Émission d'hélions énergétiques dans les interactions proton-noyau a 570 MeV

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Submitted on 1 Jan 1969

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Émission d’hélions énergétiques dans les interactions proton-noyau a 570 MeV

Jean Fain

To cite this version:

Jean Fain. Émission d’hélions énergétiques dans les interactions proton-noyau a 570 MeV. Journal de

Physique, 1969, 30 (8-9), pp.599-607. �10.1051/jphys:01969003008-9059900�. �jpa-00206823�

ÉMISSION D’HÉLIONS ÉNERGÉTIQUES

DANS LES INTERACTIONS PROTON-NOYAU

A

570

MeV

Par

JEAN FAÏN,

Laboratoire de Physique Nucléaire, Faculté des Sciences de Clermont-Ferrand.

(Reçu

^{le 26 mays}

1969.)

Résumé. 2014 Une étude des interactions

proton-noyau

^{a été faite à 570 MeV}

d’énergie

incidente. Une attention

particulière

^a été accordée à l’émission d’hélions

d’énergie supérieure

à 50 MeV. Les résultats ^ne

peuvent

^être

expliqués

par

l’éjection

^de sous-structures durant la cascade. On observe ^un accord

qualitatif

^{avec les}

prévisions

^{du modèle de «}

pick-up

^».

Abstract. ²⁰¹⁴ Interactions of 570 MeV

protons

with emulsion nuclei have been studied.

The

scanning

^{was focused on the} emission of the nuclei with energy

greater

^{than 50 MeV.}

The results cannot be

explained assuming

knock-on of clusters

by

^cascade

particles.

^A

quali-

tative agreement ^{with the}

pick-up

model is observed.

I. Généralités. ^- On utilise

g6n6ralement,

pour

expliquer

les reactions nucl6aires de

spallation

^{a haute}

energie

^incidente

(plus

^{de 100}

MeV),

le m6canisme

en deux

6tapes propose

par Serber ^et

Goldberger [1],

a

partir

du modele nucl6aire du _gaz de Fermi. La

premiere 6tape

^est la cascade

intranucleaire;

^les

parti-

cules

6ject6es

^{au cours de cette}

phase

constituent la

partie

^haute

energie

^des

secondaires,

^{et sont}

compos6es

de

corpuscules

élémentaires :

protons,

neutrons, m6-

sons 7t

(si 1’6nergie

^mise

en jeu

^est

suffisante),

^{etc. Leur}

distribution

angulaire

^{est fortement}

dirig6e

^{vers 1’avant.}

La deuxieme

6tape,

^dite

d’évaporation, correspond

a la d6sexcitation du _noyau

résiduel, qui

^{revient a un}

6tat fondamental en 6mettant des

particules :

^nucl6ons

ou noyaux

16gers

^tels que

particules

^{oc. Ces}

particules d’6vaporation

^{ont une}

energie

^de l’ordre de

grandeur

des

energies

de liaison entre nucl6ons dans le _noyau;

leur distribution

angulaire

^est

isotrope

^{dans le}

syst6me

du centre de masse

[2].

Expérimentalement,

^{il est souvent} difficile de

s6parer

les secondaires

provenant

^{de l’une ou} 1’autre de ces

deux

phases,

^en

particulier

^vers les basses

energies.

En

premiere approximation,

^{il est}

g6n6ralement

^admis

que ^toutes les

particules

6mises au-dessus de 30 MeV

proviennent

^de la cascade.

Le modele de

Goldberger

^{et Serber}

[1]

^{donne un}

bon accord

general

^avec

l’expérience.

^Il y ^a

cependant

un fait

qui

^n’est pas

explicable

directement par ^ce m6canisme :

1’ejection préférentielle

^de

fragments

nucl6aires

16gers

^dans

I’h6misph6re

^{« avant »} par

rapport

^a la direction de la

particule

^incidente

[3-23], incompatible

^avec la th6orie de

1’6vaporation. Certes,

l’on

peut

^{attribuer au} noyau r6siduel une certaine

vitesse,

^{mais elle est} insuffisante pour

expliquer

^enti6-

rement

l’anisotropie

^constat6e

expérimentalement.

D’ailleurs,

^un certain nombre de ces

particules

^{ont des}

energies largement sup6rieures

^{a celles}

pr6vues

par le modele de

l’évaporation.

C’est dans le cadre de 1’6tude de ce

phenomene

que ^se

place

^{ce travail.}

Parmi les resultats

expérimentaux,

^{relatifs a ces}

fragments,

^les

plus

^{nombreux et les}

plus precis

^concer-

nent les deut6rons. Ceux concernant les tritons sont

moins abondants.

Quant

^aux

isotopes

^{2 et 4 de}

^I’h6lium,

leur etude a ete faite surtout a 1’aide d’6mulsions

nucl6aires,

^{et leur}

separation

^{directe est}

impossible

par ^cette

technique.

Plusieurs m6canismes ont ete

proposes

pour rendre

compte

^{de ces} emissions :

groupement

de nucl6ons

pendant

la travers6e du _noyau, ou «

pick-up

^»;

ejection

de sous-structures

préformées

par choc

direct,

^{ou encore}

absorption

^de

pions

par ^ces memes sous-structures.

