Nouvelles transitions des étains pairs 120, 118, 116, 114 et de l'antimoine impair-impair 116

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Submitted on 1 Jan 1968

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Nouvelles transitions des étains pairs 120, 118, 116, 114 et de l’antimoine impair-impair 116

O. Rahmouni

To cite this version:

O. Rahmouni. Nouvelles transitions des étains pairs 120, 118, 116, 114 et de l’antimoine impair- impair 116. Journal de Physique, 1968, 29 (7), pp.550-562. �10.1051/jphys:01968002907055000�.

�jpa-00206690�

NOUVELLES

TRANSITIONS DES

ÉTAINS

PAIRS

120, 118, 116, 114

ET DE L’ANTIMOINE

IMPAIR-IMPAIR

116

Par O. RAHMOUNI

(1),

Institut de Physique Nucléaire, Orsay.

(Reçu

^{le 11 janvier}

1968.)

Résumé. 2014 L’étude

spectroscopique

^des

isotopes pairs

des étains 120, 118, ^{116 et 114 est} refaite à

partir

^{de la}

désintégration

^des

isotopes

d’antimoine et de tellure à l’aide de détecteurs

au

germanium (Li).

Les

énergies

^et les intensités relatives _03B3 sont fournies. Certaines transitions nouvelles sont

placées

dans les schémas de niveaux

grâce

^aux coïncidences

jonction

^Ge

photomultiplicateur-NaI.

Des niveaux 0+ vus seulement par réactions nucléaires ^sont mis en évidence dans 120Sn et 118Sn.

Quelques

transitions _03B3 de

l’isotope

^{116Sb sont obtenues.}

Abstract. ²⁰¹⁴ The

spectroscopic study

^{of the tin}

pair isotopes

120, 118, 116 and 114 is carried out

again

^{from the}

disintegration

^of

antimony

and tellurium

isotopes using

germa- nium

(Li)

^detectors.

The _03B3

énergies

^{and relative} intensities are

given.

^{Some new} transitions are set in the level schemes with

help

of coincidences

using Ge (Li)

^{and NaI. Some 0+ levels}

only

^seen

by

nuclear reactions are

emphasized

in 120Sn and 118Sn. Some transitions of the 116Sb

isotope

are obtained.

Introduction. ^- Les

isotopes

^{d’6tain ont donne lieu}

a de nombreuses etudes

expérimentales

^et

th6oriques.

Ces _noyaux,

qui comportent

^une couche ferm6e en

protons

(Z

⁼

50),

sont consid6r6s ^comme des _noyaux

sph6riques

vibrationnels. Dans la

séquence

des niveaux des

isotopes pairs,

^les

premiers

²⁺

poss6dent

^{bien les}

propri6t6s

collectives a un

phonon.

^{Les 6tats 4+ exis-}

tent vers le double de

1’energie

^{des 6tats}

2+,

^{mais leur}

nature collective n’est pas ^{encore nettement} 6ta- blie

[7].

^Par

contre, l’absence

^{des autres membres du}

triplet

^n’est pas

expliqu6e.

Les valeurs des ^moments

quadrupolaires

^des

premiers

^niveaux 2+ trouv6es r6cemment sont certes differentes de zero et assez

grandes

pour des _noyaux dits

sph6riques [116Sn : Q = (+ 0,60 + 0,25)

^10-24

cm2,

^{soit un} noyau oblate

(p =-0,14),

^{et 124Sn :}

Q = (- 0,46 ± 0,25)

^10-24

cm2,

soit un noyau

prolate (p = 0,10)] [23].

^Afin

d’expli-

quer

pourquoi

le modele vibrationnel

pr6dit

^un

moment

quadrupolaire nul,

^Kumar

[1]

consid6re les fonctions d’onde dans la

representation P,,

^{de Bohr.}

Les moments

quadrupolaires

^{des 6tats 2+ s’annulent}

non pas ^{a cause} des fonctions d’onde

qui

^sont

sph6- riques,

^{mais par} le fait que le noyau

poss6de

^une

69ale probabilite

^{d’etre «}

prolate »

^{et « oblate ».}

Quand

1’hamiltonien

comporte

^{un terme}

dependant

^de y

[1],

ce terme cree une difference

prolate-oblate

^{et le mo-}

ment

quadrupolaire

^{d’un 6tat 2+ n’est}

plus

^{nul. Un}

(1)

^{D6tach6 de} l’Institut d’Etudes Nucleaires

d’Alger.

traitement d6taiII6 du modele a

phonons quadrupo- laire,

^{en tenant} compte ^{des termes}

anharmoniques,

arrive a

pr6voir

la coexistence de

grands

^moments

quadrupolaires

^{des etats I = 2 et des} spectres ^vibra- tionnels

[1].

Les

descriptions microscopiques

des etains

pairs

par

plusieurs

^{auteurs rendent} compte ^{de mieux en mieux} des

spins

^et

energies

^{des 6tats}

observes,

^de

quelques probabilites

de transition et de certaines autres carac-

t6ristiques.

^En

particulier,

les calculs d6taill6s d’Ar- vieu

[4]

^{avec une} interaction a

port6e

^finie

(r

^--

2fm)

et de Sawicki

[6]

^{utilisant en outre une} interaction

quadrupolaire

^nous

fournissent,

pour 1’excitation des

niveaux,

^des

configurations,

^{soit a 2}

quasi-particules (Arvieu),

^{soit a 2 et 4}

quasi-particules (Sawicki).

Nous avons

repris

1’etude des etains avec les nou- veaux d6tecteurs au

germanium

afin de rechercher les

autres membres du

triplet

^{et de}

determiner,

^si

possible,

leur nature.

