Formation du doublet 1+ dans la réaction 9Be(3 He, α)8 Be

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Formation du doublet 1+ dans la réaction 9Be(3 He, α)8

Be

B. Bilwes, R. Bilwes, J.L. Ferrero, A. Garcia, V. Martinez

To cite this version:

FORMATION DU DOUBLET 1+

DANS LA

RÉACTION

_9Be(3He,

_03B1)8

Be*

B. BILWES et R. BILWES

Laboratoire des Basses

_Energies,

C.R.N. et

U.L.P.,

67037

_Strasbourg

Cedex,

France

et

J. L.

FERRERO,

A. GARCIA et V. MARTINEZ

Instituto de Fisica

_Corpuscular

Facultad de Ciencias. Universidad de Valencia

_(Espagne)

(Reçu

le 30 mai

_1975,

_accepté

le 24

_juin

₁₉₇₅₎

Résumé. 2014 Nous _avons étudié les distributions

angulaires de la réaction

_{9Be(3He, 03B1)8Be*}

(1+)

formant les niveaux de 17,64 MeV et _18,15 MeV à 4, 5 et 7 MeV. L’allure des courbes est semblable pour les deux niveaux, le rapport de leur section efficace de formation est de l’ordre de 2 et ne _dépend

pas de

l’énergie

incidente. Nous donnons les résultats d’une _analyse en DWBA et nous discutons le

mélange de

_spin

_isobarique de ces niveaux. Abstract. 2014

Angular

distributions of the reaction

_{9Be(3He, 03B1)8Be*}

₍₁₊

levels at 17.64 MeV and 18.15 _MeV) are measured at _4, 5 and 7 MeV. The _pattern of the curves are similar for the two levels and the ratio of their cross sections is about 2 and is

_independent

of the incident energy. We give

the results of a DWBA _analysis and discuss isobaric _{spin mixing} of these levels. Classification

Physics Abstracts 4.116 - 4.305 - 4.420

La mise en évidence des états

_{isobariques analogues}

dans le

8Be a

suscité l’intérêt de nombreux auteurs.

Ce _noyau

_présente,

dans

_chaque

cas, des doublets de

spin

(2+,

1 + et

_3’)

comme membres

_possibles

des

multiplets d’isospin.

La

_comparaison

du

_comportement

des niveaux 2+

dans

_plusieurs

réactions

_{[1, 2, 3],}

sélectives ou non en

spin isobarique,

a montré _que ces niveaux étaient

très fortement

_mélangés

en

spin isobarique.

Les données

_{expérimentales}

concernant les autres

doublets sont moins nombreuses. Il est intéressant de les

_compléter

et de tester ainsi les modèles

_proposés

pour décrire leur comportement.

Nous avons

entrepris,

dans ce

_but,

l’étude de la

réaction

_{9Be(3He, a)8Be* (1 +),}

réaction

_qui

s’était avérée très sélective dans le cas du doublet 2+

_[4,

5,

6].

Cette réaction ne

_possède

_{pas de}

_règle

de sélection

en

_spin

_isobarique

et devrait donc former avec la

même

_probabilité

les états d’un doublet

_qui

ne

diffèrent _{que par} le

_{spin isobarique.}

Cette réaction a un

_grand

bilan et _permet de former des états dans cette zone d’excitation avec des

_énergies

incidentes _peu élevées.

Nous avons étudié les formes des distributions

angulaires

ainsi que la variation du

rapport

de for-mation des deux

niveaux,

en fonction de

_l’énergie

incidente entre 4 et 7 MeV. Nous

donnons,

dans une seconde

_partie,

les résultats d’une

_analyse

en DWBA

et

_enfin,

nous

_replaçons

ces résultats dans l’ensemble

des données relatives à ce doublet et _essayons de les

interpréter.

1. Conditions

_{expérimentales.}

- Les

mesures

expérimentales

ont été effectuées à l’aide du Van de Graaff du C.R.N. de

_{Strasbourg-Cronenbourg.}

Les

cibles étaient constituées de

’Be

_évaporé

sur _support

de carbone.

