Diffusion quasi élastique p — α dans le carbone 12

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Submitted on 1 Jan 1967

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Diffusion quasi élastique p - α dans le carbone 12

H. Gauvin, R. Chastel

To cite this version:

H. Gauvin, R. Chastel. Diffusion quasi élastique p - α dans le carbone 12. Journal de Physique, 1967,

28 (2), pp.129-134. �10.1051/jphys:01967002802012900�. �jpa-00206495�

LE JOURNAL DE PHYSIQUE

DIFFUSION QUASI ÉLASTIQUE

^{p 2014 03B1}

^{DANS LE CARBONE}

¹²

Par H.

GAUVIN,

Institut de Physique

Nucléaire,

Orsay,

et R.

CHASTEL,

Laboratoire de

Physique Nucléaire,

^Bordeaux.

Résumé. 2014 Nous avons étudié 152 événements

12C(p, p03B1)8Be

induits dans l’émulsion nucléaire par ^des

protons

de 90 MeV. Un examen de la corrélation

angulaire

^{entre le}

proton

diffusé et la

particule

^{03B1 la}

plus énergique indique

que ^les événements

peuvent

^être décrits par

une diffusion

quasi élastique.

^L’état d’excitation,

l’impulsion

^et la distribution

angulaire

^du

noyau de recul 8Be, détectés par ^{ses deux 03B1 de}

désintégration,

^{sont obtenus et}

interprétés

^dans

le cadre de ce mécanisme.

Abstract. ²⁰¹⁴ We have studied 152

12C(p, p03B1)8Be

events induced

by

^{90 MeV}

protons

ⁱⁿ

nuclear emulsion.

Angular

correlation between the scattered

proton

^{and the most}

energetic

03B1

particle

shows that

quasi-elastic scattering

^{can describe} the events. Excitation energy, momentum and

angular

distribution of the recoil nucleus 8Be, ^detected

by

^{two 03B1, have been}

obtained and

interpreted by

^{this mecanism.}

Introduction.

^- La réaction

12C(p, PLl)8Be

^{a été}

étudiée _{à moyenne}

énergie

par

plusieurs

^auteurs

[1-4]

qui

^ont montré la

possibilité

de diffusion

quasi élastique

^des

protons

^incidents par des sous-structures ce

dans le _noyau de carbone 12. A. N.

James

^et

H. G.

Pugh [2],

^en étudiant les corrélations

angulaire

et

énergétique

^des

particules

^oc

et p

^{émises en coïnci-}

dence,

^ont

apporté

^{une preuve directe de ce méca-}

nisme. En admettant valable

l’approximation

^d’im-

pulsion,

^{ils ont} pu accéder à la densité de distribution des

impulsions ^Pa

^des

particules oc préformées

^{dans 12C}

avant le choc et donner une limite inférieure de leur

probabilité

^de

présence (~ 0,3).

La méthode

permet

essentiellement

d’explorer

^la

région

^{des faibles}

moments

P,,

^où

l’approximation d’impulsion

^est

applicable.

Nous

présentons

^{ici une}

interprétation

^{dans ce}

modèle d’événements du

type 12C (p, pocl) 8Be

^~ o~2

+

_a3 induits dans l’émulsion nucléaire _par des

protons d’énergie ^90±5MeV (Po = 420 MeV Jc) .

^{De tels}

événements sont dans notre cas détectés dans une

géométrie

^{47r. On}

peut

remarquer que si les deux

particules

OC2 ^et OC3 résultant de la

désintégration

^de

8Be sont

identifiées,

^les

caractéristiques

^{suivantes du}

noyau de recul 8Be

peuvent

alors être déterminées directement : ^son

impulsion P~,

^{sa direction}

81{,

^l’état

d’excitation dans

lequel

^{il est laissé}

après

le choc p - ^oc.

En

réalité, parmi

^{les trois oc}

émis,

^{un choix de} oc1 doit être

fait,

choix dont on

peut

limiter le caractère arbitraire et que

l’analyse peut justifier.

^{Mais c’est}

là,

^sans

doute,

^une difficulté de la méthode.

Identification

des événements. ^- Les événements

12C(p, p3cc)

^ont été induits dans un

empilement

^de

feuilles d’émulsion Ilford « G

Special » d’épaisseur

400 _y

chacune,

par des

protons

^{de 100}

MeV,

^le

faisceau entrant

parallèlement

^au

plan

des émulsions.