Préparation

^{des sources. - Nous avons} irradie de 1’etain et de 1’antimoine naturels au

synchrocyclotron

de 155 MeV

d’Orsay

par reactions

Sn(d

^et p,

xn)Sb

et

Sb(d

^et p,

xn) Te

^{a diverses}

energies.

L’antimoine form6 en

quantite imponderable

^était

volatilise dans la source d’ions du

s6parateur

^{de masse}

en meme temps

qu’une grande quantite

d’etain. Nous

avons effectu6 1’extraction

chimique

suivante : le

produit

^irradie était dissous dans 10 cm3 d’une solution

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01968002907055000

d’acide

nitrique

^{12 N}

(70 %) plus

de 1’acide chlo-

rhydrique

^{11 N}

(30 %)

^{en chauffant a 80 °C. La}

dissolution était d’autant

plus rapide

que 1’etain irradie était suffisamment divise en feuilles minces : 200 _mg en feuilles de 100 _L

d’6paisseur.

Cette solution était vers6e dans 2 cm3 d’acide

chlorhydrique

^{8 N}

contenant 2 mg de trichlorure d’antimoine utilise

comme entraineur. Elle etait

ag-i tée puis

additionnee de 5 cm3 d’éther

isopropylique. Apr6s agitation,

^la

solution était

centrifug6e.

L’intensit6 de la coloration bleu-violet de 1’emulsion

organique indiquait approxi-

mativement le

degre

d’extraction de l’antimoine. La solution

organique

était alors

s6par6e

^{de la solution}

acide et

6vapor6e

^{dans une}

capsule

^en quartz ^en

presence

^{d’une tres}

petite quantite

de chlorate

d’hy- droxylamine.

^Le

compose organique

d’antimoine actif tres volatil était refroidi dans de l’azote

liquide

^avant

d’etre mis sous vide dans la source d’ions du

s6para-

teur. La

separation

était obtenue _par elevation _pro-

gressive

^{de la}

temperature jusqu’a

^{300 °C. Pour des}

isotopes

^de

p6riodes

^{courtes 113Sb}

(T/2

^{= 7}

mn),

nous avons pu effectuer le traitement

chimique

^en

10 ^mn et la

separation

^{en 7 mn.}

La

separation

des tellures

(114, 116, 118)

^a

partir

de l’antimoine naturel irradie était effectu6e direc-

tement au

s6parateur

^{de masse en raison de} 1’existence de seulement deux

isotopes

stables d’antimoine 121

et 123.

Appareillage.

^{- Pour les} spectres directs de basse

6nergie,

nous avons utilise une

jonction

^au germa- nium

(Li) [8]

^de

1,5

cm3 suivie d’un

préamplificateur

refroidi

[9]

^dont 1’ensemble avait une resolution moyenne de 2 keV et était reli6 a ^un

analyseur

a 512 canaux. Par

ailleurs,

^{un cristal}

NaI(Tl)

^de

7,5

^X

7,5

^cm

Harshaw,

suivi d’un

photomultipli-

cateur

RCA,

^{donnait une} resolution de

7,2 %

^à

662 keV et était associe a un correcteur de derive HVL.

Pour un taux de

comptage

de 10 000

c/s,

^{la derive}

etait inferieure a 4

0/00.

Pour les spectres ^de

plus

^haute

6nergie, une jonction

au

germanium (Li)

^de

3,5

^{cm3 et de 6} keV de resolu- tion a 1 333 keV etait associ6e a un convertisseur CA25 a 1 024 canaux et un ordinateur PDP8 _pro-

gramm6

pour stocker 224 _{coups par} canal.

Les coincidences _y-y 6taient r6alis6es a 1’aide d’un cristal Nal

(3"

^X

3")

^{et de la}

jonction

^de

3,5

^cm3.

La voie

rapide pouvait

^{atteindre une} resolution de 17 ns.

Cependant,

^{nous avons travaillé avec une}

resolution 2r ⁼ 40 ns afin d’avoir un taux de coin- cidences vraies suffisant.

R6SULTATS EXPÉRIMENTAUX

ET

INTERPRETATION

I. Niveaux de 120Sn. ^- 1. DESINTEGRATION DE

12°Sb(1 +)

^{VERS 12°Sn. -} L’6tude de la reaction

121Sb(y, n) [10]

^avait

permis

^{la mesure de la}

p6riode T1/2

⁼

16,4

^mn de 1’6tat fondamental. Les trois

separations isotopiques

que ^{nous avons} effectu6es nous

fournissent une

p6riode

^{de :}

T1/2

⁼

17,5 :t: 0,2

^mn.

La

presence

^{d’un peu de r2°Sb}

(5,8 j)

^{dont nous avons}

tenu compte ^ne suffit pas ^a

justifier

la diff6rence avec

les valeurs

pr6c6demment propos6es [10, 25].

^La

décroissance de 1’6tat fondamental 1+ de l’antimoine

se

produit

essentiellement _par emission

P+,

^alors

qu’elle

se fait entierement par

capture 6lectronique

pour l’isom6re

(8-).

Les rayonnements y de

89, 198,

^{1 024 et 1 171 keV}

appartiennent

^{a la}

désintégration

^de 1’6tat isom6-

rique (fig. 1).

Les raies de 1

171, 703,5

^et 1 039 keV sont attri- bu6es a la

disintegration

de 1’etat fondamental a

partir

FiG. 1. ^-

Spectre

y

provenant

^{de la}

desintegration

^{de l2oSb}

(1+)

--> 120Sn.

