Sur les transitions β et la structure nucléaire. III. Les transitions super-permises

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Sur les transitions β et la structure nucléaire. III. Les

transitions super-permises

R. Bouchez, R. Nataf

To cite this version:

LE

JOURNAL

DE

_PHYSIQUE

ET

LE

RADIUM

SUR LES

_{TRANSITIONS 03B2}

ET LA STRUCTURE

NUCLÉAIRE

III. LES TRANSITIONS SUPER-PERMISES

₍₁₎

Par R. BOUCHEZ et R. _NATAF,

Université de Paris, Institut du _Radium, Laboratoire Curie

Collège de France. Laboratoire de Chimie _nucléaire, Paris.

SOMMAIRE. -

Après avoir généralisé la méthode de _{Konopinski permettant} de classer les

transi-tions 03B2 par ordre d’interdiction, d’après la valeur du produit fn T, on étudie spécialement les transitions

superpermises (ou favorisées) entre noyaux miroirs et certains noyaux légers A = 4 n + 2. L’étude de la valeur de leur élément de matrice nucléaire _comparé aux données _{expérimentales montre que} certaines transitions sont _{caractérisées par} une valeur _trop élevée si l’on admet une interaction de Gamow-Teller pure, et que la valeur devient convenable si l’on admet un _mélange d’interactions du

type Fermi _(S ou _V) et Gamow-Teller _{(T ou A)} avec des _proportions 0,25 ± 0,05 et _0,75 ± 0,05.

ToME 14P. Nu 4,. AVRIL 1953.

1. Généralisation du critère de

_Konopinski.

- 1. CLASSIFICATION _DES

TRANSITIONS ~

PAR LE PRODUIT

_1,T.

- Une

première

indication sur la

nature d’une

_transition

est obtenue à l’aide du

produit

loT

introduit

_{principalement}

_par

Kono-pinski

[1];

on _{sait que pour} une transition

permise,

la

_probabilité

de

_{désintégration}

est _{donnée par la}

formule de Fermi s’il y a

_{émission :}

et _{par la formule de Môller s’il}

_s’agit

de

_capture

d’électron

_(K

_par

_{exemple) :}

On

_peut

écrire

₍₁₎

et

₍₂₎

en

_posant

_{T 0}

= 2 r3

-1-9, .

(1) Article I : R. NATAF et R. BOUCHEZ. - Considérations

théoriques sur la structure nucléaire. J. Physique Rad., 1952, ~3, 8 1.

Article II : R. NATAF et R. f1o"CCHEZ. - Probabilités de

transitions _~. J. _Physique Rad., g5?, 13, ~ 1 go.

Ta

est une constante universelle directement liée à la constante de

_couplage

_{nucléon-leptons;}

elle

s’exprime

en secondes si T en

_secondes,

est la

période correspondant

à la

_{probabilité partielle}

P de la transition considérée

et

d’où,

à

_partir

de

_{(3) :}

Notons _{que la}

_période

T est

_égale

à la

_période

observée seulement si la transition est

_simple,

sinon il est

_{indispensable}

de connaître les

embranche-ments vers les différents états finaux. La fonction

₁₀

se calcule à

partir

de

(1)

ou

₍₂₎

connaissant

l’énergie 20

de la transition

_~;

des courbes donnant

_{log f o (Z, so)}

ont été

_publiées

_par

_Feenberg

et

_{Trigg [10];}

on

_peut

aussi faire une

_{intégration graphique}

à l’aide des

218

tables de

_{F 0 (Z,}

₂₎

_(11]

_]

_{pour l’émission}

_~3;

pour la

capture

K,

on

_peut

utiliser les courbes don-nant

_{log t 0}

_{(Z, :: 0)}

mais il est

_plus

_précis

de

_prendre

l’expression gl

donnée dans le tableau V

_(Art.

_II)

(Z

dans la

_capture

est relatif au _{noyau initiale} et

non au _noyau

_final

comme dans l’émission

_{(3 ).}

T0

est donc la

_{signification}

de la

_{quantité t 0 T .}

déduite des données

_{expérimentales.}

_To

étant une

constante

universelle,

f o T

donne directement la

valeur de l’élément de

_matrice

_{1 mu}

_/

de la transi-tion.

