INTERACTION DES PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10-50 MeV)

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Martin Suffert

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Martin Suffert. INTERACTION DES PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10-50 MeV). Journal de

Physique Colloques, 1971, 32 (C5), pp.C5b-205-C5b-218. �10.1051/jphyscol:19715125�. �jpa-00214701�

INTERACTION DES PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10-50 MeV) Martin SUFFERT

Laboratoire des Basses Energies, C.R.N., 67 Strasbourg 3

L'intérêt que présente cette partie de la phy- sique nucléaire a amené un développement considéra- ble ainsi qu'une foule de résultats positifs. Il en résulte que ce domaine est bien trop vaste pour qu'on puisse faire le point de la question sans se limiter. Dans le choix de cette délimitation inter- viennent forcément certaines options personelles qui dans le présent cas seront de trois sortes : d'abord je ne parlerai que du domaine d'énergie de la résonance géante dipolaire (R.G.D.) c'est-à-dire environs de 10 à 30 MeV et de son étude par photons réels, ensuite, pour les noyaux légers, je n'envi- sagerai que ceux de la partie supérieure de la cou- che lp, c'est-à-dire principalement l'oxygène, et enfin je ne citerai que des résultats de ces der- nières années. Cela ne veut évidemment pas dire que certaines études comme celle de la région d'énergie au delà de 30 MeV, celle des noyaux de la couche s-d ou celle de la résonante géante par capture de muons ou par diffusion inélastique d'électrons soied moins interessantes, mais simplement que ma compré- hension des problèmes qui se posent dans ces domai- nes soit moins précise, Un sujet que j'abandonne avec regret faute de place est celui des noyaux très légers (4~e etc) en pleine évolution.

Par contre je pense qu'il est intéressant de montrer un certain nombre de résultats récents et pas encore publiés. D'autre part, étant entendu qu'fi y a beaucoup de résultats positifs et de problèmes résolus, j'insisterai sur certains aspects négatifs de la situation actuelle, c'est-à-dire des points où se présentent des problèmes.

1 NOYAUX LOURDS

Dans ce qui va suivre on appellera lourd un noyau dans la surface est bien définie. Avec cette définition un noyau de masse de l'ordre de 50 peut encore être considéré comme lourd, l'oxygène ne l'est certainement pas et entre les deux se situera la catégorie de noyaux dont je ne parlerai pas.

On sait que le modèle collectif décrit assez

R.G.D. des noyaux lourds. Pour remédier à certaines insuffisances de ce modèle Danos et Greiner Ill dé- veloppent en 1964 le modèle collectif dynamique pour les noyaux déformés et Le Tourneux 121 et Huber et col1.i 3 1 en 1965 pour les noyaux sphériques. Ces auteurs couplent les vibrations de surface supposéos harmoniques (et les rotations pour les noyaux dé- formés) aux vibrations de la R.G.D. du modèle col- lectif dans l'approximation adiabatique. Cette der- nière est justifiée en considérant le rapport de 10 à 20 qui existe entre les énergies des diffé- rents modes d'excitation (Erot

-

100 keV, Evib

-

1 MeV, E ' 15 MeV). Le résultat est un étalement dip

en énergie des états dipolaires et l'apparition de pics satellites.

En fait, le modèle collectif dynamique ne s'ap plique qu'aux noyaux très déformés ou aux vibra- teurs sphériques. Cette limitation disparait avec un raffinement de ce modèle apporté récemment par Rezwani et coll i 4 1 qui utilisent la méthode des surfaces d'énergies potentielles pour traiter tous les noyaux sur un pied d'égalité. Cette méthode permet en principe de calculer les détails de la R.G.D. à condition de connartre avec précision les propriétés collectives du noyau.

En général le modèle en couches ne peut-être appliqué aux noyaux lourds. Une exception est ce- pendant à noter, à savoir le noyau lourd "léger"

208Pb[5]. Récemment Kuo et coll. ! 6 1 ont calculé la R.G.D. de ce noyau à l'aide de forces nucléaires

"réalistes". Ces auteurs utilisent comme intérac- tion effective les éléments de la matrice G du po- tentiel Hamada-Johnston pour déterminer les éner- gies et les forces de transition des états dipolai- res de 208~b. En fait les résultats de ce calcul donnent l'énergie du pic de la R.G.D de 2 à 3 MeV trop bas et les auteurs discutent d'ailleurs les raisons possibles de ce désaccord.

correctement les caractéristiques princ'ipales de la

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:19715125

Afin de mieux voir quels sont les principaux problèmes qui se posent actuellement à propos de la résonance géante des noyaux lourds, imaginons une R.G.D. typique d'un tel noyau (fig.1).

Figure 1

On peut la subdiviser en trois régions : la région 1 du pic principal (ou des pics principaux), la ré- gion 2 en dessous du pic et la région 3 au delà du pic et nous allons examiner successivement ces trois régions.