TABLEAU I 120Sb

(16 mn)

COMPARAISON DES INTENSITES RELATIVES Y

PROVENANT DE LA DESINTEGRATION

DE 120Sb

(17,5

^{mn ET}

5,8 j)

des intensités relatives ^et des coincidences. Le tableau I montre les intensités relatives du _y de 1 171 keV _pro-

venant de 12°Sb

(5,8 j

^{et 16}

mn)

^{et du} y de 1 024 keV du

uniquement

^{a l2oSb}

(5,8 j).

^{Ainsi le}

premier

niveau 2+ de l2oSn est alimente directement _par 1’6tat fondamental de l2oSb

( fig. 3).

Niveau à 1 874,5

^{keY. - Le} y de

703,5

^{keV en coin-}

cidence avec le _y de 1 171 keV nous situe ^un niveau a

1 874,5

keV. Or il a ete vu par reaction

(pp’) [11]

et

(d, p) [27]

^{un 6tat 0+ a 1 872 keV}

qui correspond

bien a ce niveau. Le deuxi6me niveau

0; th6orique

est

pr6vu

^a

1,61

^MeV par Arvieu

[5];

^{il est}

pr6vu

par Ottaviani

[6]

^a

^{1,94 MeV,}

^{en utilisant une force}

type quadrupolaire,

^{et a}

^{1,86 MeV,}

^{en utilisant une}

force

type

^de

Gauss-Wigner.

Les valeurs

num6riques th6oriques

encadrent bien notre valeur

expérimentale.

La valeur trouv6e

th6oriquement [6] (1,86 MeV)

par

F approximation

^de Tamm-Dancoff ^et les

melanges

de

configurations

^{a 2 et 4}

quasi-particules indique

^un

taux de 14

%

^de

melange

^{de 4}

quasi-particules.

^Bien

qu’il

^{soit os6} de lier la ^nature collective des niveaux a

l’importance

^des

configurations

coh6rentes a 2 et

4

quasi-particules,

le niveau 0+ ne semble _pas collectif et, par

consequent, n’appartient

pas ^au

triplet

^attendu

vers

2,2

MeV. Les calculs r6cents utilisant la seniorite zero ^et

n6gligeant

la seniorite 4 constituent une

meilleure

approximation

que

1’approximation

^Tamm-

Dancoff a 2

quasi-particules

seulement. Comme _pour la

QSTD [6]

utilisant les 2 et 4

quasi-particules,

^la

coherence du

melange

^des

configurations

ainsi obtenue

reste faible ^et n’est _pas favorable a un caract6re collectif.

Niveau a 2 210 keY. ^- La transition y de 1 039 keV d6croit avec la

p6riode

^de

^17,5

^mn.

Cependant,

^nous

ne 1’avons pas observ6e dans le

spectre

de coincidence

avec la raie de 1 171 keV

(tr6s

^faible

statistique

^sur

les raies autres que 511

keV).

^{Or cette} transition ne

peut

pas aboutir directement ^au fondamental en

situant un niveau

plus

bas que le

premier 2+ ;

^ce

qui

est contraire aux considerations de force de

pairing

et de

configuration g6n6rale

des schemas de niveaux des _noyaux

pairs-pairs.

^En outre, ^cette transition ne

peut pas aboutir au niveau a

1 874,5

^{keV en d6sexci-}

tant un niveau a

1874,5 + 1 039

⁼

2 903,5 keV, puis-

que le

Qde

^la transition ne

d6passe

pas 2 686 keV

[12].

Il est donc vraisemblable que ^cette transition aboutit

au premier 6tat excite 2+. Le niveau 2 210 keV corres-

pondrait

^au niveau 0+

(2 170 keV)

^vu par reac- tion

(d, p) [13, 29].

^Cohen

[13]

^{semble ne} pas exclure la valeur 1+. Or I’absence de transition de 335 keV

entre les 6tats

1+

^et

0+

semble favorable a 1’attribu- tion 0+ a ce niveau a 2 210 keV. En outre, le

premier

niveau

th6orique

¹⁺

pr6vu [5]

^{se situe a}

2,95

^MeV.

A

plus

^ou moins 200 keV

pr6s,

^cette valeur demeure

assez loin de la notre. Ces memes calculs

pr6voient

le troisi6me

0+3

^a

2,53

^{MeV et ceux} de Sawicki

[6]

a

2,24

^{MeV en} utilisant la force

Gauss-Wigner

^et

a

2,89

^{MeV avec la force}

P2 quadrupolaire.

^{En consi-}

d6rant

1’energie,

nous sommes

plus pres

de la force

Gauss-Wigner

^{avec un taux de 14}

%

^de

quasi-parti-

cules _que de la force

P2

^{avec 98}

%.

Des calculs en cours au

sujet

^du detail des

configurations

^{de ce}

niveau

0+3

^nous permettront d’examiner ^{sa nature.}

2. DISINTEGRATION DE

120Sb (8 )

^{VERS 120Sn. -}

Cette

désintégration

^{a ete tres} bien 6tudi6e _par Niel-

sen

[14]

ainsi que par

Ikegami [15, 16].

^{Les tran-}

sitions de

0,09, 0,20, 1,03, 1,17

^{MeV et} les niveaux a

1,17 (2+), 2,20 (4+), 2,29 (5-)

^et

2,49 (7-)

^{MeV sont}

bien connus

( fig. 3).

^La transition directe 5- ^- 2+

est

signal6e

^{avec une} intensite relative de

0,5 %

^envi-

ron par rapport ^{a la raie de}

1,17

^MeV.

Nous avons

repris

1’etude de cette

désintégration

avec les

jonctions

^au

germanium.