Nous avons

_utilisé,

_pour discriminer les

_particules,

un

_{spectrographe}

_magnétique

du _type

_Buechner,

associé à des

_plaques

nucléaires.

La

_figure

1 donne un

_exemple

de _spectres a obtenus.

On a noté sur les

_pics

les _noyaux résiduels

corres-pondants

en

_indiquant

le numéro de l’état

d’excita-FIG. 1. -

Spectre de _particules a obtenues dans l’interaction d’3He avec une cible de 9Be sur _support de carbone.

1056

tion. Le doublet

_{1 +, objet}

de cette

_étude,

est référencé comme les

_cinquième

et sixième niveaux du

8Be.

Nous avons, dans

chaque cas,

choisi une valeur du

champ

magnétique

de telle sorte _que les

_pics

considérés

soient dans la zone de la surface focale où la

disper-sion est la

_plus

faible,

de

_façon

à

_pouvoir

observer des niveaux

_larges,

_{tels que} celui à

_18,15

MeV.

L’erreur sur

_{l’intégration}

des

_pics

est

_liée,

d’une

part à la difficulté de discriminer dans certains cas

entre a et ’He diffusés

_(plusieurs

_{dépouillements}

avec

différents critères de sélection ont été

_effectués),

d’autre

_part,

à la

_présence

d’un fond de

_particules

a

qui

provient

de la cassure de

8Be

dans certains états excités.

Les rendements

obtenus,

déduction faite des

fonds,

ont été

_multipliés

_par le facteur de transmission

_qui

tient

_compte

de la variation de l’ouverture du

spec-trographe

avec la

_position

sur la surface focale. Nous

avons

_également

étudié la variation du _rapport des

«+ ja++

avec

_{l’énergie,}

dans le domaine

_qui

nous

intéresse,

et nous avons introduit le facteur de

correc-tion

_{correspondant [7].}

La

_comparaison

entre différentes mesures a été

réalisée _par

référence,

soit à la

_charge

_intégrée

dans

une _cage de

_{Faraday placée}

dans l’axe du

faisceau,

soit en utilisant comme moniteur une

_{jonction placée}

dans la chambre de réaction du

_{spectrographe.}

Les sections efficaces différentielles sont évaluées

en

_mb/sr

_par référence au rendement de la réaction

9Be(3He, t)9B

(0)

mesurée simultanément à certains

FIG. 2. - Distributions

angulaires de la réaction _{9Be(3He, a)8Be* (1 +).}

angles,

et dont Earwaker

_[8]

a donné les sections

efficaces absolues.

La

_figure

2 donne les distributions

_angulaires

obtenues _pour des

_énergies

incidentes de

_4,

5 et 7 MeV.

Les barres d’erreur tiennent _compte de l’erreur sur la mesure de

_9Be(3He,

_a)

_(estimation

des

_fonds,

erreur

sur le

_monitorage,

erreur

statistique).

L’erreur obtenue sur l’échelle des sections efficaces est de 15

_%.

Elle tient _compte de l’erreur sur les mesures de Earwaker

et de l’erreur introduite _par

_comparaison

des

rende-ments de

_9Be(3He,

_t)

et

’Be

(’He,

_a).

Nous pouvons comparer notre

courbe,

obtenue à 4 MeV _pour le niveau de

17,64

MeV,

aux résultats obtenus _par Dorenbusch

_[4].

Celui-ci trouve un

rendement vers l’avant

_plus

faible _que nous. Nous

pensons que cette différence

_provient

de critères d’évaluation des

_pics

différents des nôtres. Ceci _peut être

_{particulièrement}

notable à 4 MeV

_incident;

en

effet,

les _groupes de

_particules

a considérées sont

superposés

à un fond

_important.

Lorsque

l’on _compare les distributions

_angulaires

obtenues _{pour les} deux

niveaux,

on constate une

grande

similitude d’allure

_{qui correspond}

à une

prépondérance

d’effets directs. Afin d’estimer le

rapport des sections efficaces

_{r(17,64)/(7(18,15)}

et

donner ainsi une indication sur la sélectivité de la

réaction,

nous avons

_intégré

les courbes

expérimen-tales entre 0,D et

_900,

domaine

_angulaire

_pour

_lequel

nous avons des résultats

expérimentaux

pour toutes

les distributions.

