Sections efficaces d'échange de charges dans la collision des ions multichargés Oq+ et Nq + sur le deutérium moléculaire

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Sections efficaces d’échange de charges dans la collision des ions multichargés Oq+ et Nq + sur le deutérium

moléculaire

S. Bliman, S. Dousson, R. Geller, B. Jacquot, D. van Houtte

To cite this version:

S. Bliman, S. Dousson, R. Geller, B. Jacquot, D. van Houtte. Sections efficaces d’échange de charges

dans la collision des ions multichargés Oq+ et Nq + sur le deutérium moléculaire. Journal de Physique,

1981, 42 (3), pp.399-404. �10.1051/jphys:01981004203039900�. �jpa-00209023�

Sections efficaces d’échange ^de charges ^{dans la collision}

des ions multichargés ^{Oq+ et Nq+ sur} le deutérium moléculaire

S. Bliman, ^S. Dousson, ^R. Geller, B. Jacquot ^{et D. Van Houtte}

D.R.F.C.-S.I.G. et D.R.F.-C.P.N., ^{Centre d’Etudes} Nucléaires de Grenoble, 85 X, 38041 Grenoble Cedex, ^France (Reçu ^{le Il} juillet 1980, révisé le 30 octobre, accepté ^{le 13 novembre} 1980)

Résumé.

On étudie la section efficace de capture ^{d’un ou} de deux électrons par les ions Nq+ (2 ~ q ~ 7) ^et Oq+ (2 ~ q ~ 8) ^sur le deutérium moléculaire. Le domaine d’énergie ^{considéré est} compris ^entre 2 q ^et 10 q ^keV.

La section efficace de capture d’un électron varie en moyenne proportionnellement à q ^{mais montre un} compor- tement oscillatoire.

Abstract.

The cross-section for one or two electron capture in the collision of Oq+ ions (2 ~ q ~ 8) ^{and Nq+}

(2 ~ q ~ 7) ^{on molecular} deuterium is studied. The energy range under consideration extends from 2 q ^to 10 q ^keV.

It is shown that the charge exchange cross-section for one electron varies _{as q} but shows an oscillating ^behaviour

around this line.

Classification

Physics ^Abstracts

34.70

06.60

07.75

98.70Q

1. Introduction.

L’étude des processus d’échange

de charge lors de collisions d’ions multiplement chargés

sur des atomes ou des molécules est depuis quelques

années l’objet d’un intérêt [1] marqué. ^{On a reconnu}

leur importance dans différents domaines de la phy- sique : ^en physique des accélérateurs comme une cause

de pertes ^de particules [2] ; ^en physique de la fusion

[3, 4] ^{et en} astrophysique [5] ^{les calculs} d’équilibre

d’ionisation ne permettent pas ^une interprétation

satisfaisante des résultats de mesure. Récemment,

on a introduit l’hypothèse que l’échange ^de charge

contribue au peuplement de niveaux très excités,

ce que des considérations classiques ^ne prévoyaient

pas (collision électronique ^{sur des ions et} conduisant à

l’excitation). ^Ce type de considérations d’ailleurs conduit à penser que l’obtention d’un rayonnement laser dans le domaine X pourrait précisément ^se produire par suite du peuplement ^{de niveaux à} partir

du continuum à la suite de l’échange ^de charge [6].

La capture électronique lors de la collision d’un ion

sur un atome ou une molécule est un processus dif- ficile à décrire théoriquement [7-10]. ^{Si on considère}

des ions multiplement chargés (q > 2) ^{dans des}

collisions à des vitesses inférieures à 2 ^x 108 cm/s,

on remarque que les sections efficaces sont géné-

ralement grandes (supérieures ^{à lO-15} cm2).

Aux vitesses relatives faibles, dans les modèles

théoriques couramment utilisés, ^on suppose géné-

ralement que les partenaires de la collision forment

une quasi-molécule [11] : les états stationnaires de cette quasi-molécule représentent ^le système ^{en colli-}

sion à tout instant et lorsque la distance intemucléaire varie. Ce n’est _que très récemment _que des calculs ont été effectués sur des systèmes ^ions multiplement chargés

^molécules d’hydrogène ^{à basse} énergie [7, 8, 10]. ^Ces processus jouent certainement un rôle

important ^{dans les} pertes d’énergie ^des plasmas

confinés magnétiquement [12,13].