Les

comparaisons

^«

théorie-expérience

^{» n’ont 6t6}

faites _que dans deux domaines : ou bien _noyaux

6ject6s d’6nergie

relativement basse

(inferieure

^{a 50}

MeV) [6, 7, 27, 29-32, 35]

^{ou bien}

particules

incidentes de haute

energie (plusieurs GeV) [18, 20, 23, 43-44].

^{Les r6sul-}

tats concernant les _noyaux d’hélium sont

fragmentaires.

Il est

pourtant

int6ressant de savoir si 1’6mission appa- remment

paradoxale

^{de telles}

particules s’explique

^à

partir

^des

hypotheses

actuellement admises sur les interactions nucl6aires a haute

6nergie.

^{Nous avons}

donc tente de fournir des resultats

exp6rimentaux

^sur

1’6jection

d’h6lions de haute

energie

par des

protons

ayant ^une

energie

incidente de

quelques

^centaines

de

MeV,

domaine ou tres _peu de mesures ont ete

faites,

et nous avons

compare

^{ces resultats aux}

previsions

^de

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01969003008-9059900

600

divers modeles

theoriques.

^{Nous nous sommes fix6 une}

coupure inferieure ^a 50 MeV _pour

1’6nergie

des h6lions 6mis. Cette valeur était

techniquement

n6cessaire _pour avoir une bonne

separation

^des

particules

^de

charge

¹

et 2.

L’emission d’un h6lion de

plus

^{de 50 MeV mettra}

en

jeu

^{au moins 10}

%

^{de notre}

energie

^incidente.

L’incidence sur 1’ensemble de l’interaction en sera

donc

plus grande qu’a plusieurs GeV,

^ou seulement 1

%

eut ete mis en

jeu.

^{Nous nous trouvons} ainsi dans un

domaine

experimental

^ou 1’emulsion nucl6aire est une

technique

avantageuse : elle donne une

image globale

de 1’evenement

(tout

^{au moins en ce}

qui

^{concerne les}

secondaires

charges)

contrairement aux

compteurs;

elle

poss6de l’avantage

^sur les chambres a bulles à

liquides

lourds de

permettre

^des mesures sur des

particules

de faible parcours. En

contrepartie,

^des

mesures

pr6cises

^en

energie

sont souvent

impossibles,

ainsi _que la

separation

directe des

isotopes

^{3 et 4 de}

I’h6lium.

Nous

indiquons

^{dans la}

partie

^{II comment nous}

avons obtenu les resultats

expérimentaux;

^{nous com-}

parons ceux-ci ^a la th6orie dans la

partie

^III.

II. R6sultats

expdrimentaux.

^{- Un}

empilement

de 50 emulsions Ilford K5 sans

supports (dimensions

15 X 15 cm X 600

ym)

^a ete irradi6 _par des

protons

de 570 MeV du

synchrocyclotron

du C.E.R.N. La direction du faisceau était

parallele

^au

plan

^des

pellicules.

Dans 1’emulsion

nucl6aire,

^{utilis6e ici a la fois comme}

cible et

d6tecteur,

^les interactions

proton-noyau

appa- raissent comme des ^« etoiles ^{» :}

plusieurs

^traces

partent

du meme

point ( fig. 1).

^{Avant toute mesure, il faut}

explorer

un certain volume d’6mulsions _pour

rep6rer

FiG. 1. ^-

Aspect

^d’une

désintégration

^nucleaire

dans 1’emulsion,

d’apres

^une

microphotographie.

un nombre suffisant d’événements

(« d6pouillement »).

Nous avons

repere

environ 800 « 6v6nements He »

pr6sentant

^{une trace} d’hélion de _parcours

superieur

a 830 _ym

(ce qui correspond a

^une

energie

> 50 MeV pour 4He et > 44 MeV _pour

3He).

^{Dans la suite de}

ce

travail,

^nous

appellerons

^ces

particules

^{« h6lions de}

haute

energie »

^{et leurs traces « traces He ». Afin de}

pouvoir

comparer les 6toiles ^{avec et sans} h6lions de haute

6nergie,

nous avons aussi

repere

^{800 « 6v6ne-}

ments-temoins » ne

pr6sentant

pas 1’6mission d’une telle

particule.

1. DEPOUILLEMENT. ^- Le

d6pouillement

^{des 6v6ne-}

ments t6moins a ete fait suivant la m6thode

classique

de recherche en volume dans 1’6mulsion. Mais la raret6 relative des 6v6nements He

(environ

³

%

^des

etoiles)

nous a

impose

pour ^{eux une autre} m6thode. Les traces

de

charge

² ayant ^une

energie comprise

^{entre 40}

et 200 MeV ont un aspect

caractéristique :

^{elles sont}

rectilignes,

^fortement

ionis6es,

^et

presentent

^{de nom-}

breux

rayons 3

^de

quelques keV;

^{il est}

possible

^{de les}

distinguer

visuellement des traces de

charge

^{1. Les}

traces ainsi

distinguees

^etaient

reperees

^{et «} remontees » a travers

1’empilement

d’6mulsions

jusqu’a

^1’6toile

mere. On obtient ainsi ^un

gain

^de

temps

considerable par

rapport

^a la m6thode

classique.