Dans le tableau

_I,

nous

_reportons

les valeurs obtenues ainsi _que le _rapport des sections efficaces

intégrées.

Nous avons

_{également reporté}

les valeurs

que nous avons déduites par la même méthode des

résultats d’Artémov et al.

_[6],

obtenus à une

_énergie

plus

élevée.

Il faut noter _{que les} valeurs _que nous donnons à 5

et 7 MeV sont

_certainement

des valeurs _par défaut.

En

_effet,

les distributions

_angulaires

du niveau à

17,64

MeV décroissent moins

rapidement

avec

l’angle

que celle du niveau à

18,15 MeV,

et ainsi le domaine

d’intégration

entraîne une sous-estimation de la

section efficace totale

_{plus importante}

_pour le

_premier

niveau.

Ceci _{n’est pas} le

_{cas pour}

la valeur donnée _par Artémov et

_al.,

car les distributions

angulaires

à

26,7

MeV sont très fortement

_piquées

vers l’avant.

Nous en déduirons donc _que le

_rapport

des sections efficaces est

_{grossièrement}

de l’ordre de 2 et

_dépend

relativement _peu de

_l’énergie

incidente.

Pour tenter de déduire de ces résultats

expérimen-taux des

_{caractéristiques}

_{plus précises}

de ces

niveaux,

une

analyse

en DWBA a été

entreprise.

2.

_Analyse

en ondes distordues. - 2 .1 PARAMÈTRES

OPTIQUES DE LA VOIE D’ENTRÉE. - Dans le domaine

d’énergie

incidente de cette

_étude,

la diffusion

TABLEAU 1

par Earwaker et al.

[8]

à 4 et 6

MeV,

Park et al.

[9]

à

_4,

6 et 8 MeV et

_analysée

à l’aide du modèle

_optique

par ces auteurs, ainsi que par Thomason et al.

[10]

qui

ont utilisé les mesures à 6 MeV de Park.

Nous avons choisi les

_paramètres

donnés _par Park et

al.,

car le domaine

d’énergie

recouvre

entiè-rement le nôtre et la

_qualité

des

_ajustements

est

meilleure _que dans le travail d’Earwaker. Ces auteurs

donnent une

_expression

_analytique

des valeurs des

paramètres

en fonction de

_{l’énergie.}

Ceci nous a

permis

de les calculer à 5 et 7 MeV.

Park

_{indique qu’une}

_absorption

de surface

_plutôt

que de volume améliore les

résultats;

il utilise un

potentiel

imaginaire

de forme

_gaussienne.

Nous

avons

utilisé,

_pour les calculs en

DWBA,

le code

DWUCK

_[11]

dans

_lequel

le

_potentiel

_{d’absorption}

de surface est décrit _par la dérivée

_première

d’un

potentiel

de Woods-Saxon. Nous avons calculé les

paramètres

de ce

_potentiel,

de sorte _que le

_potentiel

d’absorption

soit

_équivalent

à la

_gaussienne

ori-ginale [9].

Les

_paramètres

que nous avons utilisés

sont

_reportés

dans le tableau.

2.2 CALCULS EN DWBA. - La

_grande

difficulté de ce calcul _repose sur

_{l’impossibilité}

de déterminer

expérimentalement

les

_paramètres

du

_{potentiel optique}

de la voie a + 8Be. Dans un

_premier

_temps, nous

avons utilisé des

potentiels

supposés

semblables

(diffusibn

a + ’Be à des

_énergies

voisines

_[12]

