisees

proviennent

^{du meme} 6chantillon irradie :

Wp

^{= 212 keV.}

premier point

^mesure

passant

^de

1,6

^a

15,9 %

^sans

modification visible des resultats

( fig. 6).

Pour sept mesures sur

neuf,

la correction etait d’ailleurs assez faible : 4

%

^{au maximum.}

- Corrections dues aux

faibles

embranchements. ^- Le

comptage

^est

perturbe

essentiellement par quatre

branches P

^faibles

qui

alimentent

partiellement

^le

niveau de 155 keV _par l’interm6diaire de nombreuses transitions y

( fig. 5).

Une

premiere

correction ^est n6cessaire _pour tenir

compte

des fractions de ces

branches P qui,

^{par l’inter-}

m6diaire des cascades _y, sont en coincidence avec le _y de 155 keV. Nous 1’avons calculee avec les donnees des tables de Lederer et al.

[28]

^{dont le schema est}

assez semblable a celui 6tabli par

Dzelepov et

^al.

[30], puis

^a

partir

du schema de Nuclear Data

[31] qui

est,

au

contraire,

^assez

different,

^{du moins en ce}

qui

concerne les faibles embranchements et les intensités

P.

En utilisant les memes notations _que

pr6c6demment,

le facteur de forme

corrig6

^{s’6crit :}

avec :

Les constantes k mesurent ici la

proportion des P

per- turbateurs en coincidence avec le _y de 155 keV : les

quantités ki BifB1

^{sont calcul6es a}

partir

des intensités

relatives P

^et y

prises

^sur les schemas.

La correction obtenue est

port6e figure

^{7 : elle}

est

importante

au-dessous de 700

keV,

^mais

depend

heureusement assez peu du schema utilise.

FIG. 7. ^- 188Re : corrections dues aux faibles embran-

chements p :

(1)

En coincidence ^avec le _y de 155 keV par l’inter- m6diaire des cascades _y;

(2)

En coincidence avec les _y

d"6nergie superieure

par l’interm6diaire ^de la fraction de leur distribution

Compton

tombant dans la bande du selecteur.

Une deuxieme correction est n6cessaire _pour tenir

compte

de la fraction de distribution

Compton

des y de haute

energie

tombant dans la bande du s6lecteur

r6gl6e

^de

part

^et d’autre du

pic

de 155 keV.

On a 6valu6 cette contribution a 1’aide de _y d’6ner-

gie

voisine de celle des trois groupes

principaux

^de

188Re,

^{situ6s vers}

460,

^{650 et} 900 keV. Le calcul est

analogue

^au

precedent.

^La correction est

port6e figure

⁷

(en bas),

^{elle est de 4}

%

pour le

premier point

^mesure.

IV. 3. RESULTATS. ^- Le

spectre

^a ete mesure _pour 17 valeurs de

1’energie

^{entre 287 et} 1 794 keV. Nous

avons

répété

^{neuf fois} ces mesures a

partir

^de

cinq

sources differentes

(tir6es

^de

quatre échantillons).

Pour

chacune,

nous avons

compte

^{10 000} coincidences par

point

^environ.

Le resultat

global

pour

C(W)

⁼

n(p)fp2q2Fo

^est

FIG. 8. ^- Facteur de forme de la transition 1- - 2+

de 188Re. La courbe ^en tirete

repr6sente

^{le resultat}

experimental

^sans corrections d’embranchements.

donne sur la

figure

^{8. Les} barres d’erreur _y

repre-

sentent 1’6cart _{moyen par} rapport ^{a la valeur} moyenne des _mesures, de

faqon

^{a rendre}

compte

^{de la}

reproduc-

tibilit6 des resultats. La correction due aux embran- chements 6tant

importante

^{a basse}

6nergie,

^{nous avons}

egalement port6

le resultat obtenu sans cette correction.

Wo

^a ete trait6 comme un

parametre 16g6rement ajustable :

^{1’effet sur}

C(W)

d’une variation de

Wo

de ±

10 keV est

indique

^{sur la}

figure.

Comme _pour 186Re et pour les memes

raisons,

^nous

avons cherche a

pr6ciser Wo

^{par la mesure de}

1’energie

maximale

W’ 0

^du spectre ^au

fondamental;

^nous

trouvons :

Avec

Ey

^{= 155}

^keV,

^{cela nous conduit a}

adopter

pour

Wo

^{la valeur :}

Cette valeur est en assez bon accord avec celle que donne _par

exemple

^{la reference}

[28].

On voit _que nous trouvons pour 188Re une deviation du spectre ^{du meme} type que celle de 186Re : 1’ecart par rapport ^{a la forme}

statistique

^{est de 30}

%

^environ

entre 300 et 1 800 keV.

En

conclusion,

^nous

esp6rons

que

grace,

^d’une part, ^a 1’amelioration de la

technique experimentale,

d’autre part, ^{a la} bonne connaissance actuelle du schema de

désintégration

^{dans le cas de}

188Re,

^notre

determination de la forme de spectre ^{de ces} transitions

est suffisamment

precise

pour permettre, ^{avec les autres} informations

experimentales disponibles,

^d’extraire

les elements de

matrices

nous avons

entrepris

^les

calculs

correspondants.

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