La

p6riode propos6e [17]

^de

5,8 j

^{a ete vérifiée.}

Outre les transitions

signal6es plus haut,

^{nous avons}

observe les transitions suivantes :

288,

¹

109,

¹

114, 1 220, 1 261, 1 368, 1 445,

^{2 615 keV}

( fig.

^{2 a et}

b).

TABLEAU II

120Sb (5,8 j)

INTENSITES RELATIVES Y

Les intensités relatives _y ^sont fournies au tableau II.

La

figure

^{2 montre le}

spectre

y de 1 000 a 3 000 keV realise avec une

jonction

^de

4,5 cm3,

de resolution

4,5

^{keV a} 1 836 keV. On ^note la

presence

^des rayon- nements de 119Te

(1 136,5,

^{1 213 et 2 089}

keV) qui

est assez bien ^connue

[19]

^et

qui

^{ne nous a} pas

gene.

FIG. 2. ^-

Spectres

y

provenant

^{de la}

desintegration

^{de 120Sb}

(8-)

^{- 120Sn :}

a)

^{30 keV E 1 300} keV;

b)

^{1 000 keV E 3 000 keV.}

Le rayonnement y de 1 368 keV existe aussi dans llsTe a 1 366

keV,

^{mais avec une} intensite de 2

%

par

rapport

^au 1 213 keV. Dans notre

spectre,

^la propor- tion du 1 368 keV est de 27

%.

^En outre, c’est ^une transition

qui

^est

toujours

apparue dans les spectres purs du l2oSb. La transition de 288

keV,

^{si elle}

existe,

peut ^contenir de la cascade 90 et 198 keV. Pour combattre 1’effet de somme, nous avons realise

plu-

sieurs spectres ^avec

des jonctions

^de

0,5, 1,5

^et

4,5

^cm3

a diverses

distances, qui

^{nous ont donne une intensite}

relative _y de 1

%,

^{valeur nettement}

’supérieure

^{a celle}

de

0,03 % propos6e

par

Ikegami [15].

^Le rayonne-

ment y de 1 593 keV constitue le

pic

^{de double}

6chap-

pement du 2 615 keV. Le _y de 2 193 keV

pourrait

resulter de

1’empilement

des y intenses de ¹ 024

et 1 171 keV. La

figure

^{2 montre un}

spectre

y realise avec une

jonction

suivie d’un

préamplificateur

refroidi

[5]

^{de 2} keV de resolution a 1 000

keV;

^on

distingue

^{bien un} y de 1 109 keV ^a cote du _y de 1 114 keV.

Transition directe de 1114 ke v. ^- Cette transi- tion 5- --> 2+ a 6t6

pr6vue

^par

Ikegami [15] ( fig. 3).

Elle ressort bien en coincidence ^avec la raie de 1 171 keV. Son intensite relative _y, donn6e au ta-

bleau

II,

^nous permet ^{d’estimer sa} vie moyenne à

partir

^{de la}

p6riode

du niveau 5-

[7],

des intensités relatives _y et des coefficients de conversion des multi-

p6les

^El

(90 keV)

^{et E3}

(1

¹¹⁴

keV) :

Le facteur de reduction des

probabilités

de transition

expérimentales

^et

th6oriques

^{de la}

particule ind6pen-

dante de Moszkowski

[18]

pour ^cette transition est

donc : F ⁼

’Tsp!’Texp

⁼

^1,87.

Cette transition

semble,

par

consequent,

^normale vis-a-vis du modele a

parti-

cule

ind6pendante.

^{Le niveau 5- est considere comme}

un 6tat a deux

quasi-particules

^{avec le}

melange

^de

configurations (h11/2’ d3/2)

⁹⁰

%

^et

(h1112, S112) ^9,8 % [5].

Le niveau 2+ est un 6tat collectif a un

phonon.

^La

transition E3 entre ces deux 6tats devrait etre assez

retard6e a cause de la double interdiction de creation d’un

phonon

^et d’annihilation de deux

quasi-particules.

En considerant les calculs

microscopiques

^{realises pour}

les 6tats de

parite negative

^avec seulement deux

quasi- particules

^{nous ne} pouvons pas conclure. 11 ^est _pro- bable que l’introduction des

configurations

^{a 4}

quasi- particules puisse élargir

la base de cet 6tat 5- ^et lui donner une coherence

qui

le classe dans ^{une nature} collective.

Transitions

1220, 1261,

1368. - Elles sont en

coincidence avec la transition de 1 171 keV. Le

Q de

la reaction entre l2oSn et l2oSb est de 2 686 keV

[12].

Ces transitions excitent donc le

premier

^etat

2+,

^car

elles ne peuvent pas alimenter les niveaux

superieurs

sans que la valeur du

Q,

de la reaction soit

d6pass6e largement.

^{Seule la} transition

(1 ^{220 ±} 2)

^keV peut etre alimentee _par le niveau 7-.

Actuellement,

^{la raie de}

(92 + 2)

^{keV mise en}

pointill6s

dans le schema de niveaux ne peut pas etre

distingu6e

^de la raie intense de 90 keV

( fig. 3).

^La

FIG. 3. ^- Schema de niveaux de l2oSn.

faible valeur de l’intensit6 de la raie de 1 220 keV et, par

consequent,

de celle de 92

keV,

^{nous am6ne à}

penser a ^un 4+ comme

spin probable

^{du niveau}

a 2 391 keV. Or les th6oriciens

pr6voient

des 6tats 4+

qui

augmentent ^{tres vite en}

energie

^{avec la masse}

dans les 6tains : _pour

120Sn,

le deuxieme 4+ est

pr6vu

vers

3,5

^MeV par Arvieu

[5]

^{et Ottaviani}

[6].