et

voie et+ 8Li*

₍₂₊₎

déduite de l’étude

_{9Be(t, et)8Li [ 13 ]).}

Ceux-ci _{n’ont pas}

_permis

de

_reproduire

l’allure des courbes

_{expérimentales.}

Nous avons

_donc,

dans une seconde

_phase,

effectué une recherche

systématique

des

paramètres

de ce

potentiel optique

en conservant les mêmes

_hypothèses

quant au mécanisme et les mêmes

_{approximations.}

2 . 2.1 Cadre du calcul. - Nous

avons

supposé

que les niveaux du doublet 1 + étaient formés par le

pick-up

d’un neutron dans l’onde 1 = 1. Le neutron peut donc être dans un état

_{1 P3/2}

ou

_{1 Pl/2.}

Le facteur de forme de l’état lié du neutron est

calculé avec un

_potentiel

central de _type Woods-Saxon

sans

_spin-orbite

avec _ro =

1,2 fm, a

=

0,65

fm,

dont la

_profondeur

est déterminée à

_partir

de

_l’énergie

de liaison du neutron. Les calculs sont faits dans

l’approximation

de

_portée

nulle,

sans cut-off et

avec des

potentiels

locaux.

2.2.2 Recherche des

_paramètres

du

_potentiel

de la voie a + 8Be

(1 +).

- Cette recherche

a _pour but de

comprendre

si

_{l’impossibilité}

de

_reproduire

les courbes

expérimentales

avec les

_paramètres

déduits de ’Be + a ou de

8Li

+ a est liée au mécanisme

_supposé,

à la

paramétrisation

du

_potentiel

ou bien à l’inexactitude

de

_{l’approximation.}

On se _propose donc de chercher

si,

partant de

_{l’hypothèse}

d’un

_pick-up

1 =

1,

il est

possible

de déduire des résultats

_{expérimentaux,}

des

paramètres

optiques

qui

aient une

_{signification,}

et

alors s’il est

_possible

d’obtenir des informations

spectroscopiques

sur les niveaux considérés.

Nous avons utilisé la même

_{paramétrisation}

_que pour la voie

d’entrée;

en

_particulier,

nous avons conservé un

potentiel imaginaire

de surface. Ce

choix a été fait _{pour que} les

_potentiels

3He

et a soient

comparables

et ainsi rester dans le cadre des

approxi-mations de la DWBA

_[14].

Nous avons

_également

conservé la même valeur _{pour rc.}

Les deux niveaux

_{1 +, objet}

de cette

_étude,

ont des

énergies qui

ne diffèrent que de 500 keV. On peut

donc _{supposer que} les

_potentiels

_optiques,

_pour une

même

_{énergie incidente,}

sont

_identiques.

Nous avons donc cherché le meilleur

_ajustement

à la fois _pour

les deux courbes

_{expérimentales}

à

_{chaque énergie}

(le

meilleur

_{ajustement correspond}

à la valeur

mini-mum du

X2

calculé en tenant _compte de tous les

points

expérimentaux).

Dans une

_{première étape,}

nous avons fixé

4

_Ws

= 40

MeV, aR

= aI =

0,6

fm et _{nous avons}

laissé

_VR

et _{les rayons} libres tout en

_{imposant rR}

= _rI.

La

_figure

3 montre la variation du

_x2/point

en fonction des valeurs de

_VR

_pour des _rayons constants.

On constate l’existence de

_plusieurs

minimums

corres-pondant

à des

_{VR qui}

diffèrent d’une centaine de

1058

Les minimums

_{correspondant}

à différentes valeurs des _rayons sont décalés

_{régulièrement.}

On retrouve

donc un résultat

analogue

à celui trouvé dans l’étude

de la diffusion

_élastique

_(ambiguïté

discrète et

conti-nue).

FIG. 3. - Recherche des valeurs de la

profondeur du potentiel

réel _VR du _{potentiel optique} 8Be* + a _permettant le meilleur

ajus-tement avec les résultats _{expérimentaux,} les autres paramètres

étant fixes. Les courbes sont données _pour différentes valeurs du

rayon des puits (rR = rl).

L’ambiguïté

continue est mise en évidence sur la

figure

4. Nous avons

_reporté,

_{pour 5}

MeV,

les valeurs de

_VR

_{correspondant}

au minimum de

x2/point,

en

fonction

_{de rR}

_(nous

avons

_indiqué

la valeur de ce

minimum en

_chaque

_point).

On retrouve une loi

VR r -R-

Cte.

