Mécanisme de la réaction 9Be(3He, α)8Be(o) et résonances géantes isoscalaires du 12C

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Mécanisme de la réaction 9Be(3He, α)8Be(o) et

résonances géantes isoscalaires du 12C

B. Bilwes, R. Bilwes, J.L. Ferrero, A. Garcia

To cite this version:

805

MÉCANISME

DE LA

RÉACTION

_9Be(3He,

_03B1)8Be(O)

ET

RÉSONANCES GÉANTES

ISOSCALAIRES

DU

12C

B.

_BILWES,

R. BILWES

C.R.N. et

_U.L.P.,

Basses

_Energies,

67037

_Strasbourg

_Cedex,

France J. L. FERRERO et A. GARCIA

Instituto de Fisica

_Corpuscular,

Facultad de

Ciencias,

Universidad de

Valencia,

Espagne

(Reçu

le 3

_janvier

1978, révisé le 3

_{avril 1978, accepté}

le 2 mai

_{1978 )}

Résumé. 2014 La réaction

9Be(3He,

03B1) a été étudiée entre 4 et 10 MeV. L’analyse des courbes d’exci-tation et des distributions _angulaires met en évidence la _{prépondérance} d’un mécanisme de noyau

composé en dessous de 7 MeV et un mécanisme de

_pick-up

d’un neutron j = 3/2 _aux énergies

inci-dentes _supérieures à 7 MeV. La

_compilation

des résultats _acquis dans le domaine d’excitation du

12C et en _particulier sur les résonances _géantes

_{multipolaires}

du 12C permet _{d’interpréter} la structure

résonnante observée à 29,5 MeV par l’excitation de composantes isoscalaires

_{(3-, 4+)}

de ces résonances.

Abstract. 2014 The excitation functions and

_angular

distributions of the differential cross sections of the

_9Be(3He,

_03B1)8Be(O)

reaction have been measured at _{bombarding énergies} between 4 and 10 MeV. The _experimental data show a resonance like structure at 29.5 MeV in 12C and the existence of a

_pick-up

mechanism of _{a j} = 3/2 _neutron for énergies

greater than 7 MeV. The _compilation of

experimental and theoretical data in the _high excitation region of

_{12C, especially}

for

_multipolar

giant resonances allows the observed structure to be _{explained by} the excitation of the isoscalar

components (3-,

4+)

of these resonances.

LE JOURNAL DE _PHYSIQUE TOME _39, AOÛT _1978,

Classification Physics Abstracts 2l.lOH - 21.1OJ - 25.60

Introduction. - Le mécanisme de la réaction

9Be +

3He --+

3 a a suscité l’intérêt de

_plusieurs

auteurs dans des

_optiques

différentes. Certains se

sont attachés à mettre en évidence des _processus

séquentiels,

à étudier les

_{caractéristiques}

des états

du

8Be

ainsi

_formés,

et _{à comparer} l’intensité de ces

processus entre eux, ainsi

qu’au

processus en une

étape [1-7].

D’autres ont cherché à estimer

l’impor-tance des termes d’ordre

_supérieur

dans l’interaction

à deux corps

[8]

et des _composantes à trois _corps des interactions nucléaires

_[9].

Plusieurs,

parmi

ces auteurs,

indiquent

une

contri-bution

_possible

de mécanismes de noyau

composé,

mais ne donnent _pas d’éléments

_quantitatifs

et

n’étayent

pas cette

_hypothèse

par une étude

systé-matique

en fonction de

_l’énergie

incidente.

D’autre _part, dans l’étude du mécanisme de la

réaction

_{séquentielle}

_{9Be(3He, a)8Be}

_(doublet

_{1 +),}

nous avons été amenés à faire

_{l’hypothèse}

de la contri-bution d’une résonance T = 0 dans le

12C

pour des

énergies

incidentes de 4 et 5 MeV

_[10].

En

effet,

à

ces

_énergies,

il n’est pas

_possible

de rendre _compte,

par un mécanisme de

_pick-up

1 =

1,

du rendement

correspondant

au niveau de

_18,15

_MeV,

_qui

a une

forte _composante T = 0. Par _{contre, ce} mécanisme est bien

_adapté

à d’autres

_énergies

incidentes et _pour

le niveau de

_{17,64 MeV,}

essentiellement T = 1. Le

_présent

travail a _{pour but} de

justifier

cette

hypothèse

et

_d’essayer

de déduire les

_{caractéristiques}

d’une telle résonance. Pour

cela,

nous avons mesuré

dans le même domaine

_d’énergie

incidente,

la section efficace de la réaction

_{9Be(3He, a)8Be(0+),}

réaction sélective en

_spin

_isotopique

_{pour le}

12C.

1. Méthode

_{expérimentale.}

- Les

mesures ont été effectuées à l’aide du Van de

Graaff,

7 MeV du C.R.N. de

_{Strasbourg-Cronenbourg.}

Nous avons utilisé trois détecteurs à

semi-conduc-teurs mobiles et un détecteur fixe à 900. Nous avons

déterminé les ouvertures relatives des détecteurs

en les

_plaçant

successivement au même

_angle

et en

effectuant le _rapport des contenus d’une

_partie

des spectres a obtenus dans les mêmes conditions

expéri-mentales.