La recherche s’est limitée à la bande

d’énergie

^incidente

90 ~

5 MeV. Les événements sont

parfaitement

^iden-

tifiables,

la direction incidente étant

déterminée,

^si

au moins trois traces secondaires identifiées sont entiè-

rement contenues dans l’émulsion. Les critères d’attri- bution à la réaction étudiée ^ont été donnés dans une note

précédente [3].

152 événements ont été retenus et leur

analyse

^fait

l’objet

^du

présent

^travail.

Mécanismes de la réaction

12C ( p, p’ 3a) .

^{- Divers}

processus d’interaction _pour une

énergie

incidente de 90 MeV

peuvent

^être

envisagés,

conduisant au même état final

(p’ 3oc) .

Une diffusion

inélastique

^du

proton

^incident

peut

exciter un niveau de 12C

qui,

^{dans les événements}

retenus, ^se

désexcite,

soit par

tripartition

^{directe en}

3a,

soit en a1

+ 8Be,

^{ce dernier}

nucléide,

^{excité ou} non,

se

désintégrant

ultérieurement en 2oc. Pour tester la

première éventualité,

^la distribution

angulaire

^des

trois

particules

^{oc dans le}

système

^{lié à 12C a été déter-}

minée,

avec comme direction de référence ^la direction de recul de 12C dans le laboratoire. Cette distribution

nettement

anisotrope

n’est pas

compatible

^avec

l’hypo-

thèse d’une

fragmentation

^{directe en trois ~x. Dans les}

deux processus

envisagés,

^le

spectre

^des éventuelles

énergies

d’excitation de 12C devrait mettre en évidence

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01967002802012900

130

les niveaux connus de 12C ^se désexcitant _{par voie} (x.

Le

spectre

^calculé

présente

^{un continuum}

qui

^s’étend

de 12 MeV

jusque

^{vers 75 MeV.}

Expérimentalement

il n’est pas

possible

^de résoudre les niveaux serrés dans la

région

20 MeV. On

peut

^{noter trois} événements seulement

caractéristiques

de l’excitation du niveau de

9,6

^MeV

[(événements

bien confirmés par ^un

couple

^de

particules

^oc

qui

^{conduit à l’état}

fondamental de

8Be,

^seul

possible

^{dans la}

séquence

12C *

(9,6)

^~ a1

+ 8Be (o) ( ~ 2cc) .

Ces événements ont été éliminés dans

l’analyse qui suit].

^{Les sections}

efficaces

intégrées

^{de diffusion}

inélastique

^{à 90 MeV}

avec excitation des niveaux de

9,6

^{- 15 et 20 MeV}

sont

respectivement

^{de l’ordre de}

5,5

^-

3,5

^{et 7 mb}

(calculées d’après [5~).

^Elles

permettent d’estimer,

^si

l’on tient

compte

^{de la très} faible intensité observée pour l’excitation du niveau de

9,6 MeV,

que si l’on

ne

peut

pas exclure dans le domaine 12 ^- 20 MeV

un processus

inélastique

suivi d’une désexcitation de 12C en oc

+ 8Be,

^{ce mécanisme}

n’apparaît cependant

pas

prédominant.

Un autre processus

également envisageable

^{est le}

pick-up

^indirect

simple

^{de 3H ou}

3He,

consécutif à

une

première

interaction

(p, 2p)

^ou

(p, pn).

^Il

pourrait expliquer

les hautes

énergies

d’excitation calculées pour 12C. L’estimation d’une telle contribution est

délicate. Nous supposerons que la

probabilité

^{d’un tel}

processus ^reste faible.

Tout en n’excluant donc pas ^rc

priori

les mécanismes

précédents, qu’il

n’est pas

possible ^d’isoler,

^{nous avons}

examiné si les événements

pouvaient

être décrits par

une diffusion

quasi élastique

p 2013 x

lié,

^{et mené leur}

interprétation

dans le cadre de ce mécanisme.

Résultats expérimentaux.

^- A. DISTRIBUTION ANGU- LAIRE DES PROTONS DIFFUSÉS. ^- Comme dans la diffusion

élastique p -4He,

^{la section} efficace diffé- rentielle - _oc

présente

^{son maximum vers}

0p’

^{= 0}

(6p’ angle

^{entre le}

proton

^{incident et le}

proton diffusé).

