Quelques résultats nouveaux sur les noyaux de masse paire de strontium riches en neutrons

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Submitted on 1 Jan 1971

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Quelques résultats nouveaux sur les noyaux de masse paire de strontium riches en neutrons

M.-I. Macias-Marques, A. Johnson, R. Foucher, R. Henck

To cite this version:

M.-I. Macias-Marques, A. Johnson, R. Foucher, R. Henck. Quelques résultats nouveaux sur les noyaux de masse paire de strontium riches en neutrons. Journal de Physique, 1971, 32 (4), pp.237-241.

�10.1051/jphys:01971003204023700�. �jpa-00207050�

QUELQUES ^{RÉSULTATS NOUVEAUX SUR LES NOYAUX DE} MASSE PAIRE

DE STRONTIUM RICHES EN NEUTRONS

M.-I.

MACIAS-MARQUES (*),

^A.

JOHNSON,

^{R. FOUCHER} Institut de

Physique Nucléaire, Orsay

et R. HENCK

Centre de Recherches

Nucléaires, Strasbourg-Cronenbourg (Reçu

^{le 18 novembre}

1970)

Résumé. ²⁰¹⁴ Les transitions _gamma émises lors de la

désintégration

^des noyaux de rubidium riches en neutrons,

séparés isotopiquement

^en

ligne,

^{de masse}

paire,

^{90 à}

96,

^{ont été détectées avec}

une

jonction Ge(Li).

^Des coïncidences 03B3 ²⁰¹⁴ 03B3 ont été effectuées pour la

désintégration

^{Rb90 ~ Sr90.}

Un schéma de niveaux _pour le Sr90 est

proposé

^{et de la} connaissance de

l’énergie

^des

premiers

niveaux 2+ des Sr90,92,94,96 des conclusions sont tirées sur la déformation de ces noyaux et la

position

de la couche de neutrons

d5/2.

Abstract. ²⁰¹⁴ The 03B3-ray spectra emitted in the

decay

^{of on line}

mass-separated

neutron-rich

even-mass rubidium

isotopes,

between 90 and 96 have been studied

using

^a

Ge(Li) detector ;

ⁱⁿ

the case of Rb90 ^~ Sr90

decay,

03B3 ²⁰¹⁴ y coincidences were

performed

^{and a} level scheme for Sr90 is

proposed.

^{From the}

energies

^{of the first 2+} levels of Sr90,92,94,96 conclusions are drawn about the deformation of these nuclei and about the

position

^{of the neutron}

d5/2

^sub-shell.

Classification :

Physics

^Abstracts

12.10,

^12.20

1. Introduction. ^- Nos recherches sur les

isotopes

de vies courtes

( N 5 mn) [1] entreprises

^à

Orsay

ont commencé par l’étude

systématique

^{des désin-}

tégrations

^{des noyaux} de rubidium de masse > 90 et de leurs

dérivés,

^ce

qui d’après

^les

prévisions

^de

Myers

^{et al.}

[2], Seeger

^{et al.}

[3]

^et Arseniev ^et al.

[4]

devrait nous conduire à mettre en évidence une nou-

velle zone de déformation.

Les rubidium sont obtenus _par fission de

l’U238

bombardé _{par les}

protons

^de 150 MeV du

synchro- cyclotron d’Orsay ;

^un

spectromètre

^de masse, à

source

thermoionique,

^en

ligne

^avec le faisceau de

protons

^nous

permet

^de sélectionner l’élément et la

masse à

étudier ;

^{les ions sont alors}

transportés

^dans

une

pièce

^{à faible bruit} de fond où ils sont focalisés

sur un collecteur au moyen d’un

système

de lentilles

quadrupolaires électrostatiques.

^Ce

montage

^{a été} décrit antérieurement

[1].

Pour diminuer encore

plus

^{le bruit de}

fond,

^le faisceau de

protons

^est

coupé pendant

^le

temps

^de

mesure ; ^un

système électronique

^{commande les}

démarrages

^{et arrêts aussi bien du faisceau de}

protons

que des instruments de mesure.