_L’énergie

des

_particules

ce émises varie

très

_rapidement

avec

l’angle.

De ce

_fait,

et bien _que le niveau fondamental du 8Be soit très étroit

_{(6,5 eV),}

le

_pic

_s’élargit

très

_rapidement.

Nous avons donc choisi des

_angles

solides très faibles _pour nos détecteurs

(5

x 10-4

stéradians)

et utilisé des cibles minces

(~ 2

)lgjcm2)

de

9Be

_évaporé

sur des _supports de carbone

_{(~ 20}

_)lgjcm2).

Ceci nous a

_obligés

à limiter le faisceau à

_0,1

_uA.

La section

efficace

de la réaction étant

faible,

les mesures ont nécessité un

_temps

élevé

( ~ 6

h/point).

Quelles

que soient les

précautions

expérimentales,

l’intégration

du

_pic

intéressant est difficile. En

_effet,

il est

_superposé

à un fond continu de

_particules

_a,

fond dont la forme et

_{l’importance dépendent}

de

l’angle

et de

_l’énergie

incidente comme le montre

la

_figure

1. Ce fond est

dû,

d’une _part, à la

_largeur

du

_premier

état excité

_(2+,

_{2,9 MeV,}

_{r cm}

= 1450

keV),

d’autre

_part,

aux continuums _provenant de la cassure

en deux

_alpha

du doublet 2+ et du niveau à

19,9

MeV du

8Be

_(nous

avons montré dans un travail antérieur

la forte section efficace de cassure de ces niveaux

_[11]

et éventuellement du _processus de

_tripartition

en

une

étape).

De

_plus,

bien _que le

13C

n’intervienne

que pour

1,11

%

dans le carbone naturel du support,

nous avons observé la réaction

13C(3He,

lX)12C(0)

(Fig.

1)

dont le

_pic

se

déplace

autour du

_pic

étudié suivant

_l’angle

et

_l’énergie

incidente et est, dans certains cas, d’intensité

comparable.

FIG. 1. -

Spectres expérimentaux. [Experimental spectra.]

Afin de

_pallier

ces

_{difficultés,}

nous avons effectué

une

_{analyse globale}

de la

_partie

du _spectre s’étendant

autour des

_alphas

de

_8Be(0).

Pour

cela,

dans le domaine

_{d’énergie correspondant}

à une excitation de

8Be

_comprise

entre 0 et environ 1

_MeV,

nous avons

représenté

les

_{pics correspondant}

à la formation de

8Be(0)

et

_12C(0)

_par des

_gaussiennes

de même

largeur

2 u, le continuum a _par une droite

_coupée

du côté hautes

_énergies

_par une

demi-gaussienne

6

et le fond _par une _composante continue

_(en

_pratique

toujours

voisine de

_zéro).

La

_figure

2 donne un

_exemple

de

_{décomposition}

d’un _spectre

_{expérimental.}

FIG. 2. -

Décomposition d’un spectre expérimental. Le domaine

d’intégration est hachuré.

[An example of the _{decomposition} of an expérimental spectrum.

The integration area is shaded.]

L’ajustement

des _spectres a été fait en utilisant

le

_principe

de la méthode de Hooke

_[12].

Nous avons

testé la stabilité de notre fit en

_agissant

sur les valeurs

de

_départ

et les _pas des différents

_paramètres.

Dans

les cas limites où le continuum est accolé au

_pic

8Be(0),

le fit

_perd

toute stabilité et nous avons

_supprimé

ces mesures.

L’intégration

se fait sur 4 J de la

gaussienne

déter-minée _par le meilleur

_ajustement.

Les barres d’erreurs attachées aux

_{points expérimentaux}

représentent

l’erreur

_statistique

sur le résultat de

_{l’intégration}

du spectre

expérimental

effectuée sur la même

_largeur,

ainsi _que l’erreur introduite _par la déduction du

_pic

de 13C(3He, a)12C,

lorsqu’il

y a

_{superposition.}

Cette

correction est faite en utilisant suivant

l’énergie

incidente,

soit les mesures de Weller et coll.

[14],

soit celles de Owen et coll.

_[13].

2. Résultats

_{expérimentaux.}

- La

figure

3 donne les résultats obtenus en fonction de

_l’énergie

incidente,

les détecteurs étant fixes. Dans ce cas, la mesure de la

charge

est utilisée _pour la normalisation.

Il faut noter sur la courbe à 1500 une zone où

aucun

_point

n’est

_reporté.

Ceci est lié à la

_disparition

du

_pic

dans le continuum. Les _quatre courbes

pré-sentent une

augmentation caractéristique

du

rende-ment dont le maximum se situe entre 4 et 5 MeV

d’énergie

incidente.

La

_figure

4

_permet

de _comparer les distributions

angulaires

que nous avons mesurées dans cette zone

d’énergie

ainsi

_qu’à

7

MeV,

et celles obtenues à des

énergies plus

élevées : 9 et 10 MeV

_(mesures

de

_Roy

807

FIG. 3. - Courbes d’excitation.