Si ;

M 2 est

_égal

à _l’unité, la valeur de

_{f o T est}

précisément To;

le cas idéal pour la détermination de cette valeur est la radioactivité du neutron : dans ce cas _{n + p +} e" + ~ et l’él ément de matrice s’écrit

il étant

l’opérateur

permettant de passer de l’état

neutron

_{lf’ (n)}

à l’état _proton

_Br.(p).

Cette transition n- _{p est celle pour}

_laquelle

l’état initial et final diffèrent le _moins; on _{pose même}

que les états

d’espace

et de

_spin

du neutron et du

proton sont

_{identiques (2) :}

les fonctions _propres 11"11

et

_~l°~,

se recouvrent alors entièrement et

_{1 M}

₁ = ₁

(3).

A

_partir

des

_expériences

récentes

_{[2], [3] l’énergie}

maximum des électrons émis serait

(7Sa + r )

keV et la

_période

de la radioactivité du neutron

(i2,8 ’ 2,5)

mn; on en déduit

1

Une autre transition intéressante est 3H _{-~ 3He pour}

laquelle

on

_peut

aussi supposer en

_première

approxi-mation les fonctions propres de 3H et 3He

_{identiques :}

~ M [ ^~

~. Dans ce cas en _prenant

on déduit

La valeur de

_Ta

est donc au minimum 1100 s

_(4).

2. INDICATIONS COi4IPLÉ~’IENTAIR,ES SUR

_(àL,

_zip

A L’AIDE DU PRODUIT

_zut.

- On

peut

donc associer

à toute

_{transition ~}

une valeur

_{particulière}

de

_{f o T}

qui

permet

la classification de la transition.

_(Cette

méthode est

_identique,

en

_principe,

à celle utilisant

les courbes de

_{Sargent.) Lorsque}

la transition est

permise,

on a vu _que

_{f o}

T est directement lié à

_{l M 12;}

au

_contraire,

_pour les transitions

~L 7L:.

o, les f

or-mules

₍₁₎

et

₍₂₎

ne sont

_plus

valables et

_{f o}

T

_perd

sa

_{signification simple;}

on

_peut

seulement obtenir

(’) Ce _qui revient à _négliger le recul du proton lors de la

désintégration.

(3} Si _{1-’opérateur !2} est normé comme on le verra au para-graphe II.1 _{(ceci quelle} que soit sa nature, qui peut être du

type Fermi ou du _{type Gamow-Teller).}

(4) On a _{g ~ 3, o.} io->1? ei~g,cn~3 pour T o ~ ~ 13 oo s. Indi-quons que- Bethe [6] utilise g.’ - -

g h erg.cm3.

ainsi une indication sur l’ordre de l’interdiction :

cette méthode revient d’ailleurs à _{comparer la}

période

réelle T avec celle

_qu’aurait

la transition si elle était

_permise.

Mais on

_peut

obtenir une

meilleure indication sur la nature de la

transi-tion

_(AL,

_.1J)

donc sur l’ordre de l’interdiction et

sur l’élément de matrice nucléaire en utilisant au

lieu de

_{f o}

la fonction exacte de

_probabilité

_f,~

pré-cisément associée à la transition considérée. On a

alors d’une manière

_analogue

à

_{(3) :}

f,, T

est encore directement relié

gaz

1 mon

~2.

Par

_exemple

considérons la transition 1 uBe-+ 1uB+e-- :

à

_partir

des données

_{expérimentales}

on calcule

~o T N

5. 1013 s

_{qui correspond}

à une transition très interdite. A

_partir

de la structure, on peut supposer

que la transition est du type 6.J = 3, ,L =

2,

corres-pondant

à

_{ISO -~ 3D3,}

on calcule alors _f,, et l’on trouve

[71 f,,

T~ 3. 103 s donnant une valeur convenable pour

l’élément de matrice nucléaire dans cette

_région

des

noyaux

légers.

Le choix du _type de la transition réduit

donc )

Illn

12

2 _d’une

quantité

convenable, de l’ordre

de 2 .1010.

’

Cette

_{généralisation}

du critère de

_Konopinski

apporte

donc,

sur la transition et la structure des

niveaux,

des

_{renseignements qui complètent}

l’indi-cation fournie _par

_{f o T.}

Remarquons

qu’il

est inutile de faire le calcul

exact de

_//~

à l’aide d’une

_intégration

_graphique

de

_Pp

donné dans l’Article

II,

pour

appliquer

la

méthode. Ainsi dans le cas

_simple

AL =n, àJ = n -~-- 1

où

_~’,~~

ne

_dépend

_{pas de la forme} exacte de

l’inter-action,

on a

PO==V2~-I,

1

impulsion

maxima de l’électron.