Les

périodes

^des

^Rb9o_9’

^{et dérivés ont} été mesurés

[5] [6] ;

pour le

Rb9°

deux

périodes

^ont été trouvées : 156 et 258 _{s ;} la

période

^{courte existe dans une} pro-

portion

que ^nous évaluons être de l’ordre de 30

% ;

il n’est pas exclu

qu’en plus

^du

^Rb9°

obtenu directe-

ment par

fission,

il s’en forme aussi _par décroissance

du

Kr9°,

^{cas dans}

lequel

^{la courte}

période

^est

beaucoup plus

^abondante

[7].

Comme dans la fission les états de haut moment

angulaire

^sont

favorisés,

^{nous en}

concluons

que l’état de 258 s a le moment

angulaire

le

plus ^{élevé ;}

^{ceci est en accord avec le fait} que dans la

désintégration ^Kr90 (0+)

-->

Rb9°

l’état de

plus

courte

période (qui

^{aurait le}

plus

^{bas moment} angu-

laire)

^{est le}

plus produit.

La

désintégration

^du

Rb9° provenant

^du

Kr9°

a été

étudiée,

^à l’aide de détecteurs à

scintillation,

par Johnson et al.

[8]

^{et Zherebin et al.}

[9] ;

^{les résul-}

tats obtenus sont en assez bon accord entre eux.

Néanmoins,

le noyau de

Sr9°

étant le

premier

^{de la}

série des Sr

paires

^{riches en} neutrons, il était nécessaire de confirmer et

compléter

^{le schéma de niveaux}

proposé

pour le

Sr9°

en

partant

^de

proportions

différentes des états

isomériques

^{et en} utilisant des détecteurs

Ge(Li).

2.

Spectrométrie

gamma. - Les transitions _gamma ont été détectées à l’aide d’une diode

Ge(Li)

^{de 23}

^cm3

ayant

^une résolution de

4,6

^{keV sur la raie}

d’énergie 1,33

^{MeV du}

Co6° ;

pour les coïncidences _{y - y}

nous avons utilisé en

plus

^un

crystal INa(Tl)

^de

3" ^x 3" en

montage intégral

^Harshaw.

Les

spectres

^{ont été}

analysés

par ^un codeur

d’ampli-

tude CA 13

Intertechnique

^{associé à un bloc}

mémoire BM 96.

Nous avons déterminé les

rayonnements

y ^en coïncidence avec les transitions

(824

⁺

831) keV, 1,06

^et

1,37

^{MeV et les}

rayonnements Compton

des raies _y de

plus

^haute

énergie.

^La

figure

^{1 montre}

(*) ^{Boursier du « Instituto de} Alta Cultura _», Portugal.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01971003204023700

238

le spectre direct ^{et la}

figure

^{2 celui en} coïncidence

avec les transitions

(824

⁺

831)

^keV.

Les résultats de

l’analyse

^des

spectres

^{directs et en} coïncidence sont

reportés

^{dans le tableau 1.}

TABLEAU 1

FIG. 1. ^- Spectre ^des rayonnements y ^du Rb9o.

FIG. 2. ^- Rayonnements y ^en coïncidence avec les transitions (824 + 831) ^keV.

Pour établir le schéma de

niveaux,

^nous avons, à l’aide du calculateur UNIVAC 1108

d’Orsay,

déterminé dans la liste des transitions

d’énergie

E ± dE celles

qui correspondent

^{à la somme de 2}

ou 3 autres et recherché les niveaux se désexcitant

vers des niveaux connus ou alimentés _par eux

(pro-

gramme de A. Bâcklin

[10]).

FIG. 3. ^- Schéma de niveaux du Sr9o.

L’existence d’un certain nombre de niveaux a été ainsi établie

(Fig. 3), compte

^{tenu des résultats obtenus} par des mesures en coïncidences.