[Excitation functions.]

ou à des

énergies plus

faibles : 2 MeV

(mesures

de

Weinman et coll.

_[4])

et 3 MeV

_(mesures

de

Doren-busch et coll.

_[3]).

Dans le cas des distributions

angu-laires,

nous avons utilisé une

_partie

du _spectre du détecteur fixe

₍₉₀₀₎

comme moniteur.

Les valeurs absolues des sections efficaces de nos

mesures ont été évaluées _par référence au rendement

de la réaction

_{9Be(3He, p )11 B*,}

mesurée

simultané-ment à 5 MeV. La section efficace différentielle de

cette réaction a elle-même été déterminée

_[15]

_par

comparaison

avec le rendement de

9Be(’He, t)9B(O).

Pour cette dernière

réaction,

nous avons utilisé les

valeurs _{données par Earwaker}

_[16].

L’erreur sur les

échelles est de 15

_%

_pour les courbes d’excitation

et la distribution

angulaire

à 5

_{MeV, 17 %}

pour

celles

à 4 et

4,3

MeV et 20

_%

_pour les autres.

’ Les résultats _que nous avons obtenus à 7 MeV

sont tout à fait

compatibles

avec ceux de

_{Roy et}

coll.

_[9]

à 9 et 10 MeV. Par contre, à 4

_MeV,

l’accord

avec les mesures de Dorenbusch et coll.

_[3]

est moins bon. La

_divergence

semble être liée à l’estimation des fonds.

Nous _reportons sur la

_figure

5 les valeurs des sections efficaces

_intégrées

dans un domaine

_angulaire

commun aux différentes mesures existant dans la littérature

_(la

valeur à 3 MeV est celle de la

réfé-rence

_[3]

_multipliée

_par le _rapport entre nos mesures

et celles de ces auteurs à 4

_MeV).

Les

_points

dessinent

FIG. 4. - Distributions

angulaires. Les résultats _{expérimentaux} obtenus _par d’autres auteurs sont indiqués par le numéro de la

référence correspondante dans la bibliographie. [Angular distributions. The experimental results obtained _by other

authors are referenced by numbers in brackets.]

FIG. 5. - Sections efficaces obtenues _en intégrant les distributions

angulaires entre 20° et 130° dans le _système du centre de masse.

une

_large

bosse dont le maximum est voisin de

29,5 MeV et la

_largeur

de l’ordre de 2 MeV dans le

12C.

Les différentes distributions

_angulaires

ont

géné-ralement. été

_{interprétées}

_par leurs _auteurs, en terme

de mécanisme direct : à 3 et 4 MeV, processus de

pick-up

associé à un

_{heavy particle}

_stripping,

et

aux

_énergies

_supérieures

ou

_égales

à 9

_MeV,

_par un

pick-up

d’un

_{neutron j}

=

3/2.

A 2

MeV,

la

distri-bution

_angulaire

est

_{approximativement}

_symétrique

par rapport à 900 et les auteurs hésitent entre les

mécanismes de noyau

composé

et direct. En effet, le bilan élevé de cette réaction leur

_{paraît justifier}

a

_priori

l’existence d’effets directs.

La

_{juxtaposition}

de ces

interprétations

et de nos

résultats

_{expérimentaux}

nous

_permet

de _supposer

l’existence de mécanismes directs et de _noyau

_composé

dans la _gamme

_d’énergie

considérée,

leur

_proportion

relative étant fonction de

_l’énergie

incidente.

Nous allons successivement _{supposer que} la réaction

a lieu exclusivement par l’un ou l’autre

mécanisme,

analyser

les résultats

_{expérimentaux}

dans ce cadre

et tenter d’en déduire des éléments

_{quantitatifs.}

3.

_Analyse

en mécanisme _{de noyau}

_composé.

-Une

_{décomposition}

en

_polynômes

de

_Legendre

a été

effectuée _pour la

_plupart

des courbes

_{expérimentales}

reportées

sur la

_figure

4. L’ordre maximum retenu est le

_{premier qui}

- dans

une recherche

systéma-tique

-

permet de

_reproduire

la courbe

_{expérimentale}

de

_façon

satisfaisante.

On _peut

_distinguer

trois domaines

_{d’énergie :}

a)

2 MeV. - L’ordre maximum

_égal

à deux est

déjà

satisfaisant.

Le terme

_pair

est

_plus

_important

que le terme

_impair.

En

fait,

l’énergie

incidente est

inférieure à la barrière de Coulomb. Il est donc

probable

que les effets de noyau

composé

soient les

plus importants.

b)

4 à 5 MeV. - Les courbes ont des allures semblables : à l’avant la distribution est relativement monotone, sauf à 5 MeV où des oscillations

apparais-sent. A

l’arrière,

on observe une

_large

structure

centrée à 1500

_quelle

_que soit

_l’énergie

incidente. L’ordre maximum nécessaire _pour

_reproduire

cette

structure est

_égal

à

six,

comme on _peut le voir sur la

figure

6. Les coefficients de cette

_{décomposition}

sont

reportés

dans le tableau

I,

Ao

a un _comportement

résonnant. Les termes

_impairs

sont du même ordre de

_grandeur

_{que les} termes

_pairs,

_exception

faite

des termes

_{A61AO significativement}

_{plus importants.}

FIG. 6. - Décomposition _{sur une} base de polynômes de Legendre,

dont l’ordre maximum est, soit 4 _(courbe en _tirets), soit 6 (courbes

en traits pleins).