Sur la

_{partie gauche}

de la

_figure

5,

nous avons

reporté

les courbes

_théoriques

obtenues _pour des valeurs de

_VR

_{correspondant}

au minimum des

diffé-rentes _{familles avec rR =}

1,2

fm. Les valeurs des

potentiels

sont les suivantes :

A - 80

MeV, B -

160

MeV ,

C - 260 MeV . Les courbes sont normalisées à l’ensemble des

_points

expérimentaux.

Soit K le facteur

_{correspondant.}

Il est

_possible

de faire

_plusieurs

_{remarques :}

- la famille A

correspond

à un accord

_légèrement

meilleur aux trois

_énergies.

Il faudrait en fait

_disposer

de

_{points expérimentaux}

aux

_plus

_{grands angles}

_pour

trancher réellement.

_Néanmoins,

la

_disparition

des

pics

dans le fond

_correspond

à une section efficace

faible ;

FIG. 4. - Variation des valeurs de

VR permettant le meilleur

ajus-tement en fonction des valeurs des rayons. La valeur du x2/point

est _indiquée au-dessus de _{points représentatifs.} ,

- à 4 et 5

_MeV,

il est

_impossible

de trouver un

accord satisfaisant _pour les deux niveaux à la

_{fois ;}

en

_particulier,

_{l’ajustement}

est mauvais _pour les

points

vers l’avant de la distribution du niveau de

18,15

MeV. Par contre, à 7

MeV,

l’accord est

compa-rable _pour les deux

niveaux ;

- les valeurs absolues des

constantes de

nor-malisation K varient très fortement d’une famille à

l’autre

_(jusqu’à

un facteur

_5).

Par contre, leur _rapport fluctue moins

_{(- 50 %).}

Dans une seconde

_étape,

nous avons

pris

comme

point

de

_départ

les

_jeux

_{précédemment}

obtenus

(rR

= rI =

1,2

fm)

_{et nous avons} laissé libres les

six

_paramètres.

Sur la

_partie

droite de la

_figure

_5,

sont

_reportées

les courbes

_théoriques

correspon-dantes. L’amélioration n’est pas considérable. Les remarques faites

précédemment

restent valables.

Cependant,

les valeurs absolues de K sont encore

plus dispersées

(facteur 8) ;

par contre, leur _rapport, à une

_énergie

_donnée,

reste constant à

_{10 %}

_près,

mais varie alors dans le domaine

_d’énergie

considéré,

d’environ 50

_%.

2. 3 DISCUSSION. - Nous

avons donc montré

l’exis-tence de familles de

_{potentiel optique}

_{caractérisées,}

comme celles mises en évidence dans l’étude de la

diffusion

_élastique,

_par le nombre de noeuds de la fonction d’onde à l’intérieur du

_puits

de

_potentiel

FIG. 5. - Courbes théoriques calculées

avec les _{paramètres optiques correspondant} au meilleur ajustement, si on effectue la recherche

sur deux paramètres (partie gauche) ou sur six _paramètres (partie droite).

Ce résultat est

_identique

à celui _{trouvé par}

Nur-zynski [16]

dans l’étude de

_26Mg(3He,

_a).

_{Il compare}

ces familles à celles obtenues directement _par l’étude

de la diffusion

_élastique

et montre _que les

_paramètres

de diffusion doivent être modifiés _{pour permettre}

un

_ajustement

correct dans le cas d’une

réaction,

mais _que

néanmoins,

la modification d’un seul

paramètre

de la voie a est suffisante.

Par contre, Stock et al.

[14],

dans l’étude de

54Cr(3He,

a),

s’ils considèrent eux aussi comme

nécessaire

_{l’adaptation}

des

_paramètres

de diffusion dans le cas d’une

_réaction,

établissent un critère

permettant de sélectionner

_parmi

les différentes famil-les de

_potentiels

_optiques

obtenus dans la diffusion

élastique.

D’après

ces _auteurs, on doit avoir :

De nombreux auteurs ont tenté de tester la validité de ce critère _pour différentes réactions

(3He,

_a).

confirma-1060

tions

_[17]

et _par

_analogie

dans l’étude de

_9Be(t,

_{a) [14],}

et des infirmations

_[18].