3. Discussion du schéma de niveaux. ^- NIVEAU DE

831 keV. ^-

correspond

^{à la} transition _{gamma la}

plus

intense.

NIVEAU DE 1 655 keV. ^- Une transition assez intense de 824 keV ^en coïncidence avec celle de 831 keV

nous amène à proposer ^un niveau à cette

énergie.

NIVEAUX

5 185,

⁴

644,

⁴

233,

^{4 136 et} 3 383 keV. ^- Les transitions _gamma

ayant

^ces

énergies

^{ne sont pas}

en coïncidence avec les gamma de

(824

⁺

831) keV, 1,06

^et

1,37 MeV ;

étant donné par ailleurs la valeur de

Qo - (6,6 MeV)

^{nous faisons}

correspondre

^un

niveau à chacune.

NIVEAUX DE 5 286 ET 5 088 keV. - Les raies 4 455 keV et 4 257 keV étant en coïncidence avec la transition mixte

(824

⁺

831)

^{keV ne}

peuvent provenir

que de la désexcitation vers un des deux

premiers

niveaux excités de niveaux

d’énergie

^{5 088}

(ou 5 912)

^keV

et 5 286

(ou 6110)

^keV.

NIVEAU DE 4 365 keV. ^- La raie de 3 535 keV

est en coïncidence avec la transition de 831

keV ;

ces

énergies

additionnées donnent 4 366

keV ;

^il

existe aussi une

transition, qui

n’est pas ^en coïncidence

avec celle de 831

keV,

^{et dont}

l’énergie

^{est 4 365}

keV ;

ceci nous conduit à admettre l’existence d’un niveau à cette

énergie.

NIVEAU DE 4 148 keV. ^- Ce niveau est

proposé

parce que la raie de 3 317 keV ^{est en} coïncidence

avec celle de 831 keV et est

trop

^intense

(15 %)

^pour

être

placée plus

haut dans le schéma.

NIVEAUX 4 335 ET 2 206 keV. ^- Nous avons d’une

part

^{une raie}

d’énergie

^{3 504 keV en} coïncidence

avec celle de 831 keV et d’autre

part

^deux

raies,

^dont

les

énergies

1 375 keV et 2 128 keV additionnées font 3 503

keV, qui

^sont elles aussi en coïncidence

avec celle de 831 keV et en coïncidence une avec

l’autre ;

^{ceci nous a amené à} penser que ^ces transitions

correspondaient

^à deux cascades de désexcitation d’un même

niveau ;

^comme la transition de 1 375 keV est très intense elle aboutit vraisemblablement au

premier

^{niveau excité.}

NIVEAU DE 1891 keV. - La transition

d’énergie

1 060 keV est en coïncidence avec celle de 831 keV mais non avec celles de 824 keV et de 1 375

keV ;

étant donné son intensité

(12 %),

elle alimente très certainement le

premier

^{niveau excité.}

NIVEAU DE 3 583 keV. ^- La transition de 2 752 keV est en coïncidence avec

(824 + 831) keV ;

^{vu son}

intensité

(11 %)

^{nous admettons}

qu’elle

^alimente

le niveau de 831 keV.

NIVEAU DE 3 449 keV. ^- La transition de 1 243 keV étant en coïncidence avec celle de 1 375

keV,

^nous

supposons

qu’elle

alimente le niveau de 2 206

keV ;

le niveau à 3 449 keV nous

permet

^{aussi de}

placer

^les

raies de 952 keV et 1 793 keV.

NIVEAU DE 2 526 keV. ^- Ce niveau est défini _par les transitions 871 et 1 696 keV.

NIVEAU DE 4 404 keV. ^- La transition de 3 573 keV

peut

^{alimenter ou le}

premier

^{ou le} deuxième niveau

excité ;

le niveau à 4 404 keV

correspond

^{à la}

première hypothèse.