Dans la région 1 des structures ont été mises en évidence. dont l'explication par les différentes théories que nous venons de voir ne semble pas sa- tisfaisante dans plusieurs cas. Il faut dire que leur mise en évidence expérimentale n'est pas tou- jours facile comme le montre l'exemple de la R.C.D.

du Praséodyme 1 4 l étudiée par réaction (y,n)

.

La figure 2 tiré d'un préprint de l'équipe de Bergëre de Saclay [ 7 ] montre la situation expéri- mentale. Les courbes c [ 8 ] et d 19 1 ont été obte- nues en analysant le rendement de neutrons produits par rayonnement de freinage. Avec cette méthode la résolution en énergie est en principe bonne mais il y a déjà un désaccord certain entre ces deux résul- tats. On sait d'ailleurs que cette méthode peut con- duire à des structures erronnées et ceci a été très bien démontré par un groupe de Gand dans le cas de 12c [10]. La courbe b [ll] a été obtenu à l'ai- de photons monochromatiques et en utilisant une mé- thode d'activation. Il existe d'ailleurs une cour- be semblable du groupe de Livermore [12] également mesurée avec des photons monochromatiques. Dans les deux cas la résolution en énergie était meilleure que 200 keV, donc ces auteurs auraient dû voir les structures des courbes c et d dont les pics sont en moyenne séparés de plus de 500 keV. Devant ces contradictions le groupe de Saclay [ 7 ] a repris cette étude en photons monochromatiques d'une réso-

lution de 150 keV et leur compteur de neutrons très efficace leur a permis d'obtenir des barres d'er- reurs relatifs inférieures 3 1 % (courbe a). On voit qu'une structure apparart, beaucoup moins prononcée que celle de la courbe c mais il y a une certaine correspondance entre les pics de ces deux courbes.

Figure 2

Des structures semblables existent dans des R.G.D. d'autres noyaux sphériques avec N = 82 comme le montre la figure 3. Ce sont également des résul- tats récents du groupe de Saclay [ 7 1 . La forme en

PHOTOiiUCLEAR CROSS-SECTION mir.") + ulr.2n) +o[l.pn)

Figure 3

INTERACTION DES PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10 - 50 MeV)

raie de Lorentz existe en gros mais avec superpo- sition d'une structuration qui est montré schéma- tiquement dans la figure 4. La séparation typique entre structures est de l'ordre d'un demi MeV ce qui rend difficile [ 7 ] leur interprétation par le modèle collectif dynamique. En fait il semble

qu'aucune explication satisfaisante puisse être donnée à ces structures actuellement et voila donc un pre- mier problème.

t

^{0- ("b)}

survo o f GDR f o r N = 6 2 ~ u d e i

' ,'

,' ^I

Eo

'\.

Best Fik vath 1 Lorentz lnno ',

06 the overogc =xparimenrol or

Figure 4

Qu'est-ce qui arrive iorsqu'on passe de ces noyaux sphériques dans la zone des noyaux déformés.

De nouveau les résultats d'une belle série d'expé- riencès du groupe de Saclay nous renseigne [ 131.

La figure 5 montre les sections efficaces totales

PHOTONUCLLAR CROSS-SCCTIONS

j

^{e ( m 9 O(lm)*} "I7.2Y -%PI

(y,n) des isotopes du Néodyme. On voit littérale- ment le passage du noyau sphérique 142~d au noyau déformé 1 5 0 ~ d par l'élargissement d'abord et le dédoublement final de la R.G.D. Rappellons que ces noyaux de transition ne pouvaient être traités dans le cadre du modèle collectif dynami- que classique mais que l'introduction de la métho- de des surfaces d'énergies potentielles [ 4 ] ^rend possible un traitement théorique de la R.G.D. de ces noyaux. En fait,cette possibilité est seule- ment potentielle pour le moment car des calculs spécifiques pour des noyaux réels ne semblent pas encore été faits. De plus, dans le cas des Néody- mes, on manque d'informations précises sur les bas niveaux qui rendent compte des propriétés collectives de ces noyaux. Voilà donc un autre pro- blème mais on voit maintenant comment l'aborder.

Continuons de monter ea masse atomique.Nous allons rencontrer les noyaux très déformés pour lesquels le modèle collectif prévoit deux modes de vibrations dipolaires suivant les deux axes principaux. Le résultat est un dédoublement du pic de la R.G.D. esquissé déjà dans le cas du

50~d.

La confirmation la lus stricte et la plus élégante de cette interprétation a été donnée par le groupe de Livermore [ 141 qui a mesuré la sec- tion efficace totale photoneutronique de 16'~o avec des photons monochromatiques et avec une ci- ble polarisée. La figure 6 donne leurs résultats.