B. CORRÉLATION ANGULAIRE. ^- Si la réaction

12C (p, p’ ell)8Be

résulte d’une diffusion

quasi élastique

sur une sous-structure oc

transitoire,

^on doit s’attendre à une corrélation

angulaire

^{entre les}

particules

^al

et p’, proche

^de la corrélation connue pour la diffusion p ^-

4He

libre. Connaissant les directions des

protons

incident et

diffusé,

^{il est}

possible

^de déterminer _pour

chaque

^événement

l’angle

^dans

l’espace

F-0 entre la direction attendue _pour ^une

particule

^oc libre diffusée

élastiquement

^et la direction

expérimentale

^de oc,. Ce traitement

implique

que oc1 soit identifiée. Nous ^avons considéré comme oc, la

plus énergique

^{des trois}

parti-

cules (X

émises, quelle

que soit ^sa direction

(al

^est

dans 90

%

^{des cas}

dirigée

^vers

l’avant).

^Les

particules

~x, ainsi choisies ^{ont des}

énergies qui

^se distribuent

entre 10 et 50 MeV. Par

ailleurs,

^nous considérons

qu’il n’y

^a pas chocs

multiples

^mais que le knock-out

est direct et concerne le

proton

incident. La

figure

¹

représente

^la distribution obtenue des

angles

^{co. Cette}

distribution est très nettement

pointée

^vers

0°, pré-

sentant ainsi avec la

plus grande probabilité

^les

caractéristiques angulaires

^{de la diffusion}

élastique

(dans

⁶⁰

%

^{des cas, e}

40°) .

L’élargissement

^{de la} corrélation

angulaire

p - ell,

qui

^{se manifeste} par l’existence de

grands

^{s, est inter-}

prétable,

^{dans le modèle}

considéré,

par la distribution

FiG. 1. ^- Distribution des

angles

^so.

des

impulsions Pa

^des sous-structures ce dans _{le noyau}

avant l’interaction. Cette distribution

peut cependant

être

perturbée

par des effets secondaires

(chocs

^mul-

tiples)

^{sur les}

particules

^{émises. Ceci}

peut expliquer qu’elle

^soit

plus large

que celle obtenue _{par A.}

N. James

et H. G.

Pugh

^{autour de}

8x

^{= 600.}

Néanmoins,

^il

ressort que les événements

analysés

semblent bien être décrits _par le mécanisme

envisagé.

On remarquera ^un déficit aux

petits angles s

¹⁰⁰

dont une

interprétation

dans le cadre du knock-out p - ^ce lié sera donnée

plus

^loin.

C.

ÉTUDE

DES RECULS 8Be. ^- Le choix de _{«1 étant}

fixé,

^les

particules

oc, ^et l/..3, déterminées en

énergie

^et

direction, permettent

d’obtenir directement les carac-

téristiques

du recul 8Be :

impulsion P,,

^{état d’exci-}

tation

E 1* Fe ^après

^le

^choc,

direction du recul

0,

par

rapport

à la direction du

proton

^incident.

1.

E:r e.

^{- La}

^figure

²

^présente

^le

^spectre

^calculé

des

énergies

d’excitation _{du noyau} résiduel. Nous

avons

indiqué

^{les niveaux}

généralement

^{admis se}

désexcitant _{par voie} ^x. L’état fondamental est

suggéré.

Le niveau

large (r

⁼

1,5 MeV)

^de

2,9

^{MeV est bien}

résolu,

^mais

paraît

^se superposer à ^un fond continu attribuable à des états de diffusion ce - el. L’état excité de

11,7

^MeV

(F,-- 7 MeV)

^{a une} durée de vie d’environ lO-22 _s,

comparable

^au

temps

d’interaction dont l’ordre de

grandeur

^est donné par le

temps

^de transit d’un

proton

^{de 90 MeV dans 12C}

(~

^{6 x 10-23}

S) .

FIG. 2. ^-

Énergie

d’excitation du noyau résiduel 8Be.

Le noyau de recul

peut

^{alors ne} pas être caractérisé dans un état intermédiaire.

Si on compare ^ce

spectre

^{à celui obtenu à 150 MeV} par A. N.

James

^{et H. G.}

Pugh [2],

^{on notera} que dans notre cas le niveau fondamental ^est _peu

apparent,

et que, dans les deux cas,

apparaît

^{un continuum}

au-delà de 5-6 MeV.

2.