NIVEAU A 2 947 keV. ^- La transition de 1 666 keV est en coïncidence avec la transition mixte de

(824

⁺

831) keV ;

^elle

peut correspondre

^{à la} désexcitation d’un niveau à 2 497 keV

qui

^serait

partiellement

alimenté _par la transition 952 keV.

Les raies

522, 722,

¹

117, 1 271,

^{1 738 keV ne} peu- vent pas être

placées

^sans

ambiguïté.

^{Un niveau à}

2 926 keV

permettrait

^les transitions

et

il ne semble _pas,

néanmoins,

que la raie de 722 keV

240

soit en coïncidence avec celle de 1 375 keV. Les autres

peuvent provenir

de niveaux ^entre

1,5

^{et 3 MeV}

qui

^semblent manquer si l’on compare ^aux noyaux

pairs

^{de Z et N voisins.}

En ce

qui

^concerne les transitions 4 193 et 4 209 keV

nous ne pouvons pas dire ^avec certitude si elles sont ou non en coïncidence avec les transitions

(824

⁺

831) ;

nous avons ainsi la

possibilité

de niveaux à 4 193

ou 5 024 ^ou 5 848 keV et à 4 209 ou 5 040 ou 5 864 keV.

Les niveaux excités

proposés

^{et leurs}

énergies

sont,

en

général

^en bon accord avec ceux que viennent de

publier

^{Mason et Johns}

[11], qui

^ont pu déterminer les coïncidences entre tous les

principaux

^rayonne-

ments y. En ce

qui

^{concerne les} intensités de ces

rayonnements,

^{il est} intéressant de remarquer que

ceux donnés _par

[11 ] comme ayant

^la

période

^{de l’état}

isomérique

^sont sensiblement

plus

intenses dans nos

spectres,

tandis que ^ceux

qui

^{sont donnés comme}

ayant

^la

période

^{de l’état}

fondamental,

sont, ^en

général,

moins intenses. Ceci est en accord avec le fait _que dans la fission l’état de

plus

^{haut moment}

angulaire

^est

relativement

plus produit

que dans la décroissance du

Kr9°,

^{comme nous le disions}

plus

^haut.

Comme _nous, Mason et Johns

[11]

^ne

peuvent

encore donner les moments

angulaires

^{ni les}

parités ; aussi,

^{ce travail}

qui

^fait

partie

d’un ensemble de recherches sur les _noyaux o mous » se

poursuivra

par l’utilisation des corrélations

angulaires

y - y et de la conversion

interne,

pour la recherche des transitions

Eo

^et

isomériques,

pour déterminer les moments

angulaires

^et

parité

des niveaux excités de ces noyaux.

4. Premier niveau

2 +

des noyaux

pairs

^{de Sr. -}

Avec le même

dispositif expérimental,

nous avons

détecté les

spectres

gamma émis lors de la désinté-

gration

^des

Rb92,94,96

^.

Un

premier

résultat de ces mesures est la connais-

sance des

énergies

^du

premier

^niveau

²⁺

^des

Sr92,94,96 : 813,

^{835 et 813 keV}

respectivement.

^{Nous avons}

FIG.’4.

^{- Energie des premiers} niveaux 2+ des _noyaux pair-pair

entre Z ⁼ 36 et Z ⁼ 46.

reporté

^{ces valeurs sur la}

figure 4,

^{en fonction du}

nombre de neutrons, ainsi que celles des

énergies

des

premiers

^niveaux

²⁺

des noyaux ^{Z =} 36 à Z ⁼

46, prises

^{dans les} références

[12]-[15].