Nous avons mesuré les sections efficaces de capture d’un et deux électrons _par les ions azote Nq 1 (2 q 7)

et par les ions oxygène ^{Oq t} (2 q 8) ^{lors de}

collisions sur le deutérium moléculaire dans un

domaine d’énergie compris ^entre 2 q ^et 10 q ^keV.

2. Dispositif expérimental. ^Méthode instrumentale.

- La figure ¹ représente le schéma du dispositif expérimental.

La source d’ions 1 : elle est du type à résonance

cyclotron ^des électrons, ^{à deux} étages [14]. ^{Dans le}

1 er étage ^{est créé au sein d’un} gaz à une pression ^de

l’ordre de 10-4 torr un plasma froid constitué d’ions

une fois chargés ^et d’électrons froids (Te ~ ^{10 eV).}

Ce plasma ^{diffuse vers le second} étage. ^{Ce second} étage comporte ^{une structure} de bobines

générant

un champ ^{en bouteille} magnétique

^{et un} hexapole magnétique

générant ^un champ ^{à variation radiale.}

La superposition ^{des deux} champs magnétiques

donne une configuration ^{dite à B} minimum confinant le plasma. ^{Dans ce deuxième} étage ^une onde de haute

fréquence WH.F.

10 GHz

_Wce (pulsation cyclo- tronique ^des électrons) chauffe les électrons du plasma ;

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01981004203039900

400

Fig. ^1.

^{Schéma du} dispositif expérimental.

[Experimental device.]

ceux-ci dégradent ^leur énergie dans des collisions d’ionisation des ions. La source est portée ^{à la haute}

tension positive réglable ^{entre 2 et 10 kV. Un extracteur}

au potentiel ^{de la masse} permet l’obtention du fais-

ceau d’ions multiplement chargés.

A la sortie de la source, les ions sont analysés ^et séparés ^en qlM à l’aide d’un aimant de 168° d’angle

de déflexion. Pour éviter ^{les erreurs} systématiques

dues à la présence possible d’impuretés donnant des rapports qlM ^se confondant avec ceux des divers ions de l’oxygène 1608 ^ou de l’azote 14N7, ^{on a utilisé}

pour les expériences impliquant l’oxygène l’isotope

1808, ^{pour celles} impliquant ^l’azote l’isotope ’IN7

levant ainsi à basse énergie ^toute difficulté d’identi-’

fication (présence ^d’ions Hi ^de rapport qlM

1/2

du fait du dégazage ^des parois métalliques ^{de la} source).

Après sélection du rapport qlM ^{choisi, le faisceau}

collimaté et diaphragmé ^entre dans la chambre de collisions. Une _cage de Faraday escamotable corrigée

de l’émission électronique secondaire reçoit ^{le faisceau.}

On transmet ensuite au travers du 2e aimant d’analyse, identique ^{au ler,} jusqu’au collecteur de mesure. Les collecteurs de mesure sont reliés soit à un amplifi-

cateur à grand gain (cas ^{des forts} courants) ^{soit à un}

électromètre à condensateur vibrant (cas ^{des mesures}

des faibles courants de 10- 9 jusqu’à ^10-14 A).

En l’absence de faisceau d’ions le _gaz est admis dans le volume de collision ; ^{on effectue la mesure de} pression pi à l’intérieur du volume de la chambre de

collision (celle-ci ^{est un} cylindre ^{de 15 cm de diamètre}

et 25 cm de haut ; ^sur deux génératrices diamétralement

opposées, ^{on a} disposé ^le diaphragme ^d’entrée

diamètre 3 mm - et le diaphragme ^{de sortie}

^dia-

mètre 10 mm) ^{et la} pression p2 dans le volume envi- ronnant la chambre de collision.

Puis dérivant l’arrivée de _gaz vers le volume envi- ronnant la chambre ^de collision, ^{on mesure} P2 ^et la

pression P’ ^{dans la chambre ; celle-ci est} peu affectée

et reste la pression ^{limite ( 10- 6} torr). ^Cette pro- cédure préalable permettra l’évaluation et la mesure

du courant parasite ^{affectant les mesures.}

Lorsqu’un ^{état de} charge qlM ^est sélectionné, ^en

l’absence de _gaz cible, ^{on mesure le courant d’ions}

incident. Puis injectant ^le gaz cible, ^à chaque ^valeur

de la pression ^{dans la} chambre, ^{on mesure le} courant

itotal ^formé par échange ^de charges ^{des ions sur le}

deutérium moléculaire.