Nos résultats ne nous _{permettent pas} de confirmer

ce critère. Nous

obtenons,

au

_contraire,

une valeur

de

_X2

_{légèrement plus}

basse pour la famille

_A,

corres-pondant

à des

_potentiels

_peu

_profonds

et en _{tous cas,}

inférieurs aux

_potentiels

de la voie

’He

_{pour des}

rayons

comparables.

Bien que la

comparaison

avec

les

_paramètres

de la diffusion

_élastique

a sur le 9Be

soit un _peu

délicate,

du fait de

l’adaptation

nécessaire

aux réactions et de la différence de stabilité de ces

deux _noyaux, il est intéressant de noter _que les auteurs

qui

ont étudié cette diffusion dans le même domaine

d’énergie

[12],

retiennent des

_potentiels

a _peu

pro-fonds

_(’"

50

_{MeV) qui}

seuls

_permettant

un

_ajustement

assez bon à toutes les

_énergies

considérées.

Il

_paraît

_impossible

de tirer des informations

_plus

quantitatives

de cette

_analyse.

Nous n’avons _pas de

paramètres élastiques

de

référence,

les constantes K

sont très fluctuantes et l’accord est en fait médiocre.

On

_peut,

_par contre, en déduire _que le

pick-up

d’un neutron

_Ip

_permet

de rendre

_compte

de l’allure des distributions

_angulaires

des deux

niveaux,

mais

que ce mécanisme n’est sans doute _{pas le} seul en cause.

La difficulté d’obtenir un

_ajustement

de même

qualité

pour les deux niveaux à 4 et 5 MeV

paraît

être

_{significative.}

On _{peut supposer} la contribution

d’une résonance dans le _noyau

_composé

dans ce

domaine. En

fait,

nous avons mesuré la courbe d’excitation de

_{9Be(’He, oc)’Be (0+)}

et avons mis en

évidence une résonance

_large

aux environs de

_4,5

MeV.

Cette résonance

_{correspondrait}

à un niveau T = 0

dans le

12C

et ceci

_{pourrait expliquer}

le rendement

particulièrement grand

du niveau de

_{18,15 MeV,}

essentiellement T =

0,

à ces

_énergies.

Pour obtenir des données

_{spectroscopiques plus}

précises,

il serait intéressant de _comparer les réactions

9Be(’He, a)’Be* (1 +)

et

_{9Be(t, a)’Li* (1 +).}

En

effet,

pour les niveaux

isobariques

analogues,

on a :

2

et

₇₂

étant les

_{largeurs partielles}

neutron et _proton.

Cette dernière réaction a été étudiée _par Kim

_Syn

Nam

_[20]

de 500 à 1 572 keV et

_présente

dans ce

domaine

_d’énergie

incidente une distribution angu-laire vers l’avant. Il serait intéressant d’étendre ce domaine

d’étude,

afin de _comparer ces réactions à des

_énergies

incidentes

_{équivalentes}

et minimiser ainsi les difficultés

_d’analyse.

3. Doublet 1 +. - Nous

avons montré _que dans la réaction

_9Be(3He,

_a),

les niveaux 1 + sont

_formés,

tous

deux,

essentiellement _par un mécanisme de

pick-up

1 = 1 _et

que le rapport des sections efficaces de leur formation est de l’ordre de 2.

L’analyse

du mécanisme de cette réaction ne

permet pas de déduire sans

_ambiguïté

les

caracté-ristiques spectroscopiques

de ces niveaux. Ces

résul-tats doivent donc être

_replacés

dans l’ensemble des

résultats obtenus dans l’étude d’autres

_réactions,

et

ce sont toutes ces données

_qui

doivent être

_comparées

aux modèles

_proposés.

3. 1 RÉACTIONS SÉLECTIVES EN SPIN ISOBARIQUE.

-0

"B(d, oc)

forme le niveau de

18,15

MeV avec un

rendement environ dix fois

_{plus grand}

_que celui du niveau de

_17,64

MeV

_[21].

Ceci

_indique

une forte

composante 7" = 0 du niveau de

18,15

MeV.