4w , 1 , 1 , 1 , 1 '

4

^{TARGET II LAM}

IO 12 16 20 22

PHOTON E N R G Y - M.V

Figure 5 Figure 6

80

40

10 12 14 16 18 20

PHOTON EhERGY - k V

La courbe en trait plein représente la section ef- ficace sans polarisation de la cible, les cercles et les carrés correspondent à l'axe de symétrie des noyaux cible respectivement parallèle et perpendi- culaire à la direction des photons incidents. On voit que suivant l'orientation relative c'est l'un ou l'autre des deux modes de vibrations qui est excité préférentiellement. La figure 7 montre les sections efficaces intrinsèques correspondant aux

Figure 7

2m

deux modes de vibration qu'on peut extraire de ces résultats.

On sait que l'analyse très simple de la R.G.D. des noyaux déformés par deux raies de

I ' I ' I ' I ' I -

- 11

Lorentz donne des renseignements nucléaires impor- tants, entre autre l'excentricité c

.

D'autre part le moment quadrupolaire intrinsèque O. est donnée par la relation Qo = (2/5)2 c ro2 où ro est le paramètre du rayon nucléaire R = ro A II3. Etant donné qu'on peut mesurer

1 ~

par d'autres métho-

~ 1

des comme l'excitation coulombienne, on a ainsi la possibilité de déterminer le paramètre ro. Cela a été fait pour les noyaux entre Eu et W par le grou- pe de Livermore [15] et leurs résultats sont donnés dans la figure 8, La première colonne (Q:) donne

: ^p'i ₁₁

^"1

i

lm

: r

a P 1

O ^O

les valeurs du moment quadrupolaire obtenues par excitation coulombienne, la colonne marquée eb don- ne les valeurs de l'excentricité mesurées à Li- vermore par réactions photonucléaires et la colonne marquée 'R donne les nouvelles valeurs pour le pa- ramètre ro obtenues à l'aide de la relation citée plus haut. La moyenne pondérée pour ro et pour ces noyaux est 1.26k0.02 F.

Si nous continuons de monter en masse nous al- lons rencontrer une autre région de transition (Osmium etc) qui en fait n'a pas encore été étudiée par réactions photonucléaires et il y a là un champ d'action ouverts aux expérimentateurs.

Un autre résultat important des mesures de section efficace d'absorption y (ou de mesure de section efficace photoneutronique dans le cas des noyaux lour&A>100) est la section efficace inté- grée r u dE. Je rappelle l'expression de la règle de romme dipolaire I u dE = 0 .06 (NZ/A) (l+a) MeV.b, où a est un paramètre lié entre autre aux forces d'échange. La mesure de la section efficace inté- grée donne donc accès à ce paramètre mais cette fois il s'agit de mesurer des sections efficaces absolues d'où des fluctuation assez grandes des résultats. Encore il y a quelques années (i+a) va- riait de l. à 1.5. Avec l'amélioration des techni- ques expérimentales ces fluctuations semblent s'at- ténuer et la figure 9 montre une compilation très récente de Carlos de Saclay [16]

.

On voit que

(l+a) oscille entre1.05et 1.2 lorsqu'on limite l'intégration sur l'énergie à 28 MeV. Des renseigne- ments supplémentaires (corrélations à courte portée) peuvent être obtenus lorsqu'on étend l'intégration jusqu'à 100 MeV comme le montre Huber [ 171.

Figure 8 Figure 9

INTERACTION D E S PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10 - 50 MeV)

Quittons maintenant la région du pic de la R.G.D. pour nous intéresser _à la région 2 (fig.1) située en dessous. La figure 10 montre la section efficace totale (y,n) de 208~b obtenue à Saclay Il$]. On distingue très nettement des structures fines dans la partie montante de la résonance.

leur existance expérimentale semble bien établie, en fait, ces structures sont sans doute encore plus complexes surtout près du seuil comme l'a montré le groupe de Livermore à l'aide de leur très belle

'

t

^{r**is (} L ~ p . ~ , ~ . " t ~ l ^{. P.. ,..,;*.} points

... Lor.nl. lin.

les réactions (y ,2n), (y #3n) etc sont importantes et une mauvaise détermination de la multiplicité peut créer artificiellement une structure.

Même lorsque ces difficultés sont éliminées, on constate dans cette région de R.G. de beaucoup de noyaux lourds un certain nombre d'anomalies in- téressantes.