^{Un autre} avantage

est que les h6lions de tres haute

6nergie,

^{donc les}

plus

rares, ^sont favorises a cause de leur

long

parcours. Sont

enregistr6s

^{en effet non seulement ceux}

qui

prennent naissance dans le volume

dépouillé,

mais aussi d’autres

provenant

^{de son} entourage. Les inconvenients resident

surtout dans les nombreuses corrections a faire

[24]

tant

g6om6triques

que d’efficacite. Elles ne sont pas

indiqu6es ^ici;

^tous les resultats donn6s sont

corriges.

Quel

que soit le type ^de

dépouillement,

les 6v6ne-

ments ne

comportant

pas ^{une trace «} entrante » d’ioni- sation

6gale

^{a celle des} protons

primaires

6taient 6li- min6s afin d’6carter les 6toiles

produites

par des secondaires. Les 6v6nements dont le

primaire

^n’6tait

pas

align6

^a mieux de 30 avec le faisceau 6taient 6cart6s pour les memes raisons.

2. MESURES. ^- Pour

chaque 6v6nement,

^{« temoin »}

ou «

He »,

les branches ont ete class6es en

plusieurs

groupes dont nous verrons

plus

^{loin la}

signification : a)

^{Branches « courtes ». - Elles}

correspondent

^à

1’6mission d’un

proton

de moins de 4 MeV

(parcours

inferieur a 120

ym)

^{ou d’une}

particule

^{a de moins}

de 9 MeV

(parcours

^{inferieur a 50}

pm).

^{Un examen}

attentif a fort

grossissement permet g6n6ralement

^de

les

distinguer

dans les emulsions K5. Les deux

energies

4 et 9 MeV sont celles n6cessaires au franchissement de la barriere de

potentiel

^d’un noyau lourd. Nous verrons

plus

loin le role de ces traces « courtes » dans la d6ter- mination de la nature du _noyau cible.

b)

Branches « noires ». ^- Dans cette

catégorie,

^nous

incluons aussi les branches « courtes » et ne comptons pas les h6lions de haute

6nergie.

Les branches ^« noires »

sont d6finies _par leur _parcours

qui

^{doit etre inferieur}

a 3 750 ym, valeur

correspondant

^{a une}

energie

^de

30 MeV _pour un proton. ^Dans

chaque 6toile,

^toutes

les traces ont ete contr6l6es afin de determiner si leur

longueur

^est inferieure ou

sup6rieure

^a 3 750 ym.

c)

Branches «

grises >>

ayant ^une

longueur sup6rieure

a 3 750 _um et ne comprenant pas les h6lions.

d)

^{« Branches He ». -}

_Fragments

^de

_charge 2,

^de

parcours

superieur

^{a 830} pm, identifi6s

grace

^{a leur} aspect.

e)

^{« Reculs ». -} Traces tres courtes

(moins

^{de 3}

um), épaisses,

pouvant ^etre attribuees a un

fragment

^nu-

cl6aire tres

lourd,

par

exemple

^{au recul du} noyau r6siduel.

Pour toutes ces traces, sauf les

reculs, 1’angle

^dans

1’espace

par

rapport

^au

primaire

^{a ete mesure.}

Des mesures de _parcours ont ete faites non seulement pour le classement des

branches,

^{mais surtout} pour determiner

Fenergie

des h6lions. Une difficulté se

pr6sente

ici : la relation

parcours-énergie [25] depend

de la masse de la

particule consideree;

or, ^nous

ignorons a priori

^{si nous avons affaire;k}

l’isotope

^{3 ou} 4 de I’hélium.

L’energie

obtenue varie de 12

%

^suivant

l’hypothèse

choisie.

3. DISTINCTION ENTRE NOYAUX CIBLES LOURDS ET

LEGERS. ^- L’6mulsion est un milieu

heterogene.

24

%

^des interactions des protons ^{incidents se}

produi-

sent avec les _noyaux

16gers (C, N, 0),

⁷²

%

^{avec les}

noyaux lourds

(Ag, Br),

^ces

pourcentages

6tant 6valu6s

d’apres

^{les sections efficaces}

g6om6triques.

Nous avons attribu6 aux noyaux

légers

les 6toiles

presentant

^au moins deux branches ^{« courtes ».} En

effet,

^{ces derni6res ne} peuvent etre 6mises en

principe

par ^un noyau lourd. Ce crit6re a ete confirm6 _par les constatations

suivantes,

par

rapport

^a 1’ensemble des étoiles : nombre de reculs bien

plus faibles,

^donc peu de _noyaux résiduels

lourds;

secondaires de basse

energie (branches

^{« noires}

») emportant

^une

energie

^visible

plus faible,

donc excitation du _noyau r6siduel

moindre;

secondaires de haute

energie (branches

^«

grises ») plus dirig6es

^vers

1’avant,

donc cascade intranucl6aire com-

portant

^{un moins}

grand

nombre de chocs.