La pression ^{dans la} chambre varie entre 10- 6 et 5 x 10- 5 torr. Une fuite automatique régulée ^en pression ^{est utilisée} pour l’admission de _gaz dans la chambre de collision. La pression environnante est

toujours d’un ordre de grandeur inférieur, ^{au moins.}

On mesure ensuite, ^{et dans les mêmes} conditions de courant incident, ^{le courant} d’ions formé _par échange

de charges ^{sur le} gaz environnant la chambre de collision I parasite. On retranche ce courant du courant total Itota, ; ^on obtient ainsi le courant dû à la capture d’un ou deux électrons sur la cible

La détermination des sections efficaces fait _usage de la méthode du taux de croissance. Injectant ^un

faisceau d’ions dans une cible _gazeuse, les variations des courants associés aux différents états de charge

sont décrites par le système d’équations différentielles [15]

avec

uvf ^{est la} section ^efficace d’échange ^de charge ^de

l’ion v fois chargé ^devenant f ^fois chargé ; 1v ^{est le}

courant de particules ^{associé aux ions de} charge ^v.

Lorsque l’épaisseur de cible 7r

no 1 (no ^{densité du}

gaz, 1 longueur ^{de la} cible) ^{tend vers zéro et} que de plus

le courant incident ne comporte qu’un seul état de

charge i, ^{tous les courants} 1 v(O) s’annulent sauf 1,(0).

Dans ces conditions, ^le système différentiel se réduit à

La section efficace se déduit ^{de la} pente ^{de la} partie

linéaire de la courbe 1 fil ^en fonction de l’épaisseur n

de la cible ^au voisinage ^{de n}

⁰ (approximation ^{de la}

collision unique [16]) ^{soit dans nos} conditions expéri-

mentales :

On en déduit (Jq,q-i la ^{section efficace de} capture ^de i électrons dans la collision d’un ion de charge q ⁺

sur la molécule de deutérium. Dans le cas présent,

on considère i

1, ^2.

La figure ² représente le schéma de principe ^du système ^{de mesure.} L’ensemble est sous contrôle d’un calculateur qui ^effectue l’acquisition ^{et le trai-}

tement des mesures.

Fig. ^2.

^{Schéma du} dispositif d’acquisition de données et d’éva- luation des sections efficaces.

[Data acquisition ^and delayed cross-section calculation device.]

Le fonctionnement de la source est impulsionnel :

la durée des impulsions ^{de H.F. est de 1 s, le} cycle

utile de 0,5.

La procédure de conduite des mesures décrites plus

haut est effectuée à chaque valeur de la tension d’extraction.

Les valeurs des sections efficaces sont obtenues avec une précision de l’ordre de ± 20 % résultant de la

somme des erreurs sur les courants ( ± 2 %), ^{sur la} longueur de la cible ( ± ⁸ %) ^{et sur la} pression ( ± ¹⁰ %).

La stabilité de la source et l’instrument de mesure

utilisé (électromètre à condensateur vibrant) permet-

tent la précision ^{de ± 2} % ^{sur les courants. Du fait}

de l’écoulement moléculaire du _gaz hors de la chambre de collision, ^{une zone de} pression perturbée ^s’étend

sur une longueur ^{estimée au} diamètre des trous

permettant ^au faisceau d’ions de transiter _par la cible : d’où une incertitude Al/1 ^{de ± 8} %. ^La précision

autorisée _{par les} jauges ^{utilisées est} par construction et étalonnage de l’ordre de ± ¹⁰ %.

3. Résultats. Discussion.

La section efficace de capture ^{d’un et de} deux électrons dans la collision

d’échange ^de charge ^a été mesurée dans l’intervalle

d’énergie 2 q - 10 q ^keV (soit ^une tension d’accélé- ration des ions variable entre 2 et 10 kV).

Les processus considérés ^sont schématiquement :

.