Restons au 208~b étudié à Saclay [18]. La fi- gure 11 montre les contributions (y,n), (y,2n),

(y,3n) et (y,4n). Alors que la section efficace (y,2n) devient négligeable quelques MeV au-desus du seuil (y,7n) et qu'il en est de même pour (y,3n)

Figure 10 Figure 11

technique de mesures (y,n) près du seuil i191. L'o- au-dessus du seuil (y,4n) la section efficace (y,n) rigine exacte de ces structures n'est Pas détermi- reste encore importante à plus de 5 MeV au-dessus née, On peut incriminer des états IP

-

lt Pas con- du seuil (y,2n). Elle montre donc dans cette région plètement dépouillés de leur force au profit de un comportement qui est en opposition avec le pro- la R.G.D. collective mais d'autres hypothèses Sont cessus statistique de désexcitation et par conven-

~ermises. 11 y a là également un problème 3 résou- tion on appelle ces neutrons "directes", En fait, drè d'autant plus que le 208pb est un noyau où le des mesures de spectres de photoneutrons (réf .25 modèle en couches marche relativement bien, de 1181) ont montré que la fraction de ces neutrons

"directes" est constante et environs égales à 0.14 dans le domaine d'énergie de 12 à 17 MeV.

Je passe de suite à la région 3 située au Dans d'autres cas un excès de section effica- delà du pic de la R.G.D. D'abord il faut préciser ce au delà de la R.G.D. a été assimilé à la résonan- que c'est une région difficile à étudier expéri- ce géante quadrupolaire. Je donne deux exemples.

mentalement et ceci pour deux raisons. D'abord les Dans la figure 12 nous retrouvons l'Holmium, noyau erreurs sont assez grandes dans cette région très déformé [20]. On remarque dans la région au (fig.lO) dans des mesures de section efficace to-' delà de 20 MeV un excès de section efficace qui dé- tale (~,n) Par photons monochromatiques car chaque passe l'extrapolation de la somme des deux raies point est en fait la différence entre les résultats de Lorentz. Cet excès est indiqué par les triangles, de deux mesures faites avec des positons et des Ligensa et coll. [21] ont calculé en 1966 la contri- négatons pour tenir compte du rayonnement de frei- bution quadrupolaire et leur résultat est donné par nage des positons. Dans la région 3 cela conduit la courbe en trait interrompu de la figure 12. Il à faire la différence de deux grands nombres d'où

y a certain accord. Urbas et Greiner [22] ont une barre d'erreur plus grande. Des difficultés a- récemment étendu le modèle collectif dynamique à nalogues se présentent.dans les expériences avec des résonances géantes quadrupolaires dans des noyaux rayonnement de freinage. D'autre Part, dans cette sphériques et ltappliquent à '18çn et 124~n.

région

Un autre phénomène pourrait être responsable

Ex.crimcnt.l mnt. W7<C,,

k r m b

-

^{sum 0, trio Lorentz ,,ne.}

Execrimcntit points rrlE,l=m(E,b(&)

300 - ^Predlrtra vant quadrupole resonancc 27sa

165

250

-

^{67 Ho}

XI0 -

la0

-

Figure 12

La figure 13 montre en bas le résultat de leur cal- cul pour les états dipolaires et quadrupolaires de ll8sn et en haut la comparaison avec les résultats expérimentaux concernant ll8sn et 1 2 4 ~ n obtenus à Livermore [23]. De nouveau l'accord est satisfai- sant mais une identification positive de la nature quadrupolaire ne semble pas possible dans la situa- tion expérimentale actuelle pour les réactions (y,n).

11 y a là un problème expérimental et la solution viendra peut-être de l'étude des réactions du type

. ,

* .

W.. -"W. a*.. s""'

- 1 .

6 8 ~ m ~ ~ v 6 m m Xz Ir~zM I Z

PWTON LNEROI - MeV

Figure 13

(y,p) ou (p,y) qui ont permis ce genre d'identifica- tion dans les noyaux légers. Malheureusement les sections efficaces de ce type de réaction pour les noyaux lourds sont très faibles.

de cet excès de section efficace vers 20 MeV à sa- voir le dédoublement isobarique de la R.G.D. La figure 14 montre la situation pour un noyau N f Z

Famation and d-y of the T and T+l camponeou d the dipole atate in nuclei with T.#O.

Figure 14

ce qui est le cas dans les noyaux lourds [55]. La transition dipolaire vers la résonance géante peut avoir lieu avec AT = O et AT = 1. La composante T = T

-

^{T< de la R.G.D.} peut se désexciter par protons et par neutrons vers n'importe quel niveau du noyau résiduel. Par contre la composante T> i T + 1 ne peut se décomposer vers les bas ni- veaux du noyau résiduel qui sont TZ

-

112 mais seu- lement vers les niveaux analogues TZ + 1/2, ce qui se traduit évidemment par une énergie plus faible des neutrons ém is. La séparation en énergie AET des composantes T<et T> a été calculée par Fallie- ros et coll. [24] et elle est donnée en bas de la figure 14.U est relié à l'énergie de symétrie nu- cléaire. V est estimé à environs 100 MeV de sorte que pour des noyaux A-100 la séparation g E T est de l'ordre de (T + 1) MeV.