Les travaux par reactions

(d, p)

^et

(p, p’) [27]

^ne

trouvent pas de niveaux 4+ mais un 6tat 3- a la valeur

precise

^{de 2} 391 keV. La transition 7- --> 3- serait un E4 de 92 keV. Si cette transition

existait,

elle serait tres convertie _{cx, --} 50.

Cependant,

^{la raie}

de conversion n’a pas ete observ6e _par

Ikegami [16].

En

effet,

^avec

Iy(90)

^{= 85}

%

^et

Iy(l 220)

⁼

^{0,4 %,}

nous pouvons effectuer une estimation

qui

^{nous donne :}

qui

^{est Ie} rapport des electrons de conversion dans la couche K. Les calculs

microscopiques

^avec

1’approxi-

mation de Tamm-Dancoff et avec des

configurations

a deux

quasi-particules

^seulement

proposent

^un

6tat 5- a

2,78

^MeV

[5].

^En

general,

les valeurs en

energie

des niveaux sont

plus

^basses

quand

^{on intro-}

duit les

configurations

^{a 4}

quasi-particules.

^{Ainsi le}

spin

^{5- est}

probable

pour ^un 6tat

intrinseque

^{a deux}

quasi-particules plutot qu’un

^{6tat 3-} collectif.

D’apres Kisslinger

^et

Sorensen,

le facteur de reduction entre

deux 6tats a deux

quasi-particules

peut ^{etre tres élevé} a cause de la correlation de

pairing qui

^{se traduit}

par le coefficient

( Ua Up - ^va VP)2

^dans

l’op6rateur

de transition. Ce facteur ^est

particulièrement

^sensible

aux

energies

des orbites du modele en couche

quand

elles sont

proches

du niveau de Fermi. Entre les

configurations (h11/2’ d3/2)7-

^et

(h,1121 Sl/2)5-,

la transi- tion E2 s’effectuerait entre

d3/2

^et

Sl/2

^{dont les 6ner-}

gies

El/2 ⁼ 0 et e3/2 ⁼

0,5

^{MeV donn6es} par Kuo et

Baranger [2] justifient

la condition de

Kisslinger

et Sorensen. Notre estimation de 1’intensite de la transition E2

(92 keV)

^{nous fournit une valeur du}

facteur d’interdiction de F ⁼

TSp/TeXp

^{= 4 X 10-4.}

Pour une transition E2 de 200

keV,

les calculs de Tamura et

Udagawa [21]

^{donnent F ==}

^3,6

^{X 10-5}

avec leurs

param6tres

^{et F =}

2,6

^{X 10-2 avec ceux}

de

Kisslinger

^{et Sorensen}

[3].

^{Ainsi le}

grand

^retard

de la transition E2 est

acceptable

^et, par

suite,

^le

spin

^{5- reste}

probable.

Le niveau a 2 432 keV a ete vu par reaction à

2,43

^MeV par Norris

[29]

^{et a}

^2,42

^MeV par Schneid

[27].

^Les

spins proposes

^sont

1+, 2+,

^{3+. Si}

ce niveau

correspond

^{a notre}

niveau,

^{nous retenons}

le

spin

^le

plus

^{élevé 3+ ou}

2+,

^{vu les} valeurs 6lev6es des

spins

^{des 6tats}

capables

de nourrir ce niveau. Les calculs

microscopiques

^{a deux}

quasi-particules

^situent

a

2,48

^{MeV un 6tat 2+ et ceux a 2 et 4}

quasi-particules

vers

2,33

^MeV

[6].

Quant

^{au niveau a 2 539}

^keV,

^{nous n’avons pas}

d’autres informations a son

sujet.

Niveau a 2 615 keV. - La faible valeur du

Q

^{de la}

reaction de 2 686 keV nous am6ne a faire aboutir

cette transition de 2

615 ±

5 keV vers 1’etat fonda- mental. Le niveau a 2 615 keV se d6sexcite vers

1’6tat 2+ _{par la} transition 1 445 keV ainsi _que vers

le fondamental. Il est vraisemblablement aliment6 directement _par

capture 6lectronique.

^En supposant

une intensite relative de 3 X 10-4 et une difference

d’6nergie

^{de 74}

keV,

^{on trouve un}

log. f t N 7,5.

La transition

serait Aj =

^{0 ou 1 avec}

changement

de

parit6.

Cette valeur conduit a attribuer un

spin (8+ )

ou

(7+)

^{au niveau a 2 615 keV.}

11. Niveaux de

118Sn.

^{- 1.} DISINTEGRATION DU

118Sb

(1+).

^{- Nous avons} irradie de 1’antimoine _pour former 118Te. La

p6riode

^de

6 j

^{de 118Te a 6t6}

trouv6e en bon accord avec la valeur

propos6e

^ant6-

rieurement par certains ^auteurs. La difference d’6ner-

gie

^entre les 6tats 0+ de 118Te ^et 1+ de ll8Sb ne

d6passe

pas 300 keV

d’apres

^la dernière table des

masses

atomiques

^{de Mattauch}

[12].

^Les spectres y de 118Te ne revelent _pas de transitions

d’énergie

inferieure a 300 keV

(fig. 4) qui puissent

^{etre attri-}

FiG. 4. ^-

Spectres provenant

^{de la}

désintégration

^{de 118Te} --> 118Sb

(1 +)

^{- 120Sn}

a) y ; b) X.

TABLEAU III

bu6es aux niveaux du 118Sb. Les transitions dues

au ll8Sb sont

529, 829,

^{1 230 et 1 269 keV}

( fig. 4).

Leurs intensités relatives se trouvent au tableau III.

Les raies de 429 et 1 172 keV sont assez peu intenses pour ^etre 6tudi6es _par décroissance et coincidences.