La classe d’6v6nements «

legers »

ainsi constituee ne

comprend

que 12

%

de 1’ensemble des

6toiles;

⁵⁰

%

seulement des interactions dans CNO

presentent

^donc

deux branches « courtes »;

toutefois,

la connaissance de cet 6chantillon nous permet d’eliminer la contribu- tion des _noyaux

16gers

^a 1’ensemble des

résultats,

^et

donc d’obtenir ceux relatifs aux noyaux lourds.

4. RESULTATS. ^- Nous donnons ici nos resultats

exp6rimentaux

pour les 6v6nements t6moins et « He ».

Tous les

histogrammes

^sont normalises en

surface,

^a

1’exception

de celui de la

figure

^6.

Nous avons tente de _comparer les résultats obtenus

avec ceux d’autres ^auteurs. Mais les travaux similaires

sont rares dans notre domaine

d’energies,

^{et nous}

devons faire la

plupart

^{de nos}

comparaisons

^{en ce} qui

concerne les 6v6nements

t6moins,

^avec les calculs de

M6tropolis

^{et al.}

[26]

^{à 460 et 690 MeV}

d’énergie incidente,

pour Al ^et U. Nous avons

interpol6

^ces

calculs a 570

MeV,

^et pour ^un noyau de nombre de

masse A ⁼ 100.

Les 6v6nements He

provenant

^des noyaux

d’Ag,

^Br

sont divises ^en trois classes suivant le

parcours R

^de

I’h6lion

éjecté :

-

Groupe

^{A : 830 R} 1 860 pm :

correspond

^a

un 4He

d’6nergie

^50-80

MeV,

^{ou a un 3He de}

44-70

MeV;

-

Groupe B :

^{1 860 R 7} 750 ym : soit 80- 180 MeV _pour

4He,

70-160 MeV _pour

3He;

-

Groupe

C : R > _{7 750 pm.}

a)

^Section

efficace.

^{- La} section efficace totale _aHe obtenue _pour

1’ejection

d’hélions de parcours :

est :

Cette valeur de cH, ^{est assez}

6lev6e, Gauvin,

^Lefort

et

Tarrago [27]

^{ont trouve une} section efficace de 17 mb pour

1’ejection

d’hélions de

plus

^{de 50 MeV}

(supposes

etre des

4He)

par des protons de 420 MeV

interagissant

avec des _noyaux de

bismuth; cependant,

^la

capacite

de detection de leur

appareillage

^{était limit6e a 80 MeV.}

b)

Distribution des branches « noires ». ^- Elles

repré-

sentent la

partie

^basse

6nergie

^des secondaires. On

peut

les supposer 6mises

principalement

lors de la d6sexcitation du _noyau r6siduel. Leur nombre peut donc donner une indication sur

l’énergie

laiss6e dans celui-ci _par la

cascade, d’apres

la th6orie de

1’evapo-

ration

[2].

^{Le tableau I} donne le nombre _moyen

Nn

de branches ^« noires ».

D’après

^ce

tableau,

1’6mission d’h6lions de haute

energie

^{ne se}

produit

pas

préférentiellement

^{dans de}

«

grandes » 6toiles, poss6dant

^de nombreuses

branches,

comme c’est le cas a

plusieurs

^GeV

d’6nergie

^inci-

dente

[19, 20, 22].

TABLEAU I

602

c)

Distribution des branches ^«

grises

^». - Ces branches

proviennent

essentiellement ^des

particules

6mises lors de l’interaction

directe,

^et

poss6dent

^une

energie sup6rieure

^a 30 MeV. Toutes les

particules

^{de la}

cascade n’entrent pas dans ^cette

categorie; ^certaines,

les moins

énergiques, peuvent

^{donner des traces}

« noires ^». La

plupart

^{des traces «}

grises »

^{sont dues a}

des

protons

^{et a des}

pions charges ;

^il y ^a aussi

quelques

deutons et tritons

[3].

^{Le tableau II} donne le nombre moyen

Ng

^{de traces «}

^{grises »}

^{dans les} differentes

categories

d’6v6nements.

Le nombre de

particules

de cascade diminue donc d’autant

plus

^dans les 6v6nements « He » _que

1’6nergie

de 1’helion est

plus grande.

Les calculs de

M6tropolis

^{et al.}

prévoient

^en moyenne

3,7

nucl6ons de

cascade,

^{dont 46}

%

^de

protons.

⁷⁷

%

^de

ces protons ^{ont une}

energie sup6rieure

^{a 30 MeV et}

apparaissent

^{donc sous forme de traces «}

grises

»;

s’y ajoute

^encore

^0,19 pion charge

par 6v6nement

[26].

Le nombre _moyen de branches ^«

grises » pr6vues

est donc :

L’accord ^est bon ^avec notre valeur

expérimentale

concernant les 6v6nements t6moins.