[Legendre polynomial decomposition of angular distributions : maximum order 4 _{(dashed line)} or 6 _{(solid line).]}

Ces

_{caractéristiques}

_permettent

de _supposer une

contribution

_importante

du _noyau

_composé.

Nous

avons

tenté de déterminer les

paramètres

de la

réso-nance.

Le

_spin

de la voie de sortie étant

nul,

seuls les états

de

_parité

naturelle du

_{12C peuvent}

être concernés.

TABLEAU 1

z

Composantes

sur la base des

polynômes

de

Legendre

809

Si l’on se

_place

dans

_{l’hypothèse}

d’une résonance

isolée,

l’ordre maximum de la

_{décomposition}

en

polynômes

de

_Legendre

permet de restreindre les valeurs du

_spin

à 3 - et 4 + . Avec ces

_hypothèses,

nous avons calculé à l’aide des tables de

_{Sharp et}

coll.

_[17]

les valeurs

_théoriques

des

_composantes

sur la base des

_polynômes

de

_Legendre

d’ordre

_pair

et

_égal

à six au

_maximum,

_{pour les} différents

_jeux

(si, 11) possibles

pour la voie d’entrée. Pour chacune

des valeurs

_supposées

de

J,

il existe un

_jeu

_{(s 1}

=

2,

li

= 4 pour J =

3-,

_{et si} =

2,

h

= 3 pour J =

4+)

qui

permet

de

_reproduire

le

_signe

et l’ordre de

_grandeur

des valeurs relatives des _composantes

_{expérimentales.}

En

réalité,

ces estimations sont très

_grossières.

Pour un calcul

plus précis,

il faudrait tenir _compte

de la

_{superposition}

des termes

_{correspondant}

à des

jeux

différents

_pondérés

de leur

_{probabilité.}

En

fait,

l’hypothèse

d’un niveau isolé est a

_priori

_sujette

à

caution dans une zone d’excitation aussi élevée.

Plusieurs niveaux _peuvent

_participer

à ce mécanisme

de _noyau

_composé.

L’existence de termes

_impairs

traduit,

soit l’excitation de

_plusieurs

niveaux de

parité opposée,

soit la contribution de mécanisme direct. Un traitement

_rigoureux

devrait faire

inter-venir les termes d’interférence entre ces niveaux

et entre les deux _types de mécanismes.

Toutes ces _remarques montrent

_{qu’une analyse}

plus

précise

de cette résonance serait

illusoire,

car

le nombre de

_paramètres

inconnus est _trop

_grand.

c) a

7 MeV. - Les courbes de

_7,

9 et 10 MeV

ont la même allure. Les oscillations sont en

_opposition

de

_phase

avec celles observées à 5 MeV. Ceci entraîne une

_brusque

discontinuité dans la valeur et le

_signe

des coefficients entre ce domaine et le domaine

précédent.

On constate donc une modification

impor-tante du mécanisme

_{prépondérant.}

L’absence de

points

expérimentaux

à l’arrière ne _{permet pas de}

déterminer un ordre maximum

_{significatif.}

A ces

énergies,

les effets directs semblent

_{l’emporter,}

si

l’on en

juge

par

l’indépendance

de l’allure des courbes

avec

_l’énergie

incidente.

Notons que le manque de

_{points expérimentaux}

à l’arrière et à l’avant de la courbe à 3 MeV entraîne

les mêmes difficultés

_d’analyse.

4.

_Analyse

en mécanisme direct. - Nous

plaçant

dans le cadre de la

DWBA,

nous avons

_analysé

les

différentes courbes

_{expérimentales}

à l’aide du code DWUCK

_[18].

Nous avons

_supposé

_{que la} réaction a lieu _par un

pick-up

d’un

_{neutron j}

=

3/2.

Le facteur de forme

de l’état lié est calculé avec un

_potentiel

central de _type Woods

Saxon,

sans

_spin

_orbite,

avec

ro =

1,2 fm, a

=

0,65

fm et dont la

profondeur

_est

déterminée à

_partir

de

_l’énergie

de liaison du neutron. Les calculs sont faits dans

_{l’approximation}

de

_portée

nulle,

sans cut-off et avec des

_potentiels

locaux.

Nous nous limitons à ce cadre

_étroit,

afin d’éviter

de simuler les effets d’autres mécanismes _par l’intro-duction

_{d’approximations plus}

raffinées

_[14].

Dans une telle

analyse,

un

problème important

est le choix des

_paramètres

des

_{potentiels optiques.}

Les

_paramètres

de la voie d’entrée _peuvent être

déduits des mesures de la diffusion

_élastique

9Be

+

3He.

Plusieurs études

_{expérimentales}

ont été

faites _{dans la gamme}

_{d’énergie qui}

nous intéresse

[cf.

