Diffusion et absorption résonnante des photons de freinage

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Submitted on 1 Jan 1960

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Diffusion et absorption résonnante des photons de freinage

A. Bussière de Nercy, M. Langevin

To cite this version:

A. Bussière de Nercy, M. Langevin. Diffusion et absorption résonnante des photons de freinage. J.

Phys. Radium, 1960, 21 (5), pp.293-295. �10.1051/jphysrad:01960002105029300�. �jpa-00236238�

293.

DIFFUSION ET ABSORPTION RÉSONNANTE DES PHOTONS DE FREINAGE

Par A. BUSSIÈRE DE NERCY ^et M. LANGEVIN,

Laboratoire de Physique Nucléaire, Faculté ^des Sciences, Orsay.

Résumé. - La diffusion résonnante des photons par le carbone et le magnésium ^a été étudiée

avec un faisceau de photons ^de freinage produit par ^un bétatron. On a étudié la diffusion réson- nante par le niveau de 15,1 ^{MeV de} 12C. Les résultats obtenus sont en accord avec ceux des autres auteurs. La même méthode permet d’observer la diffusion résonnante _par un niveau de 10,5 ^MeV

de 24Mg. La distribution angulaire ^du rayonnement ^{émis est en accord avec une} transition dipo-

laire. La mesure de la section efficace d’absorption ^à la résonance permet ^{de fixer la} largeur ^totale

du niveau et la largeur partielle d’émission _03B3.

Abstract.

The resonance nuclear scattering ^of 03B3 rays by carbon and magnesium ^{has been}

studied using ^the bremsstrahlung ^{beam of a} betatron. We first studied the resonance scattering by ^{the 15.1 MeV} level in 12C. The results are in good agreement ^with previous experiments.

With the same method we can observe the resonance scattering by ^{a 10.5 MeV level in} 24Mg. ^The angular distribution of scattered photons ^is predominantly dipole. ^The peak abs orption ^cross-

section is determined and permits ^the radiative ^{width to the ground} state and the total level width to be obtained.

LE JOURNAL DE PHYSIQUE ^{ET LE} RADIUM TOME 21, ^MAI 1960,

La diffusion et l’absorption résonnante des

photons par le carbone et le magnésium ^{ont été}

étudiées avec le faisceau de photons ^de freinage produit par le bétatron du laboratoire de Synthèse Atomique du Centre National de la Recherche

Scientifique.

Le dispositif expérimental (fig. 1) comprend

deux collimateurs en plomb ^{et en fer} qui ^défi-

nissent un faisceau de 3 cm de diamètre sur la

cible, ^{un aimant} permanent ^{destiné à éliminer}

les électrons du.faisceau ; ^une enceinte vidée évite la diffusion des photons par l’air ; ^une protection

en béton et paraffine sépare le bétatron de la salle

d’expérience ^{et le faisceau est} arrêté par,un piège

en béton et paraffine. ^Les photons ^{sont détectés}

par ^un cristal de INa(Tl) ^de 12,5 ^cm de diamètre et 15 cm de long, protégé par 10 ^cm de plomb ^et

5 cm de paraffine borée, pouvant ^{tourner autours}

de la cible de 400 à 1400 par rapport ^{au faisceau}

incident. On se place ^en général à 1400 pour dimi-

nuer l’effet des diffusions électroniques prépon-

dérantes vers l’avant ; ^un filtre de 6 cm de dia- mètre et 10 cm d’épaisseur ^de plexiglass placé

devant le cristal perrnet d’arrêter les électrons et d’éviter l’empilement ^des impulsions ^corres- pondant ^{à des} photons ^{de faible} énergie.

L’énergie du bétatron est rigoureusement pro-

portionnelle ^{au courant} d’excitation commandé par ^un potentiomètre hélicoïdal. L’étalonnage ^en

valeur absolue a été effectué avec le seuil de la réaction : 12C(y, n) ^{11C de} 18,73 ± 0,03 ^MeV [1].

L’intensité du faisceau est mesurée par ^une chambre d’ionisation à parois épaisses ^de gra-

phite [2]. ^{La mesure du flux se} fait par intégration

du courant de cette chambre. On obtient une bonne

précision ^sauf pour les flux faibles car le courant

résiduel dû aux fuites et à l’activation du carbone

et de l’aluminium de la chambre, ^{devient alors}

- relativement important. ^{Pour les mesures abso-} lues, il faut introduire une correction tenant

compte ^{de ce courant résiduel et} des dimensions du faisceau frappant ^la chambre. Les résultats obtenus sont en accord avec des mesures faites

avec une chambre Victoreen. Le spectre ^en énergie du faisceau de photons ^{a été obtenu à} partir des tables de Penfold et Leiss [3].

L’appareillage électronique ^{utilisé est} représenté schématiquement ^{sur la} fig. ^{2. Les} impulsions ^du

détecteur sont analysées par ^un sélecteur d’ampli-

tude à 50 canaux. Une porte commandée par le courant d’expansion ^{de bétatron ne} laisse passer les impulsions que pendant le passage du faisceau,

ce qui ^réduit considérablement le mouvement propre. L’intégrateur ^{commande le} comptage ^des impulsions. Malgré ^{une mise en forme des} impul-

sions (1 f1.s), ^{on ne} peut ^admettre plus ^{de 50} impul-

sions par seconde pour éviter ^les empilements ;

ceci conduit à diminuer dans certains cas l’inten- sité du bétatron.

Le détecteur est étalonné avec les photons ^de 4,43 ^{MeV d’une source} de Po-oc-Be et ceux de

15,1 ^{MeV obtenus} par diffusion résonnante par de 12C.