Pour lOBe on trouve ainsi

_log

_{f 2 T ^_~}

3,25

au lieu de _3,5, valeur

plus

exacte

(5).

Dans le cas .1 J = 3L = _n, avec une

interac-tion T _pure,

compte

tenu du _{fait que}

(5) Certains auteurs comme H. _{Brysk (Phys. Rev., 1952,}

86, 996) prennent pour valeur approchée de

_P,,p

celle qui

correspond à la valeur moyenne de s, ,. cette

approximation est _{moins bonne que celle indiquée} ici dans

-II. Les transitions

_permises

« favorisées » : :

indication d’un

_mélange

dans l’interaction

nucléon-leptons.

- L’étude

statistique [10]

des valeurs

_foT

_{correspondant}

aux transitions aL = o

montre nettement au moins deux _{groupes :} l’un

centré autour de 3 200

( fig.

_i)

correspond

aux

tran-sitions entre _{noyaux miroirs} et à celles entre

cer-tains noyaux

légers

du

_type

A =

4

_{n ~-}

2, l’autre

groupe

qui

semble d’ailleurs être

_complexe

corres-pond

à toutes les autres transitions

_permises

~1L = o

et s’étend

_jusqu’à

106 environ.

Fig. i. - Distribution

en _fréquence des _f"T pour les transitions superpermises.

En abscisse : x == _{log loT;}

En ordonnée: _N, nombre de transitions pour lesquelles on a

Valeur moyenne x = _{3,5 -> 3} 2 0 0.

Nous étudierons d’abord le

_premier

_groupe des transitions dites favorisées ou

_{superpermises.}

1.

REMARQUES

SUR L’ÉLÉMENT DE MATRICE

NUCLÉAIRE. - On sait

(Art. II)

que la

probabilité

d’émission p

peut

s’écrire d’une

façon générale :

avec combinaison linéaire des

_cinq

formes

_possibles

d’interaction S V T A et P. La

formule

₍₅₎

_comprend

des termes

_{correspondant}

aux

interactions

_simples

et

aussi,

en

_général,

des termes

croisés. A chacun de ces termes sont associés des éléments de matrice nucléaire de la forme

l’opérateur

iZ,,

comprend

des fonctions

harmo-niques

sphériques

Yn

_(n

_qui

effectuent la transition

(J, M

=

_J)

_-

(J’ M’).

Dans le cas des transitions

_permises,

les seules interactions intervenant en

_première

approxima-tion sont les

_grands

termes de

S,

V,

T et A : les

petits

termes relativistes sont

_{négligeables,}

comme

l’interaction

_{pseudoscalaire}

P.

Enfin,

on

_peut

prendre p

= _i, et l’on a alors deux éléments de

matrice

_{possible :}

(type

Gamo~°-Teller M~ ou

et dans le cas d’un

_mélange

_(S

ou

_V),

Hl

(T

ou

_A),

on a

°

d’où

le terme croisé

_{C.1 Ci}

étant,

en

première

approxima-tion,

nul pour les transitions

_permises,

compte

tenu de la condition de Fierz

(*).

Soit O l’un des

_opérateurs

_{précédents.}

On a

toujours

l’inégalité (6)

~bi-qui

donne une limite

_supérieure

_{de ~}

M

(2.

Introduisons les

_opérateurs

de

_{charge :}

Q+ ~ Q- = ~ ’ 2 ~ ~~ ~

changeant

le neutron en

_proton,

pour la transition

~3-;

Q

Q

=

~’ + 2 t y~

changeant

le

_proton

en neutron,

pour la transition

~3+.

(*) Si ces termes croisés n’étaient pas nuls, ils modi-fieraient la forme des spectres permis (c f . Article II : p. 191 et référence _[2]), et la valeur du rapport d’embranchement

capture (R. Bouchez : communication au _Congrès

d’Amsterdam _[20]. Avec la _précision actuelle des résultats

expérimentaux, on peut seulement affirmer que si ces termes

existent, ils apportent une contribution au _plus de l’ordre de 20 _p. oo des termes _{principaux (0.} Kofoed-Hansen et A. Winther, Phys. Rev., 89, ~ 1953, 526).