Raies X de 118Te et 118Sb. ^- A l’aide

d’une jonction P

de 700 eV de resolution a 20 keV

attaqu6e

par la tranche ^et

prot6g6e

par ^une fenetre

mince,

^{nous avons}

effectu6 le

spectre

des rayons ^{X et} des _rayons y de faible

6nergie.

^La

figure

^{4 montre} les raies

KfXl (27,2 keV)

^et

Kf31 (30,5 keV)

du tellure et

Kal

(26,3 keV)

^et

Kf31 (29,5 keV)

de 1’antimoine. Nous

distinguons

^la

presence

^{des raies} y de

40,5

^{et 43 keV.}

Une seule mesure a ete effectuée avec ce d6tecteur.

Avec la meme source

active,

nous avons effectu6 un

spectre

y ^avec

une jonction

^Ge

qui

^{a revele la}

presence

de 118Sb

(5,1 h).

Ainsi la raie de

40,5 keV appartient

a 118Sb

(5,1 h) ( fig. 6). Quant

^a la raie de 43

keV,

nous n’avons _{pas pu} la situer dans un schema de niveaux.

Niveau a 1 230 kev. ^- Contrairement au l2oSb ou

on avait

toujours

la décroissance des deux 6tats 1+

et

(8-),

^ici seul 1’etat 1+ contribue. La transition de 1 230 keV

appartient

^{bien au}

premier

6tat excite 2+

de 118Sn

(fig. 6).

Niveaux a

1759,

²

059,

2 499 keV. ^- Avec la raie de 1 230

keV,

nous avons trouve en coincidence les transitions de

529,

^{829 et} 1 269 keV.

Quant a

^{la raie}

de 1 269

keV,

nous sommes moins surs a cause de la mauvaise resolution du

photomultiplicateur (8 %

^à

662

keV). Toutefois,

les niveaux a

1 759,

^{2 059 et}

2 499

correspondent

^{tres bien aux} niveaux 0+ trouv6s par reactions

(d, p)

^et

(p, p’) [13, 24, 27]

^a

1,75, 2,03

et

2,48

^{MeV. Les calculs}

th6oriques pr6voient

^des

niveaux 0+ dans

l’approximation

de Tamm-Dan- coff a deux et

quatre quasi-particules : 1,56, 2,47, 2,80

^MeV pour Arvieu

[5]

^{et entre}

1,7

^{et 3 MeV}

FIG. 5. ^-

Spectres

y de

desintegration

^{de 118Sb}

(8-)

->- 118Sn : a) ^{20 keV E} 300 keV;

b)

200 keV E 3 000 keV.

TABLEAU IV 118Sb

(5,1 h)

pour Sawicki

[6].

^{Ces memes calculs}

pr6voient

^le

premier

^{niveau 1+ vers}

2,9

MeV pour 118Sn. Comme la concordance des resultats

expérimentaux

^{et th6o-}

riques

^{se realise souvent a 200 keV}

pres,

^{notre dernier}

niveau a 2 499 keV est assez loin de 1’etat 1+ et

correspond

^{bien au 0+ vu} par reaction. Les remarques faites sur les

configurations

^{des 6tats 0+ et sur leur}

nature a propos de

l’isotope

^{120 sont}

également :

valables _pour

l’isotope

^118.

2. DISINTEGRATION DE 118Sb

(8-).

^{- Les raies nou-}

velles observ6es sont :

1 090, 1 303,

^{1 481 et 2 362 keV}

( fig.

^{5 a et}

b).

^Les intensités relatives de ces raies sont

fournies au tableau IV.

L’empilement

des transi- tions _y de 1 050 et 1 230 keV peut

expliquer

^{au moins}

partiellement

^la raie observ6e a 2 275 keV.

Remarque : Malgr6

la similitude des schemas des niveaux de 118Sn et

l2oSn,

^{nous n’avons} pas trouve ici de transition directe du niveau 7- vers le 4+ comme

dans

l2oSn,

c’est-a-dire la raie de

293,5

^keV

( fig. 6).

Transition directe de 1090 keV. - La raie de 1090 keV constitue la transition directe

(40

⁺

1 050)

^{keV de}

d6sexcitation du niveau 5- vers le 2+

( fig. 6).

^{L’état 5-}

est considere comme un 6tat a deux

quasi-particules

avec les

configurations

^les

plus importantes [5]

^sui-

vantes :

(h11/2’ dal2)

⁶⁵

%

^et

(hll/2’ S112) ^34,5 %.

^Pour

1’6tat

2+,

^{le caractere collectif est} bien confirme _par la

grande

valeur de la

probabilite

de transition

B(E2) [7].

^{Le niveau 5-}

(Tl/2 == ^21,7

^{X 10-9}

s) [20]

se desexcite _par les transitions El

(40 keV,

at ⁼

1,86)

et E3

(1090 keV, at = 2

^X

10-3).

^Le facteur de reduction de la transition 5- -->- 2+ est alors :

Cette transition entre 1’etat 5-

suppose

^{a deux}

quasi- particules

^{et 1’etat 2+}

jug6

^{collectif est}

plutot

^normale

que retard6e. Nous nous trouvons dans la meme situa-

FiG. 6. ^- Schema de niveaux de 118Sn.

tion que dans l2oSn. Faisons remarquer que 1’etat 5- considere ici se situe a 2 320 keV alors

qu’il

^{a 6t6}

observe par reaction

(p, p’) [27]

^{un etat 3- a 2 321 keV.}

Niveaux a 2 533 et 2 711 ke v. ^- Les transitions de 1 303 et 1 148 keV sont en coincidence ^avec le rayonnement de 1 230 keV mais non avec celui de 1 050 keV. Elles ne peuvent pas etre ^en cascade

triple,

^car

1’energie

^{totale 1 230 + 1 303 + 4 014 MeV}

serait

superieure

^au

Q

^{de la} transition

qui

^{est de}

3,696

^MeV

[12].