Les memes auteurs

pr6voient

^une

energie

moyenne d’excitation du noyau r6siduel

6gale

^{a 120 MeV.}

D’apr6s

la th6orie de

l’évaporation,

^{ceci est}

6galement

en bon accord avec notre valeur

expérimentale

^de

Nn

pour les 6v6nements t6moins.

Pour obtenir la distribution

angulaire

des nucl6ons

d’6nergie sup6rieure

^{a 30}

MeV,

nous avons

suppose

que les branches «

grises »

^{de nos 6toiles}

correspondaient uniquement

^a des nucl6ons et a des

pions charges,

^en

n6gligeant

les deutons et tritons

presents

^{dans la}

cascade. Les

pions

^ont ete soustraits

(0,19

^en moyenne par

6v6nement)

^{en les} consid6rant 6mis de

façon isotrope.

La distribution ainsi obtenue est

compar6e (fig. 2)

^{a celles de}

Metropolis et al.,

^calcul6es pour U

et Al a 460 MeV. L’accord est

satisfaisant,

compte

tenu de la difference

d’6nergie

incidente. Nous ne

donnerons pas ici la distribution

angulaire

^{des traces}

«

grises

^{» issues d’etoiles « He »}

qui

^ne

pr6sente

que peu de difference avec la

pr6c6dente.

L’intensité de notre faisceau incident interdit 1’eva- luation de

1’energie

^{des traces «}

grises »

^a

partir

^{de la}

densite d’ionisation ou de la diffusion

coulombienne,

a moins

d’y

^{consacrer un}

temps prohibitif.

^{Seules les}

mesures en

energie d’apres

^le parcours ^sont

possibles,

et ce pour les h6lions de

grande energie seulement,

dont les traces ne sortent pas de

1’empilement. Or,

^il

sera

n6cessaire,

pour les calculs men6s dans la par- tie

III,

^de

disposer

^d’une

expression analytique

^donnant

la

probabilité :

d’émission differentielle d’un nucl6on de

quantite

^de

mouvement p

^et

d’angle

d’6mission

0, p

^6tant

pris

^à

l’int6rieur du _noyau en supposant ^un

puits

^de

potentiel carr6,

^de

profondeur

^{35 MeV.}

Vu le bon accord des autres

résultats,

^{il nous a} paru valable de determiner

empiriquement fc(p) d’apr6s

les differents resultats concernant la distribution en

angle

^{et en}

energie

^donn6e par

Metropolis et

^{al. Ces}

resultats sont rendus de maniere satisfaisante _par

1’expression empirique

^{suivante :}

fc(p)

^6tant

exprim6

^en nucl6ons par

6v6nement,

par

GeV/c,

par

st6radian,

^a l’int6rieur du noyau, pour

une

energie

incidente de 570

MeV; p

^{est en}

GeV/c.

Cette

expression empirique

^{est valable} pour ^tous les nucl6ons de

cascade;

elle tient donc compte ^des protons d’interaction directe

apparaissant

^{sous forme}

de branches « noires ».

Nous avons trace sur la

figure

²

(courbe ---)

^la

FIG. 2. ^-

Dvenements _(T).

Distribution

angulaire

des nuel6ons de cascade.

distribution

angulaire

^{obtenue en}

integrant fc ( p)

sur le domaine

d’6nergie correspondant

^{aux traces}

«

grises

^».

d)

Distributions des hilions de haute

inergie.

^{- Sur un}

total de 808 6v6nements « He

»,17 presentent 1’ejection

de deux h6lions de parcours

superieur

^a 830 um; ^un seul en

pr6sente

^trois.

FIG. 3. ^- Distribution

angulaire

des helions classe A

(50-72 MeV).

FiG. 4. ^- Distribution

angulaire

des h6lions classe B

(72-160 MeV).

FIG. 5. ^- Distribution

angulaire

^{des helions}

classe C

(au-dessus

^{de 160}

MeV).

604

Les distributions

angulaires

pour les trois

categories A,

^{B et C sont donn6es} par les

figures 3, 4,

^{5. Elles sont}

d’autant

plus dirig6es

^{vers l’avant que}

1’6nergie

^de

I’h6lion est

plus

6lev6e. Cette

energie

^croit

quand

^on

passe de la classe A a la classe C.

La

figure

⁶

pr6sente

la distribution en

energie

^des

h6lions calcul6e

d’apres

leur parcours. Comme ^nous

ne savons pas, a

priori,

^s’il

s’agit

^de

l’isotope

^{3 ou}

^4,

les distributions

correspondant

^aux deux éventualités

ont ete

figurées.

Ces

spectres angulaires

^et

6nerg6tiques

ressemblent a ceux observes a

plus

de 10 GeV

d’énergie

^inci-

dente

[12, 18-20, 22, 23];

^en

particulier,

^le spectre differentiel en

energie

peut ^{etre rendu} par ^une expres- sion de la forme :

avec k constante ety

compris

^entre

2,1

^et

2,4.

III.

Comparaison

^{avec les modeles}

theoriques.

^-

1.