(6)

L’inégalité ( ~ IV 1 P ~ 12 ~ 4’ / 4’ ) ( 4> m )

est

l’ana-logue dans _l’espace fonctionnel _{de ; A.B} 12~ A2. B2; d’où

220

Si p nucléons sont _{aff ectés par} la

transition,

l’opérateur

de Fermi est

et

_{l’opérateur}

de Gamow-Teller

= EQ+(k) a(k)

pour

B-

par

exemple.

a. Cas où un seul nucléon est

_{a f f ecté par la}

iran-sition :

d’où

de même

_{(7) :}

d’où .

grâce

au facteur de norn1alÍsation .

1

introduit

dans ’

’

La valeur

_{maxima ;}

= ~ _i est obtenue dans

les

deux cas pour

quant

aux états

_d’espace

et de

_spin.

C’est ce

_qui

se

_produit

_{pour la transition} n

_-Wp,

_et, en

_première

_{approximation,}

_{pour la}

transition 3H -3He.

Pratiquement,

le modèle â une

_particules

est une

première approximation

pour l’étude des noyaux

impairs,

comme le montre le modèle des couches. Dans ce cas, on

_peut

_préciser

_davantage

en

remar-quant

que L est un bon nombre

_quantique

en

pre-mière

_{approximation;}

on

_peut

alors

_séparer

dans

l’élément de matrice

nucléaire,

un facteur

angu-laire ;

a

₁

calculable et un facteur radial

(1) Rappelons

_{que , ~}

Q

_{~’~ ~}

₁₂ signifie en réalité :

avec

Pour établir _(9), il faut donc _{appliquer (7)} successivement à

chaque élément de matrice :

G (r) désignant

la

_{grande composante}

de la f

onc-tion radiale du niveau initial ou final. La

_partie

angulaire ,

a 2

_dépend

_{des fonctions propres}

angu-laires et de l’interaction. Si l’on considère la

tran-sition L S J -~ L S

J’,

on

_peut

écrire

, dans

le cas d’un

_mélange

_{d’interaction,}

les termes

_{1 af 12}

et )

a~ ~ peuvent

être calculés dans

chaque

cas

_particulier

à l’aide de formules

_{(tableau 1)}

TABLEAU 1.

Partie

_angulaire

des éléments de

"

du même

_type

_{que celles de}

_Hânl-Kronig

en

spec-troscopie atomique [8],

[22].

La valeur

_loT

déduite

des données

_{expérimentales}

_permet

alors de

déter-miner Mp 1

:

les valeurs de

_Mp|2

devront vérifier la condi-tion

_{)2 à}

1.

b. Cas d’un modèle à

_plusieurs

nucléons. --- Si

plu-sieurs nucléons sont _{affectés par la}

transition,

l’inégalité (7)

est

_toujours

vérifiée,

mais le second membre n’est

_{plus égal}

à l’unité. Nous avons ici

pour l’interaction G. T. :

pour une transition

_~-,

d’où

De même pour une

transition B+ :

transi-tion,

provient

des

_produits

des termes k

_{= j ;}

provient

des

_{termes k = j ;}

P., est

l’opérateur

de

Majorana

qui échange

les coordon-nées

_d’espace;

,P~

échange

les

_charges.

De même avec une interaction du

_type

Fermi :

Nous pouvons donc encore calculer une limite

supé-rieure de l’élément de matrice nucléaire. Par

_analogie

avec le cas du modèle à une

_particule,

nous

_désignerons

par j

a

12

cette limite

_supérieure

|M

,2!

a ’2 et

nous _poserons

mp

1

doit vérifier encore la condition

_{1 M p}

_;2~

1 mais ne

_{provient plus}

_{nécessairement que} de facteurs radiaux.

Le calcul

_pratique

de la limite

_supérieure

~+S?

~’l ~

est

_simplifié

_{par le fait que} toute

partie

cc

_{saturée »}

_apporte

une contribution nulle

_(8);

ce

_{qui justifie}

les considérations

_{plus qualitatives}

de

l’Article

I,

et

_permet

de

_prendre

le modèle à un seul nucléon pour calculer des transitions entre _noyaux

impairs.

Pour les noyaux

pairs,

nous _pourrons

_prendre

de même un modèle à deux nucléons. Considérons les transitions :

Dans les deux cas :

d’après (11)

et

_(12).