Plï

^{* - La}

figure

^{3 montre la} distribution brute

expérimentale

^des

impulsions P,~,

^obtenue pour l’en- semble des événements

(3 a~

^et pour trois domaines

Fm. 3. ^- Distribution brute

des

quantités

^{de mouvement} du noyau de recul.

d’excitation du noyau résiduel :

jusqu’à

^{1 MeV}

(état fondamental) (3 b),

de 1 à 6 MeV

(niveau

^de

2,9 MeV) (a c),

^au-delà de 6 MeV

(appelé

par la suite arbitrairement « état ^» de 12

MeV) (3 d).

^Ces

distributions sont très

larges

^{et révèlent} l’existence de

grandes impulsions

du noyau de recul. Pour les états de 3 et 12

MeV,

^ces distributions sont très semblables.

La

figure

^{3 b montre} que pour l’état fondamental la

région

des faibles

impulsions PB

n’est pas

peuplée.

^En

liaison avec le déficit observé à E ¹⁰⁰

(fin. 1),

^ce

fait

appelle

les remarques suivantes. Si le noyau résiduel 8Be est laissé

après

^le

choc -

^{~z dans son}

état fondamental et si son

impulsion

^{de recul est}

faible,

^les

particules

el2 ^et oc, résultantes ^auront des

énergies

^{voisines de}

Q (8Be (0)

-¿. el2 +

Cl3) /2,

c’est-à-dire de l’ordre de 50 keV. Les traces

qui

^{en résultent ne}

sont pas observables dans l’émulsion nucléaire. De tels

événements, comportant

^{deux traces} secondaires seules

visibles,

^oc

+

_p, ^sont

fréquents

^{mais non attri-}

buables à ^une interaction sur 12G. Ils

échappent

^donc

à notre

analyse.

^{Ce sont,} par contre, pour ^ces événe- ments que les conditions

cinématiques

^{sont les}

plus proches

^de la diffusion

élastique

p - 4He. Ils condui-

raient,

s’ils étaient

identifiés,

^à de faibles valeurs de s.

Le déficit observé sur la

figure

¹

s’interprète

^donc

aisément dans le modèle _{que l’on}

envisage

ici. Cette

interprétation implique,

^de

plus,

que l’état fondamental de 8Be ne

peut

^être observable que pour de

grandes impulsions

^{du recul et on}

^peut

^{estimer un seuil de}

détection à

Pq -

^120-160

MeVfc (En -- 1-1,7 MeV).

Cette estimation est en accord avec la

figure

^{3 b. Ces}

restrictions n’interviennent pas

quand

^{la réaction}

(p, poe)

^{laisse 8Be dans les} états de 3 ou 12 MeV

(la probabilité

de non-observation d’un _oc,

quand

^les

directions de recul et de

désintégration

^{du 8Be sont}

confondues,

^{est très}

faible).

La valeur

précédemment indiquée [3]

^de

5,4 ~ 0,9

mb pour la section efficace à 90 MeV de la réaction

12C (p, pCl) 8Be

doit donc être considérée

comme relative à l’excitation de 8Be dans des états

autres que le fondamental.

Lorsque

l’on examine la corrélation entre c et

P,,

on observe une tendance

générale

à s’écarter de la

cinématique

^{du choc}

élastique (valeurs

croissantes de

s) lorsque l’impulsion P~ augmente.

^Ceci

s’interprète bien,

^{dans la mesure où}

P, représente,

^de

façon

appro- chée dans notre cas,

l’impulsion

propre de oc1 dans le noyau ^avant le choc.

3. 0 ..

- La distribution

angulaire

des reculs par

rapport

^{à la} direction du

proton

^{incident est}

repré-

sentée

figure

^{4. Elle}

présente

^une

anisotropie marquée

avec émission

préférentielle

^vers l’avant. Cette aniso-

tropie

s’observe pour les trois domaines d’excitation du noyau

résiduel,

bien que

plus

accentuée pour l’état fondamental. On ne

peut

donc pas

expliquer

^l’excès

vers l’avant par ^une sélection

expérimentale imposée

dans l’observation de

8Be(o).