^En faisant aboutir les deux ^{raies sur}

le niveau

2+,

^{nous avons} deux 6tats a 2 533 et 2 711 keV

(fig. 6).

^La difference

d’6nergic

^{entre le niveau}

a 2 533 keV et le niveau 7- est de

40,5

^{keV. 11 est}

difficile,

^sinon

impossible,

^de

distinguer

^ce y de

40,5

keV de la transition de 40 keV entre le 5- et le 4+.

Son existence nous am6nerait a attribuer un

spin

⁴⁺

ou 5- au niveau a 2 533 keV. Comme _pour l’iso-

tope

120,

1’existence

th6orique

^{d’un deuxi6me ni-}

veau 4+ est

pr6vue

^vers

^3,2

^{MeV par Arvieu}

[5]

^et

entre

2,7

^et

3,4

^MeV par Ottaviani

[6],

^{donc assez}

loin de notre valeur. Par contre, deux niveaux 5-

sont

pr6vus

^vers

2,56

^et

2,76

^keV.

Expêrimentalement,

le

premier

^{niveau 5- se situe a 2 320}

keV,

^ce

qui

^est

compatible

^avec

1’approximation

de 200 keV sur

FIG. 7. ^-

Spectre

y de

disintegration

^{de 116Te} --->- 116Sb -->. 116Sn.

1’energie

^des niveaux. Dans

120 Sn,

le niveau à 2 391

keV,

^{similaire a}

celui-ci,

^{est identifié} par reac- tion nucl6aire comme un 3-. Dans

118Sn,

^{le niveau}

3-,

situe a 2 321 keV _par

reaction, correspond

^{au 5-}

d6jh

bien 6tudi6 _par

spectroscopie

^nucl6aire

[15, 16].

Comme

spin probable,

^nous

gardons uniquement

^{le 5-.}

Le niveau a 2 711 keV serait alimente directement par 118Sb

(8-),

^ce

qui

^{necessite un}

spin

élevé. Par reaction

(d, p), (p, p’)

^et par

spectroscopie,

^{il a 6t6}

vu un niveau a

2,72

^MeV

auquel

^{seul le} groupe de Schneid attribue le

spin

^{2+. Pour nous, il est}

impro-

bable de voir 118Sb

(8-)

^{alimenter ce niveau} par capture

6lectronique.

Transition de 2 361 keY. ^- Aux

grandes energies,

les taux de coincidences avec la raie de 1 230 keV sont assez faibles _pour

pouvoir

^{conclure a la}

presence

^{ou à}

I’absence de cette raie. Vu le

Q,

^{de la}

transition,

^nous

pouvons alimenter soit le

fondamental,

^{soit le}

premier

niveau 2+. En raison de la structure des _noyaux

pairs- pairs,

^nous faisons aboutir ces transitions au niveau 2+.

Ainsi nous aurons un niveau a 3 591 keV. Le

spin probable compatible

^{avec le}

(8-)

^{du 118Sb et 2+}

du 118Sn serait 4+ ou 5-. Par reaction

(p, p’),

^des

niveaux a

3,53

^et

3,57

^{MeV sont} vus, mais aucun

spin

^n’est

propose.

^Pour

garder

^une ressemblance

complete

^de

sequence

des niveaux ^entre l2oSn et

118Sn,

il nous reste a trouver la transition directe de 3 591

keV,

si elle existe dans 118Sn comme la 2 615 keV dans l2oSn. Le faible volume de nos

jonctions

^{actuelles ne}

nous a pas

permis

d’examiner cette zone

d’6nergie.

III. Niveaux de 116Sn. ²⁰¹³ Nous avons realise une

seule irradiation de 1’antimoine avec des deutons et nous avons

s6par6

^llsTe.

La

p6riode

^{mesur6e une} seule fois est : T =

(140 + 5) mn

en accord avec celle

propos6e

antérieurement _par certains ^auteurs

[26]

^et

qui

^{est : T =}

(2,50 :::l::: 0,02)

^h.

Le spectre y contient toutes les transitions relatives à la

désintégration

^{de llsIn et de} llsTe. 11 est fort

possible qu’il

y ait ^{eu une} formation d’indium en cours

d’irradiation. Les

spectres

y fournis _par cette source

( fig. 7)

contiennent toutes les transitions des niveaux excites de 116Sn. Par

difference,

^{il nous reste les tran-}

sitions

93,

^{103 et 630}

keV,

^assez

intenses, appartenant

aux niveaux excites de 116Sb

( fig.

⁸

b).

TABLEAU V

FIG. 8. ^- Schema de niveaux :

a) 116Sn; b) nssb.

Le schema de niveaux de 116Sn est conforme a celui

propose

par Bodenstedt

[20]

^a

1’exception

^de

quelques

differences des

energies

des transitions et de l’absence du niveau

(0+) ( fig.

⁸

a).

^{La somme des}

energies

^des

transitions 100 et

973,5

keV concorde bien ^avec la valeur de la transition directe

1 073,5

^{keV. Par} contre, nous avons une difference de 1 a 2 keV _pour les deux autres transitions 544

(410

⁺

135)

^et

846

(437

⁺

410).

Cette difference ne

peut

^{etre attri-} bu6e a

1’etalonnage

^en

energie

^tres satisfaisant dans

cette zone

d’6nergie.

^Le tableau VI fournit les inten- sit6s relatives des rayonnements y.