E JECTION

^DE SOUS-STRUCTURES PAR CHOC DIRECT DES

NUCLEONS DE CASCADE. ^- La

presence

^de sous-structures

préformées

^{dans les} noyaux lourds ou

16gers

peut ^etre consideree comme certaine

[27-35];

^ces

groupements

de nucl6ons ont une existence tres

6ph6m6re; parmi

eux, 4He est de loin le

plus favorise,

^{a cause de sa}

stabilite. Les

param6tres

^{de ce modele}

theorique

^sont

relativement bien

d6finis,

^{et des}

previsions

^assez

pr6-

cises sont

possibles,

^en

particulier

pour la section efficace

d’éjection

^{des 4He}

6Dergiques.

^{Nous avons}

donc

entrepris

^les

calculs,

^en

partant

^des

hypotheses

de base suivantes :

Les sous-structures 4He sont

suppos6es

^localis6es

dans les couches

p6riph6riques

^du noyau

[36].

^Leur

energie cinetique

^{W est}

prise 6gale

^{h :}

Cette valeur 6tant celle

qui

donne le meilleur accord

aux basses

energies d’6jection [27],

^,

d’apr6s

^{la meme}

reference,

^{nous admettons} que la

probabilit6

y pour

un nucl6on de faire

partie

^d’une sous-structure a un

instant donne est, dans la ^zone de faible densite autour

du _{noyau :}

Ceci conduit pour

Ag

^{et Br a un nombre} moyen de

groupements

instantan6s :

L’6nergie

^{de la} sous-structure dans le _noyau est

d’environ 5

MeV;

^nous pouvons donc la considerer

comme se trouvant dans un

puits

^de

potentiel

^de

profondeur

15 MeV. La

profondeur

^du

puits

^de

potentiel

pour les nucl6ons de cascade est,

elle, prise 6gale

^{a 35}

MeV,

^et

1’energie

moyenne de Fermi a :

On cherche la

probabilit6 d’ejection

^de sous-structure par choc direct des nucl6ons de cascade. La distribu-

tion fc(P)

de ceux-ci sera celle donn6e _par

1’expres-

sion

(1).

^La

cin6matique

^est celle d’un choc

elastique

entre un nucl6on ^et un noyau 4He ayant ^{tous deux}

une vitesse initiale non nulle. Les sections efficaces nucléons-(X dans le centre de masse sont obtenues par

compilation

des resultats

exp6rimentaux [37-40]

existant sur la diffusion

élastique nucleons-a,

^celle-ci

6tant consideree comme

ind6pendante

^{de la}

charge

du nucl6on.

Il est tenu

compte

^du

principe

d’exclusion de Pauli

en interdisant les collisions _pour

lesquelles

le nucl6on

poss6de

dans 1’etat final ^une

energie

inferieure a

Ef.

Les reflexions et refractions sur les bords du

puits

^de

potentiel

^sont

negligees

^ainsi que la

possibilite

^d’un

deuxi6me choc _pour la

particule a éjectée.

Les calculs ont ete effectués par ^une m6thode de

Monte-Carlo,

^{et men6s a bien}

grace

^a l’ordinateur C.D.C. 6600 du C.E.R.N. Nous ne donnerons ici _que le resultat le

plus significatif :

c’est la section efficace

theorique

pour

1’ejection

d’un h6lion de

plus

^de

50 MeV :

L’ejection

^de sous-structures ne peut ^{donc intervenir} que pour ^une faible part ^{dans la}

quantite

d’h6lions de haute

energie observes,

contrairement a

1’explication

tres satisfaisante

qu’elle

^fournit pour ^une

energie

^des

h6lions inferieure a 50 MeV.

2. CAPTURE D’UN PION PAR LES SOUS-STRUCTURES. ^-

A 570

MeV,

la distribution des

pions

6mis dans les interactions proton-noyau ^est

quasi isotrope [26].

L’absorption

^d’un

pion

par ^une sous-structure selon la reaction

envisagee

par certains ^auteurs

[23] :

donnerait donc

6galement

^des noyaux 3He distribues

isotropiquement,

^en contradiction absolue avec

1’expe-

rience a notre

energie

^incidente.

3. MECANISME DE « PICK-UP ». ^- Au cours de la

cascade,

^{deux ou}

plusieurs

^{nucl6ons assez}

rapproch6s

en

quantite

^{de mouvement}

peuvent s’agglom6rer

pour former un noyau

leger;

^{c’est ce}

phenomene

que ^nous

designons

^{sous le terme}

general

^{de «}

pick-up

^{». Le cas}

le

plus simple

^{est celui} des reactions

X(n, d)X’

^ou

X(p, d)X’;

^{c’est le «}

pick-up

^{direct »}

[41, 42] :

^{du fait}

de son mouvement propre, le nucl6on du _noyau cible

se trouve suffisamment

proche

^en

quantite

^{de mouve-}

ment du nucl6on incident _pour former avec lui un

deut6ron

qui emporte

^la

majeure partie

^de

1’energie

incidente. La

production

^de

deut6rons, d’apr6s

^ce

mod6le,

^{est limit6e a un} cone 6troit dans la direction

« avant », ^et d6croit tres fortement _pour des

energies

croissantes du .deuteron. Ces

predictions

^n’6tant pas v6rifi6es _par

Inexperience,

au-dessus de 60 MeV d’éner-

gie incidente,

^{le «}

pick-up »

^{indirect a ete}

propose [3] :

le m6canisme est fondamentalement le

meme,

^mais c’est un nucl6on de cascade

qui joue

^{le role}

pr6c6dem-

ment

imparti

^{a la}

particule

incidente.