9,

10].

Il existe ainsi

_plusieurs

_jeux

de

_paramètres

correspondant

à des

_{paramétrisations}

différentes.

Par contre, les

paramètres

de la voie de sortie

ne _peuvent être obtenus que de

façon

indirecte. La

_première

méthode _{pour les} déterminer consiste

à essayer des

_jeux

de

_paramètres

déduits de la diffu-sion

_élastique

des

_particules

a sur des _noyaux voisins.

C’est la

_procédure

_adoptée

_par

_{Roy et}

coll.

_[9].

Ils testent

_plusieurs

combinaisons de

_jeux

de la voie d’entrée et de la voie de sortie. Parmi

celles-ci,

les combinaisons

_qu’ils

notent

_(D-D)

et

_(D-A)

semblent

acceptables

aux

_énergies

incidentes

_qu’ils

étudient

TABLEAU Il .

Paramètres des

_potentiels

_{optiques : voie 3He}

+ 9Be

Les _énergies sont données en _MeV, les _longueurs en fm.

TABLEAU III

Paramètres des

_potentiels

_{optiques :}

voie a + 8Be

[Optical

parameters : channel a +

_8Be]

Les énergies sont données en _MeV, les longueurs en fm.

[The energies are in MeV, the lengths in _fm.]

, (9

et 10

_MeV).

Ces

_jeux

sont

_reportés

dans les tableaux II et III. Nous avons utilisé ces

_jeux

dans

notre cadre

_{d’approximation}

et effectué les calculs >

pour les courbes

expérimentales

de 4 à 18 MeV.

La

_figure

7 donne les résultats obtenus. Nous avons

normalisé les courbes

_théoriques

à l’ensemble des

points expérimentaux

contrairement à

_{Roy et}

coll.

qui

normalisent au

_point

à 650. L’accord est médiocre dans l’ensemble _pour l’une et _pour l’autre

combi-FIG. 7. -

Analyse dans le cadre de la DWBA avec différents _jeux

de _{paramètres optiques (cf.} tableaux II et _III).

[DWBA analysis with different sets of _{optical parameters (see} tables 1 and _II).]

naison. En

_particulier,

la

_partie

arrière des distri-butions

_{angulaires, lorsqu’elle}

_existe,

n’est _pas du

tout

_reproduite.

Ceci confirme une _{remarque de} ces

auteurs

_{qui signalent,}

_qu’en

dessous de 4

_MeV,

seule la

_partie

vers l’avant _peut être

_reproduite

_par de. calculs en DWBA.

Le

_jeu

D de la voie d’entrée est déduit de la diffu-sion

d’3He

de 18 MeV. Dans ce

_calcul,

il n’a _pas été

tenu _compte de la variation du

_potentiel

avec

_l’énergie

incidente. D’autre _{part, pour} la voie de

_sortie,

le

jeu

A

_correspond

à la diffusion de

_particules

a de

18,54

MeV sur du

_6Li,

le

_jeu

D à celle de

_particules

a

de 12 MeV sur du ’Li. En

_fait,

dans la voie a +

_8Be,

l’énergie

des

_particules

a varie de 33 à 48 MeV

_lorsque

l’énergie

incidente varie de 4 à 18 MeV. Il n’est donc

pas étonnant que l’accord obtenu soit peu convaincant. Devant le _peu de succès de cette

méthode,

nous

avons

_appliqué

la

_procédure

_que nous avons utilisée

lors de l’étude du doublet 1 +

_[10].

Les

_paramètres

de la voie d’entrée sont

_calculés,

pour

chaque énergie

incidente,

à l’aide de

l’expression

analytique

donnée _par Park et coll.

_[19].

Ils sont

reportés

dans le tableau II et références

_P(E).

Les

paramètres

de la voie de sortie sont obtenus _par recherche du meilleur

_ajustement

entre les valeurs calculées et

_{expérimentales (le}

meilleur

_ajustement

correspond

à la valeur minimum de

_X2

calculée en

tenant

_compte

de tous les

_{points expérimentaux).}

Nous choisissons _pour la voie de sortie la même

paramétrisation

que pour la voie d’entrée -

en

particulier,

le

_{potentiel imaginaire correspond}

à une

absorption

de surface.

Dans le cas du doublet

1 +,

nous avons

_montré,

par une étude

_{systématique,}

l’existence de

plusieurs

familles de

_{potentiels optiques}

_permettant

de repro-duire de

_façon

_comparable

les résultats

_{expérimentaux.}

Dans cette

_étude,

nous nous sommes donc restreints

à une seule famille en

fixant r,

_{= rW} =

1,2

fm _et

Vv ’"

180

MeV,

famille

_qui

_correspond

à un

_potentiel

voisin du

_potentiel

de la voie d’entrée.

Dans ce cadre

étroit,

nous avons cherché le meilleur

jeu

de

_paramètres

_pour chacune des courbes

expéri-mentales. En

fait,

nous nous sommes heurtés à

l’impossibilité

de

_reproduire

les résultats

considérable-811

ment le

_potentiel

réel. De

_plus,

les valeurs obtenues

pour les

largeurs

de diffusion

perdent

leur

signification

physique.