3.1 CAS ^DE L’OXYGÈNE.

La figure ³ représente

pour les deux réactions considérées l’évolution de la section efficace de capture ^{de 1 électron et de 2 élec-}

trons dans une collision unique ^{des ions} oxygène ^sur

le deutérium en fonction de la charge initiale de

l’oxygène. ^{Les valeurs} portées ^{sur la} figure ^{sont la}

moyenne des valeurs mesurées dans la _gamme

2 q - 10 q ^keV, pour ^un état de charge ^considéré,

la section efficace étant quasi ^constante dans l’inter- valle d’énergie. ^{Dans un domaine} d’énergie ^couvrant partiellement ^{le nôtre} (E > 5 q keV), ^D. H. Crandall

et al. [17-19] ^ont publié ^{des valeurs} expérimentales ^de

sections efficaces de capture d’un électron _pour oq+ + H2 ---+ ü(q-l)+ + H2 pour q = 3, 4, 5, ^6.

Compte ^{tenu des} incertitudes sur les résultats on peut

noter un recoupement des valeurs _{pour q}

3, ^{4 et} 5 ; dans le _{cas q}

6, les valeurs de D. H. Crandall et al.

faibles peuvent s’expliquer par des pertes ^de comptage, le courant d’ions incidents étant très faible. Une

Fig. ^3.

^{Sections efficaces de} capture ^{d’un et} de deux électrons dans la collision Oq+ + D2 ^en fonction de la charge q.. : ^résultats présentes ;1: ^résultats (Réfs. [17-19]) ; ^{P : Réf.} [9] ; ^{S : Réfs.} [24, 25] ;

O.S. : Réf. [8] ; G.J. : Réf. [7].

[One ^{and two electron} capture cross-sections in the collision O9+ + D2 ^{as function of} charge q.1: solid dots : present results ; 1 : solid triangles (Refs. [17-19]) ; ^{P : Ref.} [9] ; ^{S : Ref.} [24, 25] ;

O.S. : Ref. [8] ; G.J. : Ref. [7].]

402

structure oscillatoire apparaît dans la variation de Uq,q-l ^en fonction de _q, jusqu’à q

8 (cette ^structure

oscillatoire observée par ^{D. H.} Crandall et al. dans le

cas de l’oxygène jusqu’à q

^{+ 6} apparaît également

dans le cas de collisions d’ions Afl + sur H2 [20] ^et D2 [21]). Elle semble dépendre ^{de la} charge, l’ampli-

tude de l’oscillation s’atténuant lorsque q ^est grand.

Un comportement ^{similaire a été} prévu théoriquement

par ^H. Ryufuku et ^al. [22] ^{dans le cas} de la collision d’ions multiplement chargés ^sur Ho (hydrogène ^ato- mique) ^{à basse} énergie.

La capture ^{de deux} électrons dans le cas de la collision d’ions oxygène ^{a été abordée} par D. H. Cran- dall et al. [18] pour q

5 et q

6. Dans le _{cas q}

5, la section est constante sur l’intervalle d’énergie considéré, leur valeur étant ^en accord ^avec la nôtre.

Dans le _{cas q}

6, ^{D. H.} Crandall et al. [18], ^une

variation forte en fonction de l’énergie ^est indiquée

que ^ne corroborent ni les résultats présents ^{ni ceux} publiés ^{dans le cas de} capture multiple par différents ions sur différentes cibles [23]. ^{Pour la} comparaison

avec les approches théoriques ^{on a} reporté ^{sur la} figure 3, ^{en trait} mixte, l’évolution de aq,q-1 ^calculée

par L. P. Presniakov et al. [9] :

’

pour v vo, f (v/vo)

^{1, P.I. Cible} (eV) ^{étant le} potentiel d’ionisation de la cible en eV. On _remarque comparant ^{aux valeurs} expérimentales que ^cette valeur théorique ^est trop ^{faible. La courbe en} poin-

tillés représente ^{la courbe}

Cette expression, ^{due à E.} Salzbom et al. [24], ^résulte

d’un traitement par méthode de moindre carré d’un ensemble de 102 valeurs expérimentales de sections efficaces mesurées. Les résultats de calculs théoriques

effectués _{par R.} E. Olson et al. [8] pour le systèmes

Oq+ + H2, ^aux grandes ^{valeurs de} q, s’écartent notablement de nos valeurs expérimentales. ^{Si on}

effectue la somme de aq,q _ 1 ^et aq,q - 2 ^{et que l’on} compare ^aux valeurs calculées _par T. P. Grozdanov

et al. [7], ^{on note un accord} excellent, la variation de 6

étant en moyenne linéaire en q. Pour le cas de la capture ^{de 2} électrons, ^{on a} représenté l’expression

telle _que proposée par A. Müller et al. [25], expression

formulée après traitement _par une méthode de moindre carré de résultats expérimentaux publiés

avant septembre 1977. Dans cette approche, ^les

auteurs suggèrent que soit prise pour P.I. Cible la

somme des potentiels successifs d’ionisation, ^{soit ici}

33,6 eV, ^{somme du} potentiel d’ionisation de la molé-

cule, ^de l’énergie ^de dissociation ^et du potentiel

d’ionisation de l’atome ; ^{un accord relatif est obtenu}

pour q

3 et q

^8.

