Les caractéristiques du premier état excité du noyau 5He formé par la réaction 7Li(d, α)5He

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Les caractéristiques du premier état excité du noyau 5He formé par la réaction 7Li(d, α)5He

P. Gil, L. Marquez, J.L. Québert, H. Sztark

To cite this version:

P. Gil, L. Marquez, J.L. Québert, H. Sztark. Les caractéristiques du premier état excité du noyau 5He formé par la réaction 7Li(d, α)5He. Journal de Physique, 1972, 33 (4), pp.315-320.

�10.1051/jphys:01972003304031500�. �jpa-00207253�

LES CARACTÉRISTIQUES DU PREMIER ÉTAT EXCITÉ

DU NOYAU 5He FORMÉ PAR LA RÉACTION 7Li(d, 03B1)5He*

P.

GIL,

^L.

MARQUEZ,

^{J. L.}

QUÉBERT

^{et H. SZTARK}

Centre d’Etudes Nucléaires de

Bordeaux-Gradignan,

^Le

Haut-Vigneau, 33, Gradignan (Reçu

le Il août

1971,

révisé le 14 octobre

1971)

Résumé. ²⁰¹⁴ La réaction d + 7Li ~ 03B1 + ^03B1 + n ^a été étudiée à 1 MeV

d’énergie

^incidente par la méthode des coïncidences 03B1-03B1 dans le but de déduire clairement les

caractéristiques

du 1er état excité de 5He. On trouve

qu’en

^tenant compte ^des

phénomènes d’interférence,

^{tous les} spectres

expéri-

mentaux sont bien

expliqués

^{si l’on}

prend

pour ^ce niveau E* = 2,6 ^{MeV et 0393 = 7 MeV.}

Abstract. ²⁰¹⁴ The reaction d + 7Li ~ ^03B1 + ^03B1 + n has been studed at 1 MeV incident _energy

by

03B1-03B1 coïncidences. The purpose ^was to establish

clearly

the caracteristics of the 1st excited state of 5He.

Taking

^{into account} the interference effects we can

explain

the observed coïncidence spectra ^with the parameters ^{E* = 2.6 Mev and 0393 = 7 MeV.}

Classification : Physics ^Abstracts

12.13, 12.37

I. Introduction. ^- La voie de sortie en

particules

dans la réaction d +

’Li,

^{à faible}

énergie,

^se compose de deux

particules

^{a et d’un neutron dont les méca-}

nismes intermédiaires de formation sont de trois sortes

[1] :

1)

Formation intermédiaire de

’He

dans un état d’excitation donné :

2)

Formation intermédiaire de

’Be

dans un état d’excitation donné :

3) Tripartition

^{directe :}

Les deux

premières

^{réactions sont des mécanismes}

séquentiels

^avec interaction dans l’état final entre deux des trois

particules,

^{le troisième mécanisme est une}

émission simultanée des trois

particules,

^{sans interac-}

tion dans la voie de sortie. Plusieurs auteurs ont étudié les différentes contributions en

compétition

par l’ob- servation de

spectres

^{directs ou par des mesures de} coïncidences a - a et a - n. Il ressort de ces études un

désaccord

quant

^{à la}

position

^en

énergie

^et l’existence du

premier

^{état excité de}

^’He.

^{L. D.} Pearlstein

[2],

^en

utilisant une méthode

variationnelle,

^a calculé les trois

premiers

^{niveaux de}

^1"He

^{et du}

^’Li.

^Son

analyse

conduit à un

premier

état excité

t -

^très

large.

^{Un som-}

maire donné _{par P.} Fessenden

[3]

^montre que ^cet état

excité n’est pas

observé,

^{ou bien se situe entre}

2,5

^et

5

MeV,

^{avec une}

largeur

^variant de 1 à 5 MeV et

plus.

Plus

récemment,

^{P. A.}

Assimakopoulos [4,] [5]

^a

trouvé,

pour ^ce

niveau,

^une

énergie

d’excitation de

5,2

^MeV

et une

largeur

^de

5,6

^{MeV alors} que B. Bilwes-Bou- rotte

(6)

n’a pas trouvé de preuve formelle de son

existence.

Il est difficile d’évaluer les différents mécanismes

qui

entrent en

jeu

par l’examen des

spectres

^{directs en} raison de

l’importance

^{de la}

partie

^continue

qu’ils présentent.

^{Pour une} réaction où

apparaissent

^trois

particules

^dans la voie de

sortie,

^une méthode de coïnci- dence avec

enregistrement

^des

énergies

^{de deux des}

particules

dans deux directions données

permet

^de

mieux étudier le mécanisme. Cette méthode

permet,

^en

particulier,

d’éliminer les réactions

parasites

^{et de}

séparer

les différentes voies de sortie. Nous avons utilisé

cette

technique

pour étudier la réaction

’Li(d, a)

^an.

Nous avons

également

^vérifié que les résultats fournis par

l’analyse

^{des mesures} de coïncidence sont compa- tibles avec le

spectre

^direct.

Soit une réaction

Ml

⁺

M2 -->

Ml + m2 + m3 +

Q

où

Ml

^et

M2

^sont

respectivement

^{les masses du}

projec-

tile et du noyau

cible, mi, i

⁼

1,3

^{les masses des}

parti-

cules émises et

Q

la chaleur de réaction. Nous définis-

sons dans le

système

^{de référence du centre de masse}

l’énergie

^et

l’angle

d’émission de la

particule

mi par a,

et 0; respectivement, 0ij

^est

^l’angle

^{entre les directions}

des

particules

mi et

mj (i

⁼

1,3 et j

⁼

1,3).