Nous avons donc tenté une

approche plus globale.

Partant du fait _que la variation

d’énergie

des

_particules

dans la voie de sortie est de - 15

_%

dans le domaine

étudié,

nous avons

_supposé

_que nous

_pouvions

en

première approximation,

conserver un même

_jeu

de

_paramètres

_{de sortie pour} toutes les courbes.

En conservant les mêmes contraintes _que

précé-demment,

nous avons cherché le

_{jeu qui}

_{correspondait}

au meilleur accord simultanément avec les trois courbes

7,

9 et 10

_MeV,

courbes _pour

_lesquelles

nous avons trouvé une similitude de _comportement

, lors des essais

_{précédents,}

et

_{correspondant}

aux

énergies

moyennes de l’intervalle considéré. Le

_jeu

que nous notons B est

_reporté

dans le tableau III.

L’ensemble des courbes obtenues avec les combi-naisons

_{[P(E) - B]}

sont

_reportées

sur la

_figure

7. En dehors des courbes

_7,

9 et

10,

l’accord n’est _pas meilleur. Les courbes calculées ne

_reproduisent

_pas

le

_déplacement

du second maxima avec

_l’énergie

et se retrouvent

_déphasées

_{par rapport} aux oscillations

expérimentales ;

la structure observée autour de 150° reste

_{inexpliquée.}

Nous avons donc montré

_que,

si un mécanisme

de

_pick-up

d’un neutron

_penyt

_de

_{repr duire}

de

façon

correcte, avec les

approxime c 1 aï s .11

les

_plus

simples possibles,

les courbes à

7,

9 _e

10

_MeV,

il

n’en est _pas de même _pour les courbes

obtenues

aux

énergies

plus

basses.

Dans le domaine où l’accord est

bon,

nous avons

déterminé les facteurs

_{spectroscopiques.}

Nous avons :

avec

C = coefficient de Clebsh-Gordan _{pour les}

spin

isotopiques.

Pour

_{T = 0, on a e2 = 1 ;}

s, j

sont les nombres

_quantiques

du nucléon transféré.

Dans ce cas, s =

1/2 ; j = 3/2 ;

N = constante de normalisation. Pour la réaction

(3He,

a),

Stock et coll. [201 ont déterminé

Les valeurs de

_Slj

déterminées à

_partir

des valeurs de K obtenues à

7,

9 et 10 MeV _pour le

_{jeu P(E) -}

B,

sont

_reportées

dans le tableau IV ainsi _que celles déterminées _par l’étude d’autres réactions de

pick-up

d’un neutron du

9Be.

Nous avons

_{reporté également}

des valeurs

_théoriques

calculées avec différentes

fonctions d’ondes. Notre valeur _moyenne

_(0,7)

est

en assez bon accord avec celle obtenue _par l’étude

de

_9Be(p,

_d).

Ceci confirme le caractère direct du mécanisme

_{prépondérant}

dans ce domaine

_{d’énergie.}

TABLEAU IV

Facteurs

_{spectroscopiques}

1

[Spectroscopic

factors

5. Discussion. Conclusions. - Nous retiendrons

de cette étude :

-

La

_compétition

entre les mécanismes de _noyau

composé

et

directs,

les

_premiers

étant

_{prépondérants}

jusqu’à

7

_MeV,

les seconds au-delà de cette valeur.

- L’excitation d’une résonance

large

dans le

12C

dont le maximum est voisin de

_29,5

MeV et _que

l’analyse

ne

_permet

_pas d’attribuer sans

_ambiguïté

à l’excitation d’un état isolé.

_Cependant,

celle-ci

indique

que

le,

ou les états considérés ont un

_spin

élevé

_{(3-, 4+).}

- Le mécanisme direct

identique

à celui de la formation du doublet 1 + _par la même voie d’entrée

(pick-up

d’un neutron 1 =

1),

néanmoins avec une

section efficace

_plus

faible d’un ordre de

_grandeur.

Cette inhibition est due à la

_grande

différence de

moment

_angulaire

entre les voies d’entrée et de sortie

(Al -

5

_h)

et le moment

_angulaire

transféré au

neutron.

Nous avons vu _que la

décomposition

en somme

de

_polynômes

de

_Legendre

_apporte

peu d’éléments

concluants _pour

_{l’interprétation}

de la résonance observée. Il est donc nécessaire _pour progresser dans cette

_{interprétation,}

de

_replacer

les résultats obtenus dans l’ensemble des résultats

_{expérimentaux}

concernant - soit la voie d’entrée

9Be

+

3He

-soit la zone du

12C

considérée.

Dans cette _gamme

_{d’énergie, plusieurs}

courbes d’excitation de réactions

_provenant

de la même

voie d’entrée ont été mesurées : n +

11C

_{[31, 32],}

p +

11 B

[33],

t + 9B

_[16].

Ces réactions ne sont _pas

sélectives en

_spin

_isotopique.

Une résonance dans

le même domaine

d’énergie

que celle que nous avons

observée,

n’apparaît

que dans la voie n +

i 1C

(uniquement

dans les travaux de Hahn et coll.