Si la transition est du

_{type :}

(J = o) -~ (J‘ = 1 ) :

.

si elle est du

_{type :}

i

_{(J =}

_o)

~

(il

=

o) :

1

(8) Si nous considérons deux neutrons et deux protons

dans un même cas _{(11, l, m,),} ensemble analogue à une

particule a.,

pour les quatre paires proton-neutron, d’où

tandis que, en associant un _{proton (ou neutron)} de cet

ensemble à un neutron _{(ou proton)} d’un ensemble voisin

( P~ ~ _ B P~. > =

o d’où

_{aussi 1 ~-~ ~}

= o _{pour plusieurs}

sous-couches saturées.

Nous pouvons aussi considérer des transitions de

type

inverse :

neutron + _proton ~ 2 neutrons _{(ou v protons).}

Le calcul

_précédent

donne immédiatement le résultat,

en tenant

_compte

du

poids statistique

des états J :

2.

ÉTUDE

DES NOYAUX MIROIRS. - Les

noyaux miroirs sont des

_paires

isobares telles que

ces _noyaux ont

_déjà

fait

_l’objet

due, nombreuses études détaillées

_{[8], [14]}

tant au

_point

de vue des

caractères des transitions

_~,

_{qu’au point}

de vue de

leur

énergie

de _{liaison. Nous reprenons} cette étude

et montrons comment on

_peut

obtenir une indica-tion en faveur du

mélange

d’interaction

_H~.

Chaque

noyau d’une telle

paire

isobare

possède

sensiblement la même structure nucléaire : leur

spin

total est le même et leur _{fonction propre} très

voisine;

en _outre, leur différence de masse est

simplement

d’origine

coulombienne,

compte

tenu

de la différence de masse

_{neutron-proton.}

On ne

possède

pas de preuves

expérimentales

concer-nant J

_(sauf

_pour n et

p),

mais l’indication

prin-cipale

en faveur de

_l’analogie

de structure est rela-tive à la différence de masse : en

_{supposant égales}

les forces

_(pp)

et

_{(nn) spécifiquement}

nucléaires AM s’écrit

avec

On a

_{comparé (tableau II)}

la variation de

_l’énergie

de liaison

_{.1E - :: 0}

+ m, déduite de

l’énergie

maximum

_Wo

des électrons

émis,

avec la différence

d’énergie

coulombienne ~1C pour deux valeurs de r 0 et

_{l, ~~5 . T 0~13 cm).}

En

_première

approximation,

l’accord est

excellent,

_indiquant

que les noyaux d’une

paire

isobare ont des

confi-gurations

semblables si l’on considère comme

_acquis

le

_principe

de Kemmer. En outre, l’accord semble meilleur pour r 0 =

1,4~ . ~

0-13 _cm, mais étant donné

que la valeur de r 0 déduite des sections efficaces

est

_légèrement

inférieure à

1,4 a .

10-13 cm, le résultat

actuel semble montrer _{que le dernier}

_proton

se

trouve en _moyenne

_plus

_près

de la surface du _{noyau :} on obtient ainsi une valeur intermédiaire entre

celle

_{correspondant}

à une densité de

_charge

cons-tante et celle

_{correspondant}

à un

_proton

circulant

à une distance

_{moyenne R}

du centre du noyau. Cette tendance semble aussi

_augmenter

avec A

et s’accentuer au _{passage de} la couche i

_{f .}

_

On supposera donc des structures

_analogues

_pour

une

_paire

de noyaux « miroirs » et nous

_prendrons

repré-222

TABLEAU II.

Variation de _{l’énerg’ie} de liaison entre noyaux nairoirs.

(*) ~1E =

(**) La densité des protons dans _{le noyau} est _supposée constante : .

TABLEAU III. °

tnagnétiques

des noyaux N - Z = 1.

senter. Les

_{configurations}

_{principales (L,}

_{L -+-2)}

d’une

_paire

s’obtiennent aisément à

_partir

du

modèle à une

_particule,

la

comparaison

des moments

magnétiques (tableau

III)

fournissant une

indica-tion

_{supplémentaire}

_{(Art. I).}

La

_{configuration}

prin-cipale

est, un état doublet L,,

mélangé

avec un état

quartet (L ±

2)J;

la

_plupart

des _noyaux du

_type

J =

L - ~

ont en

_première

approximation

une seule

configuration:

p, pour

13C, 15N; d3

pour

33S,

33!{.

entre noyaux miroirs. --Le tableau IV résume les

_{renseignements expérimentaux}

sur les

transitions [3

entre noyaux « miroirs ». On _suppose TARIEBC I V.