3.2 CAS ^DE L’AZOTE.

La figure ⁴ représente

pour les deux réactions considérées la variation de la section efficace de capture ^{d’un et} de deux électrons par les ions Nq+ sur D2 ^en fonction de la charge

initiale.

Fig. ^4.

Sections efficaces de capture ^{d’un et} de deux électrons dans la collision Nq+ + D2 ^en fonction de la charge q. 0 : résultats

présents ; ^{à : résultats} (Réfs. [17-19]) ; ^{S : Réfs.} [24, 25] ; ^{P : Réf.} [9] ;

O.S. : Réf. [8] ; G.J. : Réf. [7].

[One ^{and two electron capture} cross-sections in the collision N9+ + D2 ^as function of charge q. 0 : open dots : present results ; A : solid triangles (Refs. [17-19]); ^{S : Refs.} [24, 25]; ^{P : Ref.} [9];

O.S. : Ref. [8] ; G.J. : Ref. [7].]

Comme on l’a déjà ^observé antérieurement, ^les sections efficaces aq,q-l ^et Qq,q _ 2 ^{pour q donné sont}

constantes dans le domaine d’énergie ^considéré [21, 26].

Les valeurs portées ^{sur la} figure ^{4 sont les valeurs}

moyennes obtenues dans la gamme d’énergie, ^l’écart type ^{autour de ces} valeurs moyennes étant de ± ⁸ %.

On a porté, ^{sur ce} diagramme, ^{les valeurs} expérimen-

tales publiées par ^{D. H.} Crandall et al. [19] ^{dans le}

cas de N3+, N4+, N5+ capturant ^un électron dans la collision sur H2 : ^{ce sont} les valeurs _moyennes mesu-

rées sur l’intervalle d’énergie (5-25) q ^{keV, la} disper-

sion autour de la valeur _moyenne étant ± ¹⁰ %. ^On

remarque ici, ^{comme on} l’a noté dans le cas des col-

lisions de l’oxygène ^{sur le} deutérium, ^{une structure}

oscillatoire de la section efficace a q,q - 1 en ^fonction

de _q. Cette structure s’inscrit autour d’une variation

moyenne linéaire en q. Dans la limite des possibilités

de comparaison (3 q 5) ^avec les résultats [19],

on note des valeurs en bon accord et une bonne

reproduction ^{de la structure} des oscillations

bien que globalement translatés vers des valeurs inférieures

aux nôtres.

La comparaison ^{aux valeurs} théoriques permet ^les remarques suivantes : pour q 3, ^aucune approche théorique ^ne semble décrire l’évolution de O’q,q-1

de façon satisfaisante. On a représenté l’évolution moyenne de O’q,q-1 correspondant ^à l’expression (5)

ci-dessus [24, 25] ^ainsi que la courbe correspondant

à l’expression (4) ^ci-dessus [9]. ^{Enfin sont} également figurés les résultats des analyses théoriques ^du système Xq+ + H2 ^{dus à T. P.} Grozdanov et al. [7] ^{et à}

R. E. Olson et al. [8]. ^On remarque ^{un assez} bon accord de la variation _moyenne de O’q,q-1 ^avec les résultats de l’analyse [7].

En ce qui ^{concerne la} capture ^{de deux} électrons,

elle est assez convenablement décrite _par l’expression (6) ^ci-dessus [25] lorsque q

³ et q

^7.