Un telle situation semble se préseriter pour les noyaux autour de A = 90. La figure 15 montre les résultats récents de Saclay [25] pour ces noyaux. De nouveau la section efficace totale

(y,n) passe par dessus de la raie de Lorentz et ceci dans une région située environs 6 MeV au-dessus du pic principal de la R.G.D. Or 6 est justement la valeur de T + 1 pour le Zr par exemple et on est ainsi tenté d'identifier cet excès de section effi- cace avec la composante T, de la R.G.D. Une iden- tification sûre ne pourrait être réalisée qu'en me- surant le spectre de neutrons émis à partir de cet- te région d'excitation afin d'identifier les transi- tions vers les états analogues du noyau résiduel.

INTERACTION DES PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10

-

50 MeV)

TOTAL M O T O NMRON CROSS-SECTIONS

' . l . I . . . I . . . I . . . l . . . I . . . I . . . ( . . . l . . .

Figure 15

De telles mesures n'ont pas encore été faites dans ces noyaux.

Heureusement nous sommes ici dans une région du tableau périodique des éléments ou la mesure des sections efficaces (y,p), (p,y) ou (e, e' p)sont possibles, Des expériences en (p,y) ont été faites particulièrement par des groupes à Stony Brook et à Stanford. La figure 16 montre le résultat de ce

Figure 16

dernier groupe pour le [26]. On voit vers 16 MeV (échelle du haut)la résonance géante normale T< = 5 à laquelle se superposent déjà quelques états analogues T = 6. Vers 19 et 21 MeV un certain re- gain de section efficace a été identifié avec la composante T> = 6. Rappellons que pour les protons il n'y a pas d'interdiction par l'isospin (fig.14).

Des distributions angulaires ont été mesurées dans cette région d'excitation 1261 et elles établissent

une transition y. dipolaire électrique. Cette expé- rience clarifie ainsi la situation et la figure 17

Figure 17

donne une compraison des sections efficaces (y,n) et (y,po) pour le "2,. Bien entendu les résolutions en énergie de ces deux expériences sont très diffé- rentes, mais on voit que les structures dans (y,n) à 19 et à 21 MeV peuvent être associées aux struc- tures identifiées comme T, = 6 dans (yJpo). Des si- tuations semblables existent dans des noyaux voisins.

Par exemple la figure 18 montre le résultat de

Figure 18

Stanford pour le 8 8 ~ r [27] ainsi que les prédic- tions théoriques de Goulard et coll. [28] pour les états T, de ce noyau obtenues par le couplage des excitations lp

-

^{lt à} des configurations particu- lières 2p

-

2t. La force de transition T> est con- centrée vers 20 MeV en accord avec l'expérience.

La figure 19 montre de nouveau la comparaison de ce résultat avec les résultats obtenus par Shoda

et coll. en (e,el po) [29] et de Saclay en (y,n) [25].

Figure 19

Un résultat très récent de Stanford concer- nant la réaction 141~r(p,yo)142~e [ 301 est montré dans la figure 20. Le bilan de cette réaction est d'environs 7 MeV. On observe des résonances vers

Figure 20

17 et 20 MeV d'excitation correspondant à des états T, mais dont les états parents sont liés, d'où leur faible largeur. De nouveau des mesures de distribu, tions angulaires établissent la nature dipolaire électrique de ces transitions.

Enfin je voudrais donner un exemple où le ca- ractère T> a été directement démontré quoiqu'il ne s'agit pas d'un noyau lourd mais de 26~g. C'est un groupe à Yale qui a mesuré par temps de vol les spectres de neutrons produit par l'irradiation de 2 6 ~ g par rayonnement de freinage [31]. La figure 21

I

^{I C ) I}

^{I l , I I}

Figure 21

donne les résultats. En haut le spectre a a été pris à E = 23.1 MeV, c'est-à-dire au-dessus de

ymax

la position prévue pour la composante T, = 2 de la R.G.D. de 26ETg et au milieu (spectre b ) à

= 18.9 MeV, c'est-à-dire en dessous. En fai- Eymax .

sant la différence des deux spectres (spectre c) des groupes de neutrons de faible énergie apparais- sent qui correspondent à des transitions permises vers les états analogues T = 3/2 du noyau résiduel 2 5 ~ g alors qu'il y a absence presque totale de transitions vers les bas états ( T = 1/2) du 2 5 ~ g (voir aussi fig. 14). On peut considérer ce résul- tat comme preuve directe du dédoublement isobarique de la R.G.D.

Il est clair d'après cet exemple que les résul- tats d'expériences où on connart à la fois l'éner- gie des photons et l'énergie des neutrons apportent une foule de renseignements. Ces expériences très difficiles dans les noyaux lourds commencent main- tenant à être réalisées. Une voie similaire a été prise par un groupe de Bordeaux qui étudie la cap- ture radiative de neutrons de 14 MeV [32].