-

Transitions

_{B entre noyaux miro is}

du type L

-:-;.

A’. B. La transition 41Sc -> 41Ca (W0 ~ 4.94 Mev, f0T ~ 2500 s) (interaction G. ’1’.) valeur _également

faible; toutefois la valeur _{expérimentale} de _FVo semble _trop peu précise pour en déduire un _{argument supplémentaire} en faveur

du mélange d’interaction.

pour l’instant une

_{configuration unique}

_{pour l’état}

initial et final et l’on a

_adopté,

en

_général,

_pour

celle-ci la

_{configuration principale}

_indiquée

par les moments

_{magnétiques.}

Le choix de ces

configura-tions a

permis

de

calculer 1 ai

12

OU ! a

y2 et de

dédUire )

pour

chaque

type

d’interaction. Si l’on

_adopte

l’interaction de Gamow-Teller

seule,

on voit

_qu’on

rencontre une difficulté pour

les six

_paires

_{de noyaux miroirs du}

type

L - (

PI

(A

= 13, 15)

et

â ; ., (A

= 3 3 à

39) :

leur valeur

de

T0

,,

comprise

entre et 800 est

incompa-tible avec la limite

inférieure,

environ i oo admise

ci-dessus. Cette anomalie est d’autant

_plus

signi-ficative

_qu’elle

se

produit

précisément

dans le cas

des _{noyaux pour}

_{lesquels d’après}

les valeurs des

moments

_{magnétiques,}

il

_{y a le}

moins de doute

concernant leur

_{configuration.}

Par contre, .l’inter-action de Fermi conduirait à une

valeur T"

acceptable

entre 3 ooo

et 4

_ooo; toutefois comme on

ne

_peut

conserver

_uniquement

l’interaction de

Fermi, on est ainsi amené à

_adopter

un

_mélange

comme interaction

nucléon-lep-tons. Pour obtenir r° r

₀

i 100, on serait ainsi

tons. Pour 1100, on serait ainsi

conduit à

_{prendre ,}

Ci

_{,2 >}

L’étude des

tran-sitions p

entre noyaux miroirs amène donc à

_prendre

une

_proportion

d’au moins 20 _pour 100

d’inter-action du

_type

Fermi.

3.

ÉTUDE

DES NOYAUX LÉGERS A

_{= 4}

n + 2.

®-On sait que l’étude des

_{transitions B}

entre ces

noyaux ne

_permet

_{pas de}

_prendre

une interaction

du

_type

Fermi _pure

_{[12], [13].}

Pour cette classe de

transition ~

dont la

_plus

_{caractéristique}

est

on _a, en effet àJ = i en

_général,

et seule une

interaction du

_type

Gamow-Teller

_(T

ou

_{A) permet}

alors

_{d’expliquer}

leur caractère

_permis.

_{Tandis que}

les

_{transitions ~}

entre _{noyaux miroirs} nous

_imposent

une limite inférieure de _{0,20 pour la}

_proportion

de

H,,,

l’étude des noyaux

pairs

permet

d’obtenir,

au contraire une limite

supérieure.

On a rassemblé dans le tableau

V,

les

_{renseignements}

sur les

transi-tions P

superpermises

entre _noyaux

_légers

A

= ùjn

+ 2

on voit que seule A == 6

_permet

de fournir une

indication sur le

_mélange

d’interaction dans ce cas

la 820 conduit à une valeur de

T

165o _pour

HI

seul. Une

proportion

de

T0

1 650 _pour

HI

seul. Une

proportion

de

3o _pour 10o de

Hj

abaisse notablement

T0 -

₁₁₄₀

(fig.

2)

compatible

avec la valeur inférieure 1100

admise ci-dessus : cette

_proportion

o,3o

constitue la limite

_supérieure

pour la

_proportion

de

Hf.

,

En outre, la transition 140 2013~ 14N* semble être

224

TABLEAU V.