_[32])

et dans la courbe d’excitation à 200 de

9B

+ t.

11B(p,

y) [35],

12C

+ y

[36].

Plusieurs _composantes de la résonance

_{géante dipolaire}

isovectorielle ont

ainsi été mises en évidence. L’étude de cette résonance

a été

_complétée

_par des mesures de diffusion

inélastique

de _protons

_{[37, 38].}

Plus

_récemment,

la découverte de résonances

_géantes

d’ordre

_supérieur

dans certains _noyaux lourds a

suscité un

_regain

d’intérêt _{pour la} zone d’excitation

élevée de _noyaux

_légers

comme le

12C.

La diffusion

inélastique

de hadrons s’avère une méthode très

utile _pour étudier ces résonances. L’observation des différentes

_{multipolarités dépend}

de la nature du

projectile

et de son

_énergie

_{[38, 39].}

Pour

_{le 12C,}

des mesures de ce _type ont

essentielle-ment eu _pour but l’étude de la résonance

quadru-polaire.

La diffusion de

_particules

oc de 150 MeV

_[40]

ainsi

que de

3 He

de 130 MeV

[41]

]

a mis en évidence la

dispersion

de la force E2 sur

_plusieurs

états dans un

large

domaine

_d’énergie

_{(r -}

13

MeV,

valeur

moyenne

21,5

MeV

d’après

Buenerd et coll.

[41]).

Par contre, cette résonance n’est

_pratiquement

_pas excitée _par la diffusion de

_particules

a de 60 MeV ni

par celle de protons de 45 et 155 MeV

_[38].

Dans la

diffusion de deutérons de

77,3

MeV

_[42],

un

_{large pic}

dont le maximum est voisin de 27 MeV et

_qui

corres-pond

à un domaine d’excitation de 25 à 35 MeV

dans le

12C

est attribué à cette résonance

quadru-polaire.

D’autre _part, dans la diffusion

_12C(p,

_p’)

_(Il

12,71

MeV)

[39]

et celle

_{de 12C(p,}

_p’)

_{(2+ ;}

_4,44

_MeV)

[43],

les états des résonances

_géantes

du

12C

sont

formés lors

_d’étapes

intermédiaires

_(états

_doorways).

Geramb et coll. déduisent de leurs mesures la

réparti-tion des forces

_El,

E2 et

_E3,

en fonction de

_{l’énergie,}

entre 22 et 45 MeV. En

_particulier,

la force E2 se

distribue sur un intervalle de 20 MeV avec un maxi-mum

_important

au

_voisinage

de 28 MeV et d’autres

vers 32 et 42 MeV. Le

_premier

maximum

_correspond

à une _composante isoscalaire et est dominé _{par la}

configuration

f7/2

p3/2

De

_{façon théorique,}

Dehesa et coll.

_[44]

retrouvent cette

_dispersion

de la force E2 et la

_présence

d’un

maximum,

voisin de

_30,7

MeV dans leur

_calcul,

qui correspond

essentiellement à cette

_{configuration}

mais

_qui

n’est

_plus

pure en

_isospin.

Ces résultats

sont obtenus en introduisant dans un calcul effectué dans le cadre de la

_R.P.A.,

le

_couplage

entre les états

lp-lt

dans le continuum et certaines excitations

1 p-1 t

de faible

_énergie

du coeur.

Les études concernant la résonance

hexadeca-polaire

sont

_plus

rares. Des états 3 - ont été mis en

évidence en dessous de 22 MeV _{par la} diffusion

inélastique

de _protons et de

_particules

oc

[38].

Au-dessus

de 22

_MeV,

la force E3 déduite de l’excitation des

états

_doorways

dans la réaction

_12C(p@pl)l+@

est

distribuée de

_façon

monotone et est assez faible. Son

intensité _{augmente au-dessus} de 33 MeV

_[39].

Ces

auteurs

_signalent

_cependant

_{que leurs} résultats n’ont

qu’une

valeur indicative. Au

_point

de vue

théorique,

les calculs existants ne concernent _que des états inférieurs à 24 MeV.

La

_répartition

de la force E4 n’a été étudiée que par Dehesa et coll.

[44].

Elle se distribue à peu

près

uniformément dans l’intervalle 27-37

MeV,

puis

marque une concentration vers 50 MeV. Ces calculs

n’indiquent

pas de

séparation

des

composantes

iso-scalaires et isovectorielles. Au

_point

de vue

expéri-mental,

ces auteurs font référence à l’observation d’une bosse dans le

_spectre

de la diffusion

inélastique

de

_particules

a, au

voisinage

de

29,2

MeV. Pour

interpréter

la distribution

_angulaire

de ce

pic,

ils

supposent la

_présence

d’une _composante E4 iso-scalaire.