Enfin un groupe d'Orsay [33] a fait des études de diffusion de photons. C'est en principe une méthode très puissante pour étudier la R.G. en détail

[34] mais les expériences sont difficiles. En parti- culier il faudrait distinguer entre la diffusion é- lastique et inélastique ce qui n'a pas été le cas.

Il n'est pas impossible que les progrès dans la technique de détection y (gros cristaux et Ge-Li)

INTERACTION DES PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10

-

50 MeV)

permettrons un développement de cette méthode,

comparaison détaillée de ces résultats avec l'ex- périence. Voici quand même la situation dans 1 4 ~ montrée par la figure 22 extraite de la référen-

II NOYAUX LEGERS

Je voudrais maintenant passer aux noyaux légers, principalement à ceux de la partie supé- rieure de la couche lp. Les noyaux légers sont loin de montrer au point de vue de la R.G.D. la belle uniformité qui existe malgré tout pour les noyaux lourds. Ceci provient bien entendu du fait que pour les noyaux légers le modèle en couches s'applique pleinement et les effets de couches se font sentir dans toute leur complexité. C'est aussi un avantage car l'étude de leur R.C.D. permet ainsi un test efficace de ce modèle et un certain nombre de théo- ries conime par exemple le modèle particule-trou ont eu pour point de départ les résultats expérimentaux concernant la R.G.D.

Figure 22 Au point de vue expérimental il y a le fait

intéressant que nous pouvons attaquer le R.G. des noyaux légers par les réactions photonucléaires in- verses, c'est-à-dire par des réactions de capture radiative de particules chargées, avec tous les avan- tages que cette méthode comporte. Ce type d'étude a pris une grande extension ces dernières années depuis que nous disposons des gros tandems et be détecteurs y efficaces '[35

1.

Parmi les nombreux développements faits ces dernières années sur le plan théorique je vais en choisir deux qui me semblent particulièrement im- portants, à savoir l'extension des calculs parti- cule-trou à des noyaux à couches non fermées et l'inclusion des états du continuum et de configura- tions complexes dans les calculs de section effica- ce d'absorption y.

Calculs dans des noyaux à couches non fermées Pour les êtats de la R.G.D. les calculs vont être très compliqués quand on quitte les noyaux à couches fermées car les états qui servent de base seront plus compliqués et plus nombreux. De tels calculs ont été tentés dans le cadre du modèle en couches avec excitation particule-trou,par exemple pour les masses 6, 14, 15 et 17 c'est-à-dire une ou deux particules ou trous en dehors des couches fer- mées. 11 est peut-être encore un peu tôt pour une

ce [36]. En bas les résultats pour l'"absorption totale des calculs de Cooper et Eisenberg [37]

qui utilisent pour base des configurations~2t et 3t

-

lp. Au dessus les résultats expérimentaux pour 14~(y,no) [3a

1,

1 4 ~ ( ~ i ~ o ) [3<11et l3c(p.r0) 14 N

[36]. S'il y a une certaine corrélation entre les courbes expérimentales, la correspondance de ces dernières avec le résultat théorique est moins inxnédiate.

Un autre problème est posé par 12c. La R.G.D. montre un dédoublement non expliqué par les calculs particule-trou classiques et deux approches différentes ont été tenté pour résoudre ce problè- me.

La première par Drechsel et coll. [40]uti- lisent le modèle collectif dynamique que nous avons déjà vu à propos des noyaux lourds. Leur résultat est donné dans la figure 23. En lias, les barres verticales représentent les forces de transition dipolaire calculées dans le modèle particule-trou sans corrélations collectives, en haut avec corré- lations. La comparaison avec l'expérience est satisfaisante.

Une approche tout à fait différente a été tentée par Rowe et Wong [4l]par la méthode de l'é- quation du mouvement qui permet des calculs avec beaucoup de trous ou de particules.

Figure 2 3

La figure 24 montre leur résultats. En haut de nou- veau le résultat du calcul p

-

t classique, la fi- gure du milieu correspond à un modèle avec coupla- ge intermédiaire dans l'état fondamental et dans la figure du bas on inclut d'autres configurations comme des trous dans la couche 1s. Dans les deux versions on obtient un dédoublement mais cette

( Y ) SMLL MODEL IO

O 2 0 30 4 0 50

EXWATKN ENEffiY (MeV)

Figure 2 4

fois dû à un effet de couches. Comme si souvent dans les noyaux légers on rencontre cette dualité effet de couches

-

effet collectif qui n'est sans doute que la preuve de l'insuffisance des modèles actuels.

Inclusion des états du continuum e.t. de configura- tions complexes

Revenons aux noyaux légers à couches fermées.