Transition B

entre _{ii oi-aux légers} l4 = ₄ n yT 2.

entre noyaux A =

4 n

₊ 2

_{(tableau VI)}

_suggère

_que l’état excité de 14N a une

_{configuration}

Cette

variation I1E est

due,

d’une

_part,

à la

_répulsion

Fig. 2. -

Diagramme construit selon la méthode de Kofoed-Hansen et Winther [15] utilisant 6He _(3.5o 31cV)

et les noyaux miroirs L - 1 .

avec

électrostatique

des

_protons

AC,

et _pour une autre

part

principalement

à

_l’énergie

de

_{liaison , 1 à:}

_’,

du

couple (n

-

p)

de la fraction non saturée dans l’état

triplet

Le fait

_{expérimental}

o

_suggère

donc _{que la transition 140} 2013~ 14 N* est du

_type

180-+180-

Toutefois,

la valeur

_{également 1 ô}

cw _{o, pour}

la transition 26Al -

_{> 26Mg}

et _{pour la transition 3°P -3°Si} est assez difflcile à

admettre,

car, il faudrait aussi

supposer, par

exemple,

un état

singulet

’S,

_pour

l’état fondamental 26Al. S’il se confirme

est une transition o 2013~ o, la

présence

d’une

inter-action de Fermi dans

_H~

_permettra

toutefois de

l’ex,pliquer :

ces transitions o -~ o interdites par

Gamow-Teller

_1S°

_{1 S,}

>2 = o _sont, au

contraire,

permises

par Fermai

:~~//~~>~==3.

TABLEAU VI.

Variation de

_l’énergie

de liaison entre

no)’aux isobares voisins

légers,

= _,1 n _{+ ~ ).}

(*) 9E est ta variation de l’énergie de liaison entre les deux noyaux de la transition .1E = _avec

dE =

zo + émission _~+;

DE = 20- érnission _~-. tableau 11).

( *** ) d’après R. W. _{King, Washington University, 1952.}

III. Conclusion. - Le

principe

de

_l’analyse

uti-lisée revient à _{comparer les}

_{quantités f o}

_{T ~}

M

_{B2 == T 0}

pour les différentes

transitions,

fo T

est déduit des

données

_{expérimentales}

et la valeur

_{de ~}

_dépend

des

_hypothèses

considérées. Les noyaux miroirs du

type

-L2013~[o + il

et _{les noyaux}

_{légers [0+2]}

permettent

d’obtenir

pour ;

des limites

supérieures

compatibles

avec

_{T0 > 1100}

s

seule-ment si

-C’ l’)

>

--

_{Les noyaux miroirs du}

_type

L + (

conduisent à des

_valeurs

_{plus petites}

_{de ~}

_{àX )2}

même avec l’interaction Ht

seule;

ces _noyaux sont

probablement

formés de

_{plusieurs configurations}

cn LS ce

_qui

abaisse la valeur

_apparente

[2.

En

résumé,

la

_comparaison

des valeurs des éléments de matrice nucléaire

1

des

transi-tions g

entre _noyaux miroirs du

_type

_{L - 1/2}

et entre _{certains noyaux}

_léger

A =

fi n

+ 2, comme

6He -.¿. et 140 -~ ’IN*

_impose

un

mélange

d’inter-action de Fermi

_(S

ou

_V)

et de Gamow-Teller

(A

ou

_T)

dans la

proportion

soit encore

Ce résultat est

_légèrement

différent de _{celui que}

nous avions

_{précédemment}

obtenu

[16], [ 17],

en

utilisant la valeur

3,215

MeV

_[18]

_pour

_l’énergie

maximum des électrons de

6He;

mais la nouvelle valeur 3,5o ± 0,05

[19]

utilisée dans cet article

élève

_jusqu’à

environ la limite

_supérieure

de ! Cf 12.

Notons enfin que C. S. Wu a

repris [19],

[20]

les’ calculs de Moszkowski

_[21]

en utilisant la

nau-velle valeur

_loT

pour ’He et obtenu

Le résultat de

_{Trigg [22] k t"..I}

o, 18 tient

_compte

encore

de _{l’ancienne valeur pour ’He.} En outre,

indiquons

que l’étude récente de Kofoed-Hansen

[15],

[20]

sur les noyaux miroirs est

_{compatible [19]}

avec les nouveaux résultats sur ’He et aboutit aussi à

0,33.

Blatt

_[23]

_{calcule o >2 pour les transitions :}

3H-+3He, ’~He2013~Li,

en tenant

_compte

des différentes

configurations

et

_partitions

_composant

les états

nucléaires,

dans

_{l’hypothèse}

où les forces sont

indé-pendantes

de la

_charge.

Tenant

_compte

aussi de 140 14N et _{p, il aboutit}

_compris

entre

0,10 et

o,35.

Manuscrit reçu le 26 novembre i()52.

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