TABLEAU VI

FIG. 9. ^-

Spectres

^de

désintégration

^de 114Te -* 114 Sb ---> 114SI, :

a)

^Directe y;

b)

Coincidence _y ^- _{y :} bande a 1 300 keV.

Premier niveau 5-. ^- Ce niveau se désexcite _par les deux transitions E2

(100 keV),

^E3

(1 073,5 keV).

^Les

vies _moyennes

partielles :

’r(E2) = 2,16

ps ^et

r(E3)

⁼

11,5

fLs

sont calculees a

partir

^{de la}

p6riode T 1/2

⁼

^0,35

^[J..S

du niveau 5-

[20].

^Ainsi nous avons les facteurs de reduction des deux transitions

precedentes :

F(E2)

⁼

4,2

^et

F(E3)

⁼

1,3.

L’6tat

5-,

^{considere comme un 6tat de}

quasi-par-

ticule avec les

configurations (h11/2’ S1/2)

⁷⁷

%

^et

(hll/2’ d3/2)

²²

%,

^{se d6sexcite vers deux 6tats admis}

comme collectifs a un

phonon quadrupolaire (2:)

^et

octupolaire (3-).

^{Parmi les}

isotopes

^de

1’6tain,

^seuls

les

116,

^{118 et 120}

poss6dent

des 6tats 5- mis en 6vi- dence. Les memes

propri6t6s

^semblent exister pour

ces

premiers niveaux, malgr6

^les

poids

^des

configura-

tions a deux

quasi-particules

^trouv6s differents _pour

ces

isotopes.

Niveaux de 116Sb. ^- Les rayonnements y de

93,5,

103 et 620 keV suivent bien la décroissance de 116Te.

Comme ils

n’appartiennent

pas ^aux niveaux de 1’etain

116,

^{nous les} attribuons a l’antimoine. La difference

d’energie

^{entre le} fondamental de 116Sb

et 116Te est de

1,56

^MeV

[12].

^Le tableau V des intensités relatives _y montre la

grande

valeur de la raie de

93,5

^{keV. Son}

energie

^6tant

plus

faible que les autres, ^nous situons le

premier

^{niveau excite à}

93,5 keV,

^{comme il a ete}

signal6 [25] ( fig.

⁸

b).

Quant

^{aux autres} transitions de

103, 630, 180, 211,

etc.,

nous ne pouvons pas les situer _pour le moment.

FIG. 10. ^- Schema de niveaux de 114Sn.

IV. Niveaux de

114Sn.

^- Par irradiation de 1’anti- moine en protons, nous avons forme 114Te. La

periode

est de T ⁼

17 + 0,5

^mn.

Niveaux à 1 300 et 2 188 keV. ^- Le spectre y montre la transition de 1 300 keV

qui correspond

^au

premier

niveau excite

2+,

^{bien connu} par excitation coulombienne

( fig.

⁹

a).

^La transition _y de 888 keV d6croit avec la meme

p6riode

que le _y de 1 300 keV.

Sur la

figure

⁹

b,

^cette transition

apparait

^nettement

en coincidence avec la raie de 1 300 keV. Elle d6sexcite le niveau a 2 188 keV. Par reaction

(d, t),

^{un niveau}

a

2,20

^{MeV a ete mis en evidence}

[27]

^{sans indication}

de

spin ( fcg. 10).

Conclusion. ^- Notre etude

spectroscopique

^{a essen-}

tiellement

port6

^{sur la} recherche des 6tats du

triplet

a deux

phonons

^dans

114Sn, 116Sn,

^{118Sn et l2oSn. La}

mise en evidence des 6tats 0+ _{par la} methode spectro-

scopique

^s’est r6v6l6e fructueuse. Les niveaux 0+

a

1 874,5

^{keV et 0+ a 2 210 keV dans} l2oSn encadrent le niveau

probablement

collectif 4+ a 2 195 keV

( fig. 3).

^{11 reste a} determiner

lequel

^{des deux}

possede

une nature assez collective pour faire

partie

^du

triplet.

La

description microscopique

semble exclure le deuxieme niveau 0+. La meme situation existe dans 118Sn ou il y ^a trois niveaux 0+ aux environs du 4+.

Malgr6

l’absence des 6tats

2+,

^la

presence

^{des deux}

autres membres du

triplet

^{est en} faveur d’une

descrip-

tion vibrationnelle des _noyaux d’etain. Pour les etats de

parite negative

et, ^en

particulier,

pour les 6tats

5-,

les resultats

expérimentaux

semblent traduire ^une tendance a la nature collective.

Cependant,

les diverses

approximations

utilis6es dans la

description

^des

^6tats

vibrationnels ne permettent pas encore une

interpr6-

tation definitive.

De nouvelles transitions nous ont

permis

^{de situer}

quelques

^{niveaux dans}

114Sn,

^{118Sn et l2oSn.}

L’énergie

observ6e pour certains de ces niveaux est en bon accord

(200

^keV

pres)

^{avec les} valeurs calculees _par Arvieu

[5]

^{et Sawicki}

[6].

^{Cet accord}

parait

^meilleur

dans

l’approximation

de Tamm-Dancoff utilisant la force du type ^{de Gauss} que dans celle du type qua-

drupolaire.

Nous remercions Mlle

Albouy

^{et son groupe pour}

l’aide

apport6e

^{a ce} travail. Nous remercions MM. Ar- vieu et Sawicki _{pour les} discussions utiles _{a propos} du modele

microscopique.

^{Nous sommes} reconnaissant

aux

6quipes

^du

synchrocyclotron

^{et du}

s6parateur

de masse pour leur concours

dévoué,

^en

particulier

M. Obert.

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