3.3 DISCUSSION.

L’ensemble des résultats expé-

rimentaux présentés ^montre que les oscillations semblent être liées à la charge ^{de l’ion incident. Ces}

oscillations s’inscrivent autour d’une courbe moyenne déduite des mesures d’expression a. - 1- 8,1 ^x

10-16 q (cm2), ^valeur proche ^du résultat théorique ^de

T. P. Grozdanov et al. [7]. ^{En ce} qui ^{concerne les}

oscillations elles-mêmes, ^{elles ont été} analysées ^théori- quement ^{dans le cas} de collisions d’ions sur Ho [22]

seulement, ^aux vitesses inférieures _{à vo.} On peut ^noter d’après ^cette analyse pour q > ^{4 une} alternance de maximums et de minimums, les maximums associés

aux valeurs de q paires, ^{les minimums aux valeurs} impaires ^de q. Cette alternance apparaît ^sur les valeurs

expérimentales. ^{On a bien en effet :} U4,31 U6,51 03C38,7 maximums et 03C33,2, 03C35,4’ 03C37,6 ^{minimums. Le tableau 1}

montre l’évolution de 0’ q,q-1 ^{calculée par H.} Ryufuku

et al. [22] comparée ^aux valeurs mesurées _pour l’azote et l’oxygène.

Tableau 1.

Les maximums calculés dans le cas Ho ^{sont en}

accord avec les valeurs mesurées dans le cas D2.

On peut remarquer que l’observation d’un ion de

charge (q - 1) ⁺ peut également correspondre ^aux

réactions : ^’-

la première ^voie correspondrait ^{à une double} capture suivie d’une autoionisation. Une réponse ^{se trouverait}

dans une tentative de spectroscopie ^{des électrons.}

Ceci _pose un problème ^{sur la} signification ^{de la} capture double. On peut ^noter toutefois le grand ^{écart entre les}

valeurs de u,,, - 1 ^et Uq,q- 2 (un ^{ordre de} grandeur) ;

ceci permet ^d’inférer qu’une partie limitée de la section efficace de capture ^{double est} probablement mélangée

avec la capture simple. ^La deuxième voie apparaîtrait

mais avec en plus ^{une perte} d’énergie pour le projectile (une ^mesure d’énergie ^du projectile après ^collision permettrait ^{de conclure).}

En ce qui ^{concerne la} capture double, ^on peut

remarquer que le temps de collision est court devant les temps de rotation et vibration de la molécule D2 ;

il semblerait plus justifié d’introduire, conformément

au principe de Franck-Condon [27], l’énergie ^verticale

de la molécule. Toutefois, à défaut de calculs théo-

riques concernant les collisions étudiées ici, ^{on a} adopté l’expression expérimentale (6) ^mentionnée plus ^haut.

Il faut souligner l’importance des processus décrits ici. Dans le cas de la capture d’un électron _par N’ +

ou O8 +, l’ion résultant est hydrogénoïde ^fortement excité; ^il rayonnera immédiatement. Ce type ^de

processus conduit d’ailleurs à une reconsidération du bilan des pertes d’énergie par les impuretés ^{dans les} plasmas d’hydrogène ^ou de deutérium [28]. ^L’obser-

vation spectroscopique post-collisionnelle ^{des ions} multi-chargés contribuerait à la compréhension ^{et à}

la connaissance des voies de sortie de la collision.

Le fait de la constance observée de la section efficace

en fonction de l’énergie lorsque vo ^{est en} accord

avec toutes les analyses théoriques. ^A plus ^haute énergie v > _vo, ^on doit voir Uq,q-k diminuer. Ceci est confirmé expérimentalement [29, 30] ^{et corrobore}

nos résultats _pour la capture ^double par 06 + .

4. Conclusion.

Dans le domaine d’énergie 2 q - 10 q keV, ^la capture électronique d’un électron dans la collision d’échange ^de charge ^{Oq+ +} D2

et Nq+ + D2 ^est pour q donné constante (q > 3).

La section efficace 03C3q,q _ 1 exprimée ^en fonction de _q s’écrit :

Autour de cette variation _moyenne qui décrit bien les résultats présents ^{et ceux} publiés [20, 21], ^{on note une}

oscillation dont les maximums peuvent ^être interprétés

à l’aide d’un modèle U.D.W.A. (Unitarized ^Distorted

Wave Approximation) ^utilisé pour le système Xq+ + Ho [22]. L’amplitude des oscillations diminue à la limite des q ^élevées.

Il n’y ^a pas de modèle théorique décrivant la capture double.

On peut ^enfin souligner que pour la capture ^d’un

électron, ^{les mesures} présentes ^avec N6 +, N’ +, 07+,

08 + sont sans précédent ^{à basse} énergie; pour la

capture double, ^{elle a été} très peu étudiée

antérieurement.

404

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