Dans ce cas les calculs classiques p

-

^{t rendent}

bien compte des caractéristiques principales de la R.G.D. mais ils échouent sur deux points : d'abord la largeur expérimentale due au fait que ces états ne sont pas liés n'est pas donnée et d'autre part la structure fine observée est souvent plus complexe que prévue. Pour essayer de lever ces insuffisances il faut traiter les états de la R.G.D. correctement comme des états du continuum et un certain nombre d'approches ont été tentées qui diffèrent surtout par leur formalisme. Toutes par contre utilisent 160 pour tester la validité de leurs résultats et nous allons consacrer le reste de cet exposé à ce noyau étant entendu qu'il existe actuel- lement une foule de résultats intéressants pour d'autres noyaux légers dont je ne peux pas parler ici faute de place.

Buck et Hill [ 4 2 ] considèrent les états de la R.G.D. comme des états de diffusion. Ils utili- sent un potentiel de Wood-Saxon avec un ajustement arbitraire de la partie imaginaire pour tenir com- te des voies non traitées explicitement. Protons et neutrons sont considérés séparément et les ré- sultats de leurs calculs de canaux couplés sont en accord raisonnable avec l'expérience après ajuste- ment de certains paramètres. Par exemple la figu- re 25 donne leur résultat pour la section efficace

10-

Tail lx,n) cross 9- section

8 -

Figure 25

INTERACTION DES PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10

-

50 MeV)

totale 160(y,n) en trait plein ainsi que le résul- tat expérimental en trait interrompu. Remarquons que certaines structures fines bien établies expé- rimentalement restent inexpliquées.

Une approche dans le cadre des calculs de structure nucléaire (diagonalisation de l'intérac- tion résiduelle) a été tente par Raynal et coll,

[43] mais en ne tenant compte que des états p

-

^t

de neutrons. Leurs résultats pour 160, comme d'ail- leurs prévus, ne sont pas en très bon accord avec l'expérience, mais ils montrent que de tels calculs peuvent être généralisés pour tenir compte des états du continuum.

La méthode du "eigenchannel" de Danes et Grei- ner a été appliqué à 160 par.Wahsweiler et coll.

[44]. Leurs premiers résultats ne montrent pas non plus un très bon accord avec l'expérience, par con- tre ils semblent donner une certaine structure fine.

Il n'est pas impossible que celle-ci provient en partie des méthodes de calculs, ce que les auteurs appellent "bruit calculationel". Une comparaison entre cette méthode et celle des canaux couplés de Buck et Hill a été faite récemment par Saruis et Marangoni [45] ,

Enfin un calcul de Kabachnik et coll. [ 461 se basant sur le formalisme de Balashov met en éviden- ce une résonance supplémentaire vers 22.7 MeV. Si- gnalons que cette structure apparart également dans des calculs particule-trou lorsqu'on tient compte des états T = O et lorsqu'on leur permet d'acqué- rir une certaine force de transition dipolaire par mélange disospin comme l'ont montré Yoccoz et Jang 1471.

Tous ces calculs constituent évidemment un grand progrès dans le traitement théorique de la R.G.D.

mais ils échouent de nouveau sur deux points : la section efficace intégrée est trop grande et ils ne rendent pas compte entièrement de la structure fine observée expérimentalement dans 160.

A ce stade il était logique d'inclure dans les calculs des configurations quasi-liées à np

-

^nt.

Cela a été fait par Gillet et coll. [48] qui remar- quent que les réactions de capture radiative de deuterons, de He et de 3 a conduisant à 160 montrent des résonances à des énergies correspondant juste- mept à des structures inexpliquées de la R.G.D. de 160. Ces auteurs font le calcul pour les configura- tions 2p

-

2t couplés _à J ~ = 1-, T = 1 et montrent

que l'énergie de ces états quasi-liés se trouve dans la région de la R.G.D. Leur interférence avec les configurations lp

-

lt produit une structure que montre la figure 26. Il y a quatre états quasi- liés 2p

-

2t 1-,~=l et leurs énergies théoriques

Figure 26

correspondent approximativement aux quatre minimums de la courbeentrait plein. La courbe en trait in- terrompu est le résultat de la ré£. [43] qui ne considère que des excitations lp

-

lt. Cette inter- prétation de la structure fine de la R.G.D. de 160 est soutenue par les derniers résultats de Stras- bourg concernant les réactkons 14~(d,yo)16~ [ 491 qui sont donnés par la figure 27. Les transitions y,

Figure 27

dans cette réaction sont dipolaires et ne peuvent avoir lieu que grâce à une impureté d'isospin. On voit une certaine correspondance entre les énergies des résonances observées en (d,y,) et les énergies théoriques des états quasi-liés 2p

-

2t indiquées par des flèches. Ces dernières ne sont d'ailleurs qu'approximatives et ce qui compte c'est leur multi- plicité. Ainsi l'état prévu par Gillet vers environs

24.2 MeV semble plutôt se placer vers 24.8 MeV en considérant les structures à cette énergie en (d,yo) et (p,yo). autre part l'état prévu vers 26 MeV ne semble pas influencer la R.G.D. et il n'a pas en- core été mis en évidence en (d,yo). Une situation semblable paraft se présenter vers 21 MeV où la réaction (a,yo) montre une résonance 1- 1501 à une énergie correspondant à une autre structure inexpliquée de la R.G.D., mais dans ce cas il n'existe pas de résultat de calculs théoriques.