Le mouvement propre ^en l’absence de cible a été rendu négligeable ^{dans la} plupart ^des expériences grâce ^aux différentes protections ^{et à l’enceinte}

vidée. On peut ^tenir compte de la diffusion non

résonnante par comparaison ^{avec une cible de}

numéro atomique ^voisin.

On a observé la diffusion résonnante par le niveau de 15,1 ^{MeV de 12C} déjà étudiée par ailleurs [4], [5]. ^Le spectre obtenu avec un faisceau

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:01960002105029300

294

FIG. 2.

d’énergie ^{maximum 12,5 MeV et une cible de} graphite ^{de 40 mm} d’épaisseur ^est représenté figure ^3.

F I G. 3.

En analysant [5], [6] ^{les résultats obtenus avec}

des cibles d’épaisseurs différentes, ^{on obtient en}

tenant compte ^de l’élargissement Doppler, ^la

,

section efficace d’absorption ^{à la résonance}

60a

25 ± ⁴ barn. Ceci conduit à une largeur partielle correspondant ^à l’émission d’un photon

vers l’état fondamental ryO

^{56 ± 11 eV et une} largeur ^{totale r}

^{72 ± 14 eV.} D’après ^le spectre ^{obtenu on} peut ^{fixer une limite} supérieure

de la largeur partielle correspondant ^{à l’émission}

d’un photon ^{vers le} premier état excité de 4,43 ^MeV

1.

fs G.

295

de 12C, rYl ^{6,5 eV. La} section efficace intégrée

est donc r a dE = 1 GÎ ^ryo

^{2,2 ± 0,5 Met. mb}

en accord avec la valeur expérimentale [7].

Le même phénomène ^a pu être mis en évidence

en étudiant la diffusion du faisceau _par une cible de magnésium. ^{On a} pu, ^en faisant varier l’énergie

du bétatron, déterminer l’énergie ^du niveau excité

Eo

10,5 ± 0,14 ^MeV [7]. ^La distribution _angu- laire des photons ^{diffusés a été observée} pour ^un

angle ^{variant de 40° à} 1400 par rapport ^{au faisceau} incident [6]. Cette distribution angulaire, figure 4, présente ^{un caractère} dipolaire prépondérant, ^ce qui correspond ^{à un} spin ^J

¹ pour ^ce niveau.

FIG. 4.

La distribution angulaire ^étant identique ^{à la}

corrélation angulaire ^{entre deux} photons ^{en cas-} cade, ^{la courbe} théorique W(o)

^{1 + cos2 0} correspond ^{à la cascade} (0 ~ 1

0) ^{et la courbe} W(0) = 1 - 3 cos 2 6+4 ^{cos 4 0 à la cascade} (0 ~ 2 ~ 0). ^{Mais comme la} résolution du détec- teur ne permet pas de séparer ^{les raies de} 10,5 ^MeV

vers l’état fondamental J

0+ et de 9,1 ^MeV

vers le premier état excité J

2+ [8] ^{on doit}

avoir théoriquement ^une superposition ^{de ces deux}

transitions avec les intensités respectives 3/5 ^et 2/5 ^ce qui conduit à la va.leur de

correspondant ^à

Les résultats expérimentaux semblent confirmer cette hypothèse. L’étude de la réaction 23Na

(d, n) 24Mg ^{donne la} parité + pour ^ce niveau [9].

Des mesures ont été effectuées _pour des cibles

d’épaisseurs différentes. L’analyse des résultats obtenus [6] détermine la section efficace à la résonance (a0a

g. 4 7r î 2 . Ilto /Il (facteur statistique

g

(2Je ⁺ 1)/2 (2J f ⁺ 1) ; longueur ^{d’onde ra-}

tionalisée des photons 2

hc/Eo). ^{On a aussi}

effectué des mesures d’autoabsorption pour diffé- rentes épaisseurs d’absorbant. L’analyse ^des

résultats [6] détermine aussi la section efficaces 6a.

Ces différentes mesures donnent

,Gâ = 7 + 2 barn, ryo

^{180 + 50 eV}

et r

1,7 + 0,4 ^{keV. Si on tient} _compte ^de l’hypothèse précédente ^selon laquelle ^{on a une} superposition des transitions vers l’état fondamen- tal et vers le premier ^état excité, ^on obtient par contre hYO

^{110 ± 30 eV et h}

^{1 +} 0,3 ^keV.

La section efficace intégrée ^est

en accord avec la valeur expérimentale [7].

Les résultats obtenus pour le niveau de 15,1 ^MeV

de 12C sont en accord avec ceux des autres au- teurs [4], [5]. ^La largeur ryo

56 "+ ii ^{eV est en}

accord avec la valeur théorique Ir. (M1)

0,021 E3y

⁷⁰ eV, pour ^un niveau à particule indépen-

dante [10]. ^{Pour le niveau de} 10,5 ^{MeV de} 24M g

la largeur Rye

^{110 ± 30 eV est} supérieure ^{à la} valeur théorique P.,(Ml)

^{24 eV. La désexcita-}

tion de ce niveau _par émission oc vers l’état fonda- mental J

0+ de 2°Ne étant interdite, ^la largeur

r

1 :1: 0,3 ^{keV est} difficilement explicable

même en supposant ^la désexcitation du niveau par plusieurs ^{cascades vers} différents niveaux excités de 24Mg. Il n’est pas exclu que ^ce niveau

appartienne ^à 26Mg, ^ce qui correspondrait ^{alors à} ag

48 ± ¹⁰ barn, hYO

^{i10 + 30 eV et}

P

150 ^{40 eV.}

Ce travail ^a été effectué au laboratoire de Syn-

thèse atomique ^du C. N. R. S. Nous remercions M. le Professeur C. Magnan qui ^{a bien voulu s’in-}

téresser à cette étude.

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