Cepen-dant,

la transition Ml

_importante

vers le

fonda-mental

_[2]

_suppose l’existence d’une _composante

T =

1,

d’après

la

règle

de

Morpugo

dans les noyaux

self-conjugués.

e La

_comparaison

des réactions

9Be(d,

3He)8Li*

(1 +)

et

_9Be(d,

_t)8Be*

_{(17,64 MeV) [22]}

montre _que le niveau de

_17,64

MeV _peut être considéré de

_façon

satisfaisante comme membre du

_multiplet

d’isospin.

Ces réactions mettent en évidence un

_mélange

de

spin isobarique,

mais

_beaucoup

_plus

faible _que dans

le cas des niveaux 2 + .

3.2 LES RÉACTIONS DE PICK-UP D’UN NUCLÉON.

-0

9Be(p,

d).

L’étude de cette réaction

_[23]

conduit

à des conclusions

_comparables

à celles _que nous avons obtenues avec la réaction

9Be(3He,

a).

Si les valeurs absolues des facteurs F 2 =

_C2

_S(T)

(CT

= coefficient de Clebsch-Gordan de

spin

iso-barique, S

= facteur

spectroscopique)

déduites de

l’analyse

des résultats

_{expérimentaux}

et

correspon-dant aux deux

_niveaux,

varient

_beaucoup

d’un auteur

à

l’autre,

leur _rapport reste voisin de 2. Ce _rapport

est directement

_comparable

au

_{rapport expérimental}

car les effets

énergétiques

sont

_pratiquement

les mêmes _pour les deux

_niveaux,

aux

_énergies

incidentes

relativement élevées

_auxquelles

ont été effectuées ces

études

_{(34, 46,}

100 et 185

_MeV).

e La réaction

_9Be(d,

_t),

_par contre, est _peu étudiée.

Garvey [22]

indique

que le niveau de

17,64

MeV est

fortement excité et _que la distribution

_angulaire

est

semblable à celle du niveau de

16,9 MeV,

c’est-à-dire

_{caractéristique}

d’un effet direct. Par contre, il ne mentionne _pas la formation du niveau de

_18,15

MeV.

En

fait,

ce niveau est

_plus

difficile à observer car

plus large.

On ne _peut donc rien conclure _quant à la sélectivité de la réaction.

3.3 RÉACTION DE STRIPPING D’UN NUCLÉON.

-e Dans la réaction

’Li(d,

n) [24]

les distributions

angu-laires

_{correspondant}

aux deux niveaux sont toutes

deux

_expliquées

_[25]

_par un

_stripping

1 = 1. Le rapport des

_largeurs

réduites

02

_(18,15

_MeV)/02

(17,64 MeV)

est

_égal

à

1,93.

e Dans la réaction

’Li(3He,

_d),

seul le niveau de

17,64

MeV est mentionné

_[26].

La

_comparaison

de ces différentes réactions de

ont des

_{largeurs partielles}

neutron et _proton du

même ordre de

_grandeur.

, La

situation est très différente _pour le doublet 2 + .

Les réactions sélectives en

_{spin isobarique}

forment

les deux niveaux avec une

_{probabilité comparable.}

Par contre, dans les réactions de transfert d’un

nucléon,

l’un ou l’autre des niveaux est formé avec une

_{probabilité beaucoup plus}

_grande

suivant

_qu’il

s’agisse

du

_pick-up

d’un neutron

_(niveau

de

16,9

MeV)

ou du

_stripping

d’un _proton

_(niveau

de

16,6

MeV)

[1,

2,

3].

Marion

_[27]

a

_proposé

un modèle en sous-structure

à une

_{configuration}

_pour

_expliquer

les différents

résultats

_{expérimentaux}

obtenus _pour ce doublet : le

niveau de

16,6

MeV aurait une

configuration ’ Li

+ p,

celui de

_{16,9 MeV,}

une

_{configuration}

’Be + n. Pour

le doublet

1 +,

les résultats

_{expérimentaux précédents,}

ainsi que d’autres

analysés

par Paul

[12],

montrent

que l’extension de ce modèle

(en

_supposant une

exci-tation des

_coeurs)

est

_inadaptée.