D'autres résultats concernant 160 Puisque nous sommes dans 160 je voudrais pour terminer montrer d'autres résultats intéres- sants et récents.

La figure 28 donne les résultats de l'ana- lyse des mesures de distributions angulaires de la réaction 15~(p,y o)160 faites à Stanford 1'361. Des résultats similaires ont été obtenus à Yale pour la réaction 160(y,po) [511i Deux choses sont particuliè- rement intéressantes. D'abord le coefficient al du développement W ( 8 ) = .A

1

^{1 + ): a Pt (COS û)}

1

prend une valeur positive appréciable et presque constante à partir de Ex

-

25 MeV ce qui indique une certaine interférence E2 (ou YI) dans cette partie de la R.G.D. D'autre part le comportement du coefficient a2 est caractérisé d'une part par une structuration importante à des énergies qui

E,?=o) (MeV)

20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 180

160

' 1 I

8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 Ep (MeV)

Figure 28

correspondent justement à celles des configurations

compliquées vues plus haut et d'autre part, en dehors de ces énergies, par une valeur de l'ordre de

-

0.5. Or, les états de la R.G.D. peuvent être atteints dans cette réaction par onde s ou onde d.

La valeur a 2 -

-

0.5 montre une onde prédominante d en accord avec le modèle p

-

t qai place les configurations prédominantes (lp ,Id) dans cette -1 région d'energie. Mais on sait qu'en fait les états sont mélangés et que les configurations (lp ,2s) -1 contribuent à la force de transition dipolaire.En supposant une transition El pure la distribution angulaire s'écrit

2 2

do/dSl

-

^{A2 12 (a: + ad) +} (3as ad COSA-ad)$ (cos0)j Y

où a et ad sont les amplitudes pour %=O et 1=2 etA l'angle de phase. Cette relation seule ne peut donc donner le rapport desamplitudes aslad. En fait la polarisation des photoparticules émises est égale- ment reliée aux trois inconnues par

dP/dSl

-

^A 2 (as ad sin A) sin 28 où 0 est l'angle de Y

mesure. Il suffirait donc de mesurer en plus la polarisation pour extraire aslad. Ces mesures diffi- ciles ont été faites à Yale pour la réaction

160(y,n) 152 1. Les auteurs déduisent de leurs mesu- res des valeurs de a /a pouvant atteindre 0.25 mais

s d

indiquent également que d'autres mesures seront né- cessaires pour obtenir des valeurs définitives. La polarisation à 90' est caractéristique d'une inter- férence E2 (ou Ml) et les valeurs de P trouvées montrent une telle interférence comme dans le cas des expériences de distributions angulaires.

On peut également se demander quelle est la pu- reté de l'isospin dans cette région d'excitation de 160. Une sonde très sensible est la mesure du rapport des sections efficaces (y,p) et (Y ,n) dans un noyau self-conjugé comme le montre la relation de Barker et Mann [531 :

~(Y,P)/ (y,n) = (Pp/P,)

1

(al +ao)/(al -ao)

1

2 où P et Pn sont les pénétrabilités et a. et a

P 1

les amplitudes des termes T = O et T = 1 dans la fonction d'onde. Une faible variation de a /al pro- duit une forte variation de o(y,p)/o(y,n). En fait ce rapport est difficile à mesurer car il s'agit de nouveau de sections efficaces absolues donc pas toujours certaines. La comparaison a été faite par un groupe de Yale i541 et la figure 29 montre leur résultat pour 160, Le i-apport o(y,po)/o(y,no) reste remarquablement constant et égale à l'unité sauf dans la région vers 20 MeV où des transitions autre que El ont lieu. Ce résultat semble donc indi-

INTERACTION D E S PHOTONS DE BASSE ENERGIE (10 - 50 MeV)

Figure 29

quer une grande pureté de l'isospin T = 1 dans la majeure partie de la R.G.D. de 160. En fait la si- tuation théorique n'est peut-être pas aussi simple que le laisse supposer la relation de Barker et Mann.

Il y a beaucoup d'autres résultats récents et très intéressants que je ne peux citer ici. Ce qui est important, c'est de constater que la situation expérimentale dans le R.G.D. de 160, comme d'ail- leurs dans d'autres noyaux légers, commence à être cohérente et solide et donne ainsi un point de com- paraison efficace pour tout nouveau développement théorique.

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[16] Je remercie Mr. P. Carlos, Saclay, d'avoir ef- fectué cette compilation

[17] M.G. Huber, Colloques dlEvian, mai 1971, D-111-3 1181 A. Veyssière, H. Beil, R. Bergère, P. Carlos

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