Ces quan- tités sont

appelées respectivement Ei, ipi i et t/J ij

^{dans le}

système

^{de référence} du laboratoire.

Les lois de conservation de

l’énergie

^{et de}

l’impul-

sion dans le

système

de référence du centre de masse

conduisent à une famille

d’ellipses lorsque 912

^varie

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01972003304031500

316

entre 0 et n

(8).

On sait que la surface délimitée _par cet ensemble

d’ellipses

^{est le}

diagramme

^{de Dalitz. Le}

mécanisme en deux

étapes

^du

type :

où

m23 représente

^l’état intermédiaire

d’énergie

^d’exci-

tation

E23

^{et de}

largeur T23

^{va se traduire sur le dia-}

gramme de Dalitz par ^{une ou}

plusieurs

^droites

d’équa-

tion _e, ⁼ k _{et 82 +} 83 ⁼ k’. k et k’ sont des constantes pour ^un noyau

d’énergie

d’excitation donnée. Les événements en coïncidence devront se situer à l’inter- section des

ellipses

^et des droites. Dans le cas de la réaction d +

’Li,

^le

diagramme

^{de Dalitz est}

symé- trique

par

rapport

^{à la}

première

bissectrice

lorsqu’on porte

^{sur les axes les}

énergies

^des

particules

^{oc. Le}

passage par

1’5He

se traduira par ^une verticale et une

horizontale,

^tandis que le passage par le

8Be,

^{dans un}

état

défini,

^{sera traduit} par ^une

oblique.

Dans le

système

^{de référence du}

laboratoire,

^on

obtient une relation un peu

plus compliquée

^{que celle}

obtenue dans le SCM entre deux

énergies (8).

Le mécanisme

séquentiel

^{conduit aux relations ciné-}

matiques : Ei

⁼

K et E2

⁺

E3

^{= K’ ou}

K et K’ dépen-

dent des

anglets 1/1

^{1 et}

1/12

pour ^un état d’excitation donnée. Nous ^avons

représenté

^{sur la}

figure

^{1 le réseau}

de courbes obtenu dans le

système

^de référence du

laboratoire,

^calculé pour

l’énergie

^incidente

Eo

^{= 1}

MeV, 1/12

^{= 90° et}

1/1 1

^{variant entre 80° et}

^180°,

tracé dans le

plan

^des

énergies (El, E2)

^des

particules

^a.

FIG. l. ^- Diagramme de Dalitz dans le système de référence du’ laboratoire. Position des courbes représentant ^{les états} fondamental (y) ^{et excité} (1/2-, 2,6 MeV) ^{de 1’5He et les} premier

(2+) ^{et deuxième} (4+) ^{états excités du 8Be.}

Nous avons

porté

les courbes

cinématiques représen-

tant le passage par les niveaux du

’Be

et de

1’5He qui peuvent

être formés.

L’angle t/12,

^constant,

correspond

dans notre

expérience

^{à la}

position

du détecteur

fixe, l’angle t/11 correspond

à diverses

positions angulaires

du détecteur mobile. Nous _voyons sur ce

diagramme

que les différents mécanismes se

séparent

bien suivant les valeurs

de t/11’

G. C.

Phillips [7],

^J.

Québert [8]

^et J. P. Lau-

gier [9]

^ont observé dans l’étude de la réaction

11B(p, oc)’Be -->

^{2 a} des anomalies au

point

^{de croise-}

ment des courbes

cinématiques

traduisant le méca- nisme

séquentiel

^{sur le}

diagramme

de Dalitz. Ces

phénomènes

^sont

expliqués

^comme

provenant

^d’effets d’interférences

qui

^se

produisent lorsqu’on

^considère

des

particules

indiscernables. Nous avons

essayé

^de

nous

placer

^{dans ce cas}

particulier

pour ^{mettre en} évidence le ler niveau excité

d,5He

et ses caractéris-

tiques.

^Si

l’énergie

d’excitation de ce niveau est de

2,6

MeV par

exemple,

^le

point

^de croisement se situe à

t/11

⁼

92,5°

^et

t/12

^{= 90°.}

II.

Dispositif expérimental.

^{- Nos}

expériences

^ont

été réalisées à l’aide de l’accélérateur Van de Graaff de 4 MeV du Centre d’Etudes Nucléaires de Bordeaux-

Gradignan.

^{Nous avons} utilisé des cibles minces de Lithium naturel

déposé

^sur carbone. Les deux détec- teurs sont des

jonctions

^{à barrière de}

surface,

^{l’un fixe}

à

90°, l’autre, mobile, occupant

successivement les

positions angulaires : g/1

⁼

850, 900, 92,50, 950, 97,50, 100°, 105°, 110°,

^{115°. Les} détecteurs et le centre de la cible forment ^un

plan

^{avec le faisceau. Les deux détec-}

teurs sont reliés à ^un circuit de coïncidences formé de deux voies

énergies

^ou voies lentes et d’une voie

temps

ou voie

rapide.

^Un ensemble de

pilotage

^{et d’unités}

de conditionnement

permet

la sélection des événe- ments. Une matrice d’interconnexion

permet

^de transférer vers le bloc

mémoire,

^{soit le}

spectre

^de

temps,

soit