Une

_explication

_plus

_générale

a été fournie dans le

cadre du modèle en couches en

_couplage

intermé-diaire

_{[1, 2].}

Dans ce

_modèle,

on _{suppose que les}

niveaux 2+ de

_{spins isobariques}

différents sont

dégénérés

ou

mélangés

_par l’interaction coulombienne.

On peut montrer que la

description

du doublet 2 +

par deux états

mélangés

à 50

%

en T est

_équivalente

à la

_{représentation}

en sous-structure à une

configu-ration.

Le modèle en couches _permet

_également

_{d’expliquer}

qualitativement

[3]

le

_mélange

de

_{spin isobarique}

beaucoup plus faible,

observé dans le doublet 1 +.

En

effet,

les calculs de Barker ont montré que le 8Be

était

_proche

de la limite L. S

_(les

états 2+ et 1 + sont

des états _{presque purs L} = 1 et les états J =

3,

des

états L =

2).

La

principale

_composante

provient

donc,

pour

chaque

état

_J,

du L admissible maximum.

Dans cette

_{approximation,}

on _peut décrire les

diffé-rents doublets de

_façon

_{simple :}

La similitude de

_description

des doublets 2+ et 3 +

permet de _supposer une interaction coulombienne

comparable,

donc un

_{mélange important}

_pour une

dégénérescence

comparable.

Par _contre,

l’interven-tion d’un

_état

_S

=

0 > L

=

1 >

dans l’état 1 +

T = 1 diminue l’interaction coulombienne _et

explique

le

_{mélange beaucoup}

moins

_important

observé. De

plus,

ces calculs montrent que ces niveaux sont

beau-coup moins

dégénérés (AE

= 1, 15

MeV),

ce

qui

diminue

_également

le

_mélange.

Dans l’évaluation

_précise

du taux de

_mélange,

on

se heurte à des difficultés.

Barker,

en introduisant un

mélange

de 6

_%,

_reproduit

assez bien les différentes

transitions _{y provenant} du niveau de

17,64 MeV,

le

rapport de

_{spin [28]}

de voie

_’Li(p,

_p)

_{ainsi que le} facteur

_{spectroscopique}

déduit de la résonance _pour

ce même niveau. Par contre, ce

_mélange

est incorrect pour décrire les mêmes

quantités

relatives au niveau

de

18,15

MeV.

Pour rendre _compte des transitions _{y provenant} de

ce

niveau,

Paul

[29]

introduit un

_mélange

de 10

_%

en

T en utilisant comme fonction d’onde de base les

fonctions d’onde non

_mélangées

calculées _par Barker. Ce

_mélange

_{plus important}

serait lié à la

_présence

d’un second niveau 1 + T = 1 calculé à

19,4

MeV.

On _peut

_également

_{supposer que} la fonction d’onde non

_mélangée

(1 ’

_{T = 0)}

attribuée au niveau de

18,15

MeV n’est _pas la bonne. Anderson et al.

_[30]

indiquent

que cet état est mal décrit dans le modèle

en couches. Cela revient à dire _que les deux niveaux

considérés ne forment _pas, en

_fait,

un doublet. C’est

également

la conclusion à

_{laquelle parviennent}

Detraz et al.

_[31]

_]

dans l’étude

_{de IIB(3He,6Li).}

La

proba-bilité très faible de formation de ce niveau

s’explique-rait en _{supposant que} celui-ci est en fait le second

niveau 1 + T =

0,

qui, d’après

les calculs de

Boyar-kina

_[32],

serait à

_1,2

MeV du

_premier,

et

_d’après

ceux de Barker

_[1]

à

_2,2

MeV.

_Cependant,

la

question

reste ouverte, car une telle sélectivité n’est _pas

obser-vée

_[33]

_{dans II B(p, et),}

réaction

_qui

_correspond

au

même transfert.

Remerciements. - Les auteurs tiennent à remercier

les

_professeurs

D.

_{Magnac-Valette,}

J. Catala et

F. Senent _pour leur accueil dans leurs laboratoires

respectifs.

Ce travail a été effectué avec

_l’appui

financier de

l’Instituto de Estudios

Nucleares,

du

C.S.I.C.,

du C.N.R.S. et de la collaboration

_{franco-espagnole.}

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