Si au moment du choc p - ^oc il ne se

produit

132

W G. 4. ^- Distribution

angulaire expérimentale

du noyau de recul.

aucune autre interaction avec les autres nucléons du noyau, ^on devrait

observer, après

^le

choc,

^{une distri-}

bution

isotrope

du recul dans le

laboratoire,

^celui-ci

abandonné avec

l’impulsion

^pR

qu’il possédait

^avant

le choc. Dans ces conditions de validité de

l’approxi-

mation

d’impulsion,

^on

pourrait

^{écrire pR = -}

P~, P~

étant la

quantité

^{de mouvement de la}

particule

^oc

dans le _noyau avant le choc. La distribution

angulaire

des reculs montre que, à 90

MeV, l’approximation d’impulsion

n’est pas

rigoureusement applicable.

^On

doit considérer _que les

(A-4)

nucléons devant consti-

tuer le _noyau de recul ne sont pas

simplement

spec-

Fio. 5. ^- Distribution

angulaire corrigée

du _{noyau de} recul.

tateurs vis-à-vis des

particules

entrante et sortantes.

Nous avons tenté de rendre

compte

^{de ce fait en} considérant

qu’une impulsion complémentahe

^q

parallèle

^à

l’impulsion

^{incidente est}

communiquée,

durant

l’interaction,

^à l’ensemble des nucléons consti-

tuant le noyau résiduel.

Après

^le

choc,

^{nous observons}

alors

PR

⁼ pR

+

q ^et à

l’angle 8 B

^sous

lequel

^{est vu}

le _noyau

résiduel, correspond

initialement

l’angle

cpR

(encart fin. 5).

^{Avec une}

quantité

^{de mouvement}

moyenne q ⁼ 50

MeV/c,

^{on réalise une} distribution

angulaire isotrope

des reculs

( fig. 5),

^{à la} fois pour l’ensemble des

événements,

^et pour chacun des états d’excitation.

La distribution

approchée

^des

impulsions

^réelles

avant le choc de l’ensemble des

(A-4) nucléons,

^en

prenant

^en considération ces effets de

distorsion,

^est

alors donnée par

Pu (fin. 6).

Cette distribution est en

bon accord avec le

spectre intégré

^des

impulsions

^des

sous-structures oc que l’on

peut

déduire des résultats de A. Samman et P. Cuer

[1]

^{obtenus à 180 et 340}

MeV,

FIG. 6. ^- Distribution

corrigée

des

quantités

de mouvement du noyau de recul.

en

appliquant l’approximation d’impulsion,

^davan-

tage justifiée

^{à ces}

énergies ^{PR N}

^{pR = -}

^{P CX.}

P.

Beregi

^{et al.}

[6]

^ont calculé la distribution

intégrée

des

quantités

^{de mouvement des ce dans 12C avant le}

choc. Le formalisme de la diffusion

quasi élastique (p, poc)

^est

appliquée

^{dans ces}

prévisions théoriques

et le _noyau cible est décrit par le modèle ^en couche

avec corrélations entre nucléons _pour

expliciter

^diverses

structurations. Ce traitement rend

compte

^{des états}

excités du noyau résiduel 8Be. Leur courbe

théorique,

qui prend

^en considération l’état fondamental et les niveaux de 3 et 12

MeV, respectivement

^{dans les}

rapports 0,28-0,35-0,36

^est

indiquée

^{sur la}

figure

⁶

(normalisée

pour

PR

> 120

MeV/c

^{à 180}

MeV/c).

Compte

^{tenu de}

l’approximation

^{faite sur}

l’impulsion q

en

grandeur

^et

direction,

^{on observe un très bon} accord au-delà de 120

MeV/c

^entre les distributions

expérimentale

^et

théorique.

^En

particulier,

^{il est bien}

rendu

compte

du minimum observé dans la distri- bution

expérimentale

^{à 180}

MeV/c.

^{Le désaccord}

en dessous de 120

MeV/c

doit être très

probablement

attribué au défaut d’observation

expérimentale

^de

sBc dans son état

fondamental,

^ce

qui rejoint

^des

conclusions

déjà

^avancées

plus

^haut.

4. Distribution

P(PR)’ -La

distribution de densité des

quantités

^de

mouvement p(P,,)

^des structures oc dans 12C ^a été obtenue par ^{A. N.}

James

^{et H. G.}

Pugh [2]

qui

^{se sont attachés à}

préciser

le domaine des faibles

quantités

^de mouvement. Ce domaine nous

échappe

en

grande partie.