Nous _voyons que la fermeture de la couche

g9/2 (N

⁼

50),

^{se traduit} par ^un maximum de

l’énergie

du niveau

2 +

_{pour les noyaux}

ayant

^{ce nombre de}

neutrons : un effet du même

type

^se

présente

pour le Zr

(Z

⁼

40)

^{à la} fermeture de la sous-couche

dS/2 (lV

⁼

56) ;

^{nos valeurs montrent} que pour le

Sr, aussi,

^il y ^{a un}

maximum,

bien que peu

accentué,

pour N ⁼

56 ;

^ceci

signifie

que pour ^{Z =} 38 la sous-

couche

d5/2

^{est encore} sensiblement

éloignée

^{de la sui-}

vante ;

pour le Mo

(Z

⁼

42),

^{le maximum est encore}

moins

marqué

^{mais on observe une}

brusque

^diminu-

tion de

l’énergie après

^{N = 56. Pour le Ru}

(Z

⁼

44),

il

n’y

^a

plus

^aucune discontinuité. Pour le Pd

(Z

⁼

46),

le même

effet,

^mais

plus faible, apparaît

^{à N = 58}

ce

qui

^nous amène à penser que la couche

g7/2

^{est bien} la

première

^{à être}

remplie après

^{N =}

50 ;

^B.

Cujec [16]

avait mis en évidence _{par des} réactions

(d, p)

^et

(d, t)

que dans les

isotopes

de Pd la couche

gy/2

^{vient se}

placer

au-dessous de la couche

ds/2.

L’effet de couche fermée à N ⁼ 56 avait

déjà

^été

mis en évidence _par Cohen et al.

[17]

pour le

Zr,

mais ^ces auteurs ne l’avaient pas trouvé pour le

Mo ; Bishop

^{et al.}

[18]

^à

partir

^de

l’énergie

^de

séparation

^de

deux

neutrons, S2n,

^{ont pu mettre en évidence l’exis-}

tence d’une

discontinuité,

^bien que très

faible,

pour le

Mo98.

Nous avons observé aussi des discontinuités _pour N = 56 dans les valeurs de

Qp-

^des

désintégrations

Rb ^-+ Sr et Sr -+ Y

[19].

5. Déformations. ^- Le fait que le

premier

^niveau

²⁺

des Sr entre les masses 90 et 96 se trouve à une

énergie supérieure

^{à 800}

keV,

^nous

indique

que ^ces noyaux

ne

présentent

pas ^une déformation

stable ;

^{ce résultat}

n’est pas ^en désaccord avec les

prévisions

^{de Arseniev}

et al.

[4] puisque

^{ces auteurs ont} trouvé des faibles différences

d’énergie

^{entre la forme}

aplatie

^et

allongée

de ces noyaux

(Fig. 5) ;

^il

pourrait s’agir

^de noyaux

« mous » comme les

Pt,

^{Pd et} Xe. Dans le tableau

II,

FIG. 5. ^- Différences d’énergie ^entre les formes aplatie ^et allongée d’après [4].

TABLEAU II

sont

indiquées

les valeurs du

paramètre

^{e, défini}

par Nilsson

[20],

^calculées par

[2], [3]

^et

[4]

pour les noyaux de Sr. Pour

Myers

^{et al.}

[2]

^{la seule forme}

stable est la forme

allongée ; Seeger

^{et al.}

[3]

^{ne discu-}

tent pas le

signe

de la déformation. Dans les calculs de Arseniev et al.

[4]

^et

Myers

^{et al.}

[2],

^{il nous semble}

que la stabilité de la forme

sphérique apportée

par la fermeture de la couche

dS/2

^a été sous-estimée.

Ce travail a été effectué

grâce

^{à la} collaboration instaurée avec les

équipes

^de

spectrométrie

^{de masse}

de Monsieur René Bernas et celle de Monsieur le Professeur Coche à

Strasbourg.

^{Nous les en remercions}

bien vivement.

Nous sommes

également

très reconnaissants à

l’équipe

^du

synchrocyclotron d’Orsay qui

^{a facilité}

notre installation sur un des faisceaux de

particules

du

synchrocyclotron.

Enfin ce travail n’aurait pu avoir

lieu,

^{sans la}

compé-

tence et le dévouement de Messieurs M. Bouet et J. Excoffon

qui

^{avaient la}

charge

^de l’entretien et de l’amélioration de toute l’installation du

spectromètre

en

ligne.

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