Si nous résumons les informations obtenues à

partir

des mesures des diffusions

_{inélastiques}

de

hadrons et de calculs

_théoriques,

sur la zone

d’exci-tation 29-30 MeV dans

_{le 12C,}

zone

qui

nous intéresse

plus spécialement,

nous retenons :

- la

présence

d’une _composante

_importante

iso-scalaire E2 dont la

_{configuration}

est essentiellement

[f7/2

psl2]

[39, 44] ;

1

- l’existence

probable

d’états 4+

_[44],

dont une

composante isoscalaire est voisine de

29,2 MeV ;

- les données

concernant la force E3 sont

_plus

douteuses. Nous retiendrons

_qu’elle

est faible

_{[38, 39].}

L’étude des résonances

_géantes

_{par la} diffusion d’hadrons nécessite des

_énergies

incidentes élevées.

Une autre méthode

_{d’exploration}

des zones d’ex-citation élevée des _noyaux avec des

_{énergies beaucoup}

plus

faibles,

est l’étude de réactions dans

_lesquelles

ces noyaux interviennent comme noyau

composé.

Pour le

_12C,

deux réactions

_qui,

comme

9Be(3He,

a),

sélectionnent les états T = 0 ont été étudiées. Dans l’étude de

_{1°B(d, a)8Be(0),}

des niveaux à

29,2

MeV et

_30,4

MeV dans le

12C

sont

_indiqués

comme résultats

_{préliminaires,}

sans confirmation

ultérieure

_plus

détaillée

_[45].

Par

_ailleurs,

la distri-bution

_angulaire

obtenue avec des deutérons de

5 MeV ne _peut être

_{interprétée}

_par un mécanisme

direct. Les auteurs en déduisent la

_présence

de méca-nismes de _noyau

_{composé [9].}

On peut donc _supposer l’existence d’un niveau au

_voisinage

de

_{29,4 MeV,}

mais il

_n’y

a aucune indication _quant à sa

largeur

et

à son

_spin.

L’étude

_{de 11 B(p, a)8Be}

à des

_énergies

incidentes

correspondant

à la zone d’excitation 25-30 MeV

dans le

2C

_[46]

montre _que cette réaction

_procède

essentiellement _par mécanisme

_direct,

mais inhibé

par un fort mismatch

_angulaire,

et _que, d’autre _part,

la

_partie

arrière de la distribution

_angulaire

a un

comportement

résonnant avec

_l’énergie

incidente.

Les auteurs observent au-dessus de 25

_MeV,

deux

structures dont les maximums se situent au

_voisinage

de

26,5

MeV et

_28,5

MeV. Ils

_{interprètent}

ce résultat

813 Leurs résultats ne leur _{permettent pas de} choisir entre

les contributions E2 et E4.

Avec la réaction

_9Be(3He,

_a),

nous nous trouvons

dans une situation

_{expérimentale}

tout à fait compa-rable. En

_particulier,

les mécanismes directs sont

inhibés et la voie

9Be

+

_3He,

comme la

voie 11B

+ p,

permet une excitation directe de la

_{configuration}

(f7/2

p3/2)

qui prédomine

dans la résonance

_E2,

dans cette

_région.

Il n’est pas

possible

d’observer avec la voie 9Be +

3He

la structure mise en évidence à

_26,5

MeV.

L’énergie

incidente

_{correspondante}

est très inférieure

à la barrière de Coulomb située à 3 MeV. La structure

résonnante que nous obtenons à

29,5

MeV ne _peut

être

_{interprétée}

_par un effet de

seuil,

car dans la

capture radiative

_9Be(3He,

_y),

l’état de la résonance

géante

dipolaire

à

_28,4

MeV est nettement excité. D’autre _part, la

_position

de ce maximum est très

proche

de celle du second maximum observé dans

les _spectres des

_particules

a et

3He

diffusés _{par le} L

12C

_[46].

Il semble donc _que l’on

_puisse

_interpréter

cette

structure _par l’excitation de _composantes de la

réso-nance

_géante

isoscalaire. L’étude _que nous avons

effectuée montre _que des _composantes d’ordre

supé-rieur à E2 sont

_également

excitées. Nos résultats

ne nous _{permettent pas} de trancher entre E3 et E4.

Cependant,

les conclusions _que nous avons retenues

de la

_comparaison

des différentes études de diffu-sions

_{inélastiques plaident}

_{pour E4.}

Nous pensons donc avoir mis en évidence

l’ex-citation de résonances

_géantes

isoscalaires d’ordre élevé dans le

_12C,

au

_voisinage

de 29-30 MeV avec

la réaction

_{9Be(3He, a)8Be.}

La nature de l’interaction

3He-cible

_privilégie

les excitations isoscalaires

_{[47, 41]}

_]

et de ce

_fait,

cette réaction _permet de les isoler avec une section efficace suffisante.

Remerciements. - Les auteurs tiennent à remercier

les Pr D.

_{Magnac-Valette}

et _{F. Senent pour leur}

accueil dans leurs laboratoires

_respectifs,

et I. Linck

et H. Oeschler pour la lecture

critique

du manuscrit. Ce travail a été effectué avec

_l’appui

financier

de l’Instituto de Estudios Nucleares, du C.S.I.C., du C.N.R.S. et de la collaboration

_{franco-espagnole.}

Les calculs ont été faits au « Centro de Mecanizacion contable » de la « C.A.M.P. » de Valencia et au Centre

de Calcul du G.L.S.C.

(Strasbourg),

France.

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