^{Par contre, la}

région

^des

grandes impulsions

serait favorisée dans ^{notre cas.} Nous consi- dérons la

distribution p R (fin. 6)

au-delà de 120

MeV jc

pour

Eg

> 1 MeV. Elle est de la forme

Nous

explicitons

^{N’ sous} la forme :

P (~,~ ) 0 v représente

^la

probabilité

^{de trouver dans le}

volume ~ v( _ ~~ . ~p~ . ~5~~ )

^dans

l’espace des ~ ~

^un

ensemble de

(A-4) nucléons,

^devant

constituer, après

le

choc,

^le noyau résiduel de

quantité

^de

mouvement P,,

dans la

direction

_y,.

da

^est la section efficace différentielle de diffusion

élastique

p - 4He

libre,

^dans le laboratoire.

d6

^X

^AQp, représente

^{donc la}

probabilité

que la diffusion

intervienne, permettant

l’observation du noyau résiduel de

moment p,

^{avec une}

probabilité

d’émission constante

quelle

que soit cp 1

( fig. 5).

d6jdS~t~,

^{doit être}

prise

pour ^une

énergie

^{incidente E}

équivalente

^au choc p ^{- ce au}

repos. E

varie très lar-

gement

^avec

l’impulsion

^{de la structure oc dans le}

noyau ^{et sa} direction.

Cependant

A. M. Cormack et al.

[7]

^ont montré que

d6/dS~~,

^ne

dépendait approximativement

que du ^moment transféré

K,

mais

pratiquement

pas de

l’énergie

incidente E. Les moments transférés calculés se distribuent entre 1 et 3 frri 1 et les variations dans ce domaine des sec-

tions efficaces différentielles avec K sont bien repro- duites par

l’exponentielle dcrjdOpl

^{= A}

exp-all~

^avec

A ⁼ 263

mb/ster., K

^{en fm-1 et a}

= 2,44

^fm.

L’expression (1) permet

^{alors d’accéder aux valeurs}

individuelles

de P(PR)

^et par sommation ^sur

chaque bande p,

+

Ap,

^à la distribution

présentée

^{sur la}

figure

^7.

Cette distribution ^ne

peut

^avoir

qu’un

^caractère

indicatif. D’une

part,

elle résulte de la distribution

PR corrigée

^d’une

impulsion

moyenne q fixée par le seul critère d’assurer une distribution

angulaire isotrope

des reculs. D’autre

part,

le traitement tel

qu’il

^{a été}

mené ci-dessus

néglige

^{des termes}

probablement

^non

FIG. 7. ^- Distribution de densité des

quantités

^{de mouvement} pR.

constants

(terme d’absorption nucléaire,

par

exemple, qui

^{est sans doute}

important

pour la

particule oc).

D’après

les résultats de A.

N. James et H.

^G.

Pugh [2],

la distribution

p (P~ )

^{est très}

large près de ~ 1 PI) 1

^_

IPR 1

^{= 0. La}

figure

⁷

suggère

^{un maximum de la}

distribution

p(p_,)

^à

PR""

²²⁰

MeV lc.

^On

pourrait envisager

^une

composante

¹ ~ 0 pour

laquelle p( pR) présenterait

^{un minimum}

à P3

= 0. Le domaine des faibles

impulsions

n’est pas accessible ici et son inves-

tigation

^{demande des}

expériences beaucoup plus

^fines

permettant

^d’isoler les différents états du noyau résiduel.

Conclusions. ^{- Il} ressort de cette étude _{que les} événements étudiés

paraissent

^bien

s’interpréter

par

un mécanisme de diffusion

quasi élastique (p

^{- ce}

lié) .

Une « contamination » par d’autres _processus

paraît cependant probable,

^{mais faible.}

Cette

analyse

mériterait d’être

reprise

^{sur des évé-}

nements

provoqués

par des

protons d’énergie plus élevée,

^en raison des

grandes impulsions

^{des struc-}

tures oc, malheureusement la section efficace de dif- fusion

élastique (p

^-

oc)

décroît très vite avec

l’énergie

incidente. Par contre,

cependant,

le knock-out pur devrait se

dégager plus

^{nettement de mécanismes}

parasites,

l’influence de la distorsion devrait être

plus

faible et

pourrait

^être

^testée,

ainsi que ^nous l’avons fait

ici,

par la distribution

angulaire

des noyaux de recul.

Nous avons eu de fructueuses discussions avec

M. Riou. Nous tenons à l’en remercier vivement.

Manuscrit reçu ^{le 14}

septembre

^1966.

134

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