Cependant,

^la

presence

^de

2H, 3H, 3He,

etc., ayant ^des

energies

^de

plusieurs

centaines de MeV a ete constat6e en propor- tion notable

parmi

les secondaires des interactions ^nu- cl6aires a tres haute

en ergie (500

^MeV-25

GeV) [9-23].

Cela ne peut ^etre

explique

par les modeles

precedents,

1’ecart entre les

quantités

^{de mouvement des nucl6ons}

de la cascade et ceux du _noyau 6tant

trop grand.

^Par

contre, le nombre de nucl6ons de cascade augmentant, deux ou

plusieurs

^{d’entre eux}

peuvent

^{se trouver assez}

rapproch6s

pour former ^un 6tat lie

(noyau leger) .

^{On a}

ainsi un groupement ^{« en vol »}

[43-45].

Naturellement, d’apr6s

^ces

modeles,

^{les taux de}

production

^{sont d’autant}

plus importants

que les noyaux

6ject6s

^sont

plus 16gers.

^{Ainsi la}

probabilite

d’obtenir 3H et 3He sera bien

plus

^faible que celle de 2H et au contraire

beaucoup plus

^forte que celle de

4He,

^tandis que dans le modele en sous-structures

c’est 4He

qui

^est

privil6gi6.

A notre

energie incidente,

^les diff6rents m6canismes de «

pick-up » (en particulier,

^«

pick-up

^{indirect »}

et

groupement

^en

vol)

interviennent concurremment et un calcul d6taiII6 est

impossible

^{a cause de la}

complexite

^du

probl6me.

Pour tenter,

toutefois,

^d’ob-

tenir des résultats

approximatifs,

^a

partir

^{des m6ca-}

nismes de «

pick-up

», nous avons

employ6

^{le modele}

grossier

^{suivant :}

Durant la cascade

nucl6aire,

deux nucl6ons ayant ^à l’int6rieur du _noyau une

quantite

^{de mouvement rela-}

tive _par

rapport

^{a un}

troisi6me,

inferieure a une

certaine valeur

AP, s’agglom6rent

^avec lui pour fournir

un noyau

16ger

de nombre de masse

6gal

^a

3,

par

exemple

^{3He s’il}

s’agit

^{de deux}

protons

^{et d’un neutron.}

Si

l’ énergie cin6tique

moyenne des constituants est

sup6rieure

^{a la}

profondeur

^du

puits

^de

potentiel, nucl6aire, prise toujours 6gale

^{a 35}

MeV,

^il y ^aura sortie d’un 3He a l’extérieur. Nous ne tenons donc pas compte ^{dans cette} formation de la

proximite

^en

distance,

mais seulement en

quantite

^{de mouvement.}

D’autre

part,

le faible _parcours des 3He dans la matiere nucl6aire

impose

leur formation dans les couches

p6riph6riques

^du noyau. On peut ^donc

prendre

comme distribution des nucl6ons de cascade dans cette

region 1’expression (1)

d6duite de la distribution obser- vee a 1’exterieur du _noyau. Mais les nucl6ons se regrou- pant ^{en 3He}

n’appartiennent

pas forc6ment tous a la

cascade;

^les

categories

^{de nucl6ons suivants} peuvent,

en

effet,

contribuer a cette formation :

- Les nucl6ons du _noyau non

perturb6s,

^donc

ayant ^une

energie cin6tique comprise

^{entre 0 et}

Ef

^{= 27}

^MeV,

^{et ob6issant a une} distribution de

Fermi;

- Les nucl6ons

projetés

^{sur un niveau}

superieur

a

Ef pendant

^la

^cascade,

^mais

d’6nergie trop

^faible

pour sortir du

puits

^de

potentiel

^{et donc} pour etre classes ^« nucl6ons de cascade ^». Nous n’avons aucune

indication

quant

^{a leur}

repartition;

^{on ne} peut ^meme pas

prendre

celle de Fermi _pour un noyau

excite, puisque 1’equilibre statistique

n’est pas ^encore atteint.

Une distribution

exponentielle

^{a ete} choisie arbitrai- rement, telle que

1’energie

d’excitation _moyenne du noyau r6siduel soit 120

MeV,

^d’une

part;

^et que, d’autre part, ^la

partie

^haute

energie

^{de cette distribu-}

tion se raccorde sans discontinuite a celle de la cascade.

Comme

pr6c6demment,

les calculs ^ont ete effectu6s par m6thode de Monte-Carlo ^sur C.D.C. 6600.

Pour les m6canismes de «

pick-up

», ^une compa- raison

théorie-expérience

^{du taux de}

production

^s’est

averee

impossible.

^Celui-ci

varie,

^en

effet,

^tres

rapi-

dement avec le

parametre AP,

^et il existera

toujours

une valeur de AP

physiquement acceptable (de

^l’ordre

de 200

MeV/c)

pour donner ^une valeur correcte du

taux de

production.

^{Cela ne nous} fournit donc pas

d’argument

ⁿⁱ pour ni contre le «

pick-up

^».

L’accord entre le spectre

6nerg6tique experimental

des h6lions et celui calcule

d’apres

^{le «}

pick-up » (fig. 7)

FIG. 7. ^- Distribution en

energie

^{des h6lions.}

est assez

bon,

^surtout au-dessus de 130 MeV. Le d6sac- cord observable sur les basses

energies

peut ^{etre du}

aux

approximations

^faites.

Les distributions

angulaires

dans les trois classes

d’énergie

de I’h6lion montrent

6galement

^{un accord}

satisfaisant

( fig. ^3,

^{4 et}

5).

^{Les resultats}

theoriques

^de

la classe A semblent toutefois

indiquer

^une

anisotropie

606

TABLEAU II

vers 1’avant

plus

forte que celle observ6e

experi-

mentalement.

Un autre fait

peut

^encore appuyer

qualitativement l’interprétation

par ^«

pick-up » :

le nombre de branches

«

grises »

^{decroit avec}

1’energie

de 1’helion

(tableau II).

Cette variation

pourrait s’expliquer

^{de la mani6re}

suivante : la contribution des

protons

^de

plus

^de

30 MeV a la formation du _noyau 3He est d’autant

plus importante

que

l’énergie

de celui-ci est

plus grande.

Au-dessus de 180 MeV

(classe C),

^{seuls de}

tels

protons peuvent

^encore

participer

^{a cette forma-}

tion,

^la

quantite

^{de mouvement} par

rapport

^aux nucl6ons du _noyau r6siduel 6tant

trop grande.

Nous _pouvons enfin faire la _remarque suivante : dans la classe

C,

^{la formation} de 1’helion demanderait la contribution de deux

protons

^de

plus

^{de 30}

^MeV, qui apparaitraient

^{autrement sous forme de traces}

«

grises »

^dans 1’emulsion.

Experimentalement,

^le

nombre _moyen

Ng

^{de branches «}

grises »

^{dans les}

6v6nements t6moins tels que

Ng

> 2 ^{est :}

Apr6s I’agglom6ration

^{des deux}

protons

^{avec un} neutron, il ^ne doit donc rester que

0,32

^branche

«

grise »,

^en moyenne.

Or, l’on

^observe

Ng

⁼

0,9

^dans

les 6toiles de la classe C. Cet 6cart peut ^etre

interpr6t6

de la mani6re suivante : la formation du _noyau 3He

est d’autant

plus

^facile que la cascade est

plus

^d6ve-

lopp6e,

donc que les nucl6ons la constituant sont

plus

abondants et donc

plus proches

^en

quantite

^{de mou-}

vement les uns des autres. Cela

expliquerait

que les fortes valeurs

de Ng

^soient favorisees. A notre

6nergie,

^cet

effet n’est _pas encore tres

sensible,

^{car un}

grand

^nombre

de chocs dans la cascade entrainent un 6touffement de

celle-ci,

^dont

1’energie

passe alors ^en excitation du noyau

r6siduel;

le nombre de branches ^«

grises » n’augmente

^donc pas ^avec le nombre de branches

« noires ». Ce n’est

plus

^{le cas a}

plusieurs ^GeV,

^{et cela}

expliquerait

la valeur de

Ng

⁺

Nn plus grande

^dans

les 6toiles « He » que dans les 6v6nements t6moins alors observes _par

plusieurs

^auteurs.

IV. Conclusion. ^-

L’ejection

d’h6lions de

grande energie

par des

protons

^{de 570 MeV est donc en} d6saccord

quantitatif

^{tres net avec} la th6orie de

1’ejec-

tion de sous-structures. Par contre, il y ^a

accord,

^au

moins

qualitatif,

^avec les modeles de «

pick-up

^{». Les}

calculs men6s a

partir

^{de ces} deux theories sont som-

maires, particulièrement

pour la deuxi6me. Pour un

calcul

plus poussé,

il faudrait tenir compte, ^de

façon plus pr6cise,

de la forme de la fonction d’onde du noyau

3He;

^une meilleure connaissance des distribu- tions concernant les nucl6ons de cascade serait aussi n6cessaire.

Cependant,

^en dehors meme de ces

calculs,

^le

modele de «

pick-up

^»

prevoit

^{les faits suivants :}

-

predominance

des nucl6ideS 3He

parmi

les h6lions de haute

6nergie,

-

quasi-identit6

^des distributions de 3He et 3H.

La verification ou l’infirmation de ces

previsions

fournirait un argument ^tres

important

pour ^{ou contre} le «

pick-up

^».

Remerciements. ^-

Je

remercie le Centre National de la Recherche

Scientifique

pour 1’allocation d’6tudes

et 1’aide efficace

qui

^ont

permis

d’effectuer ce travail dans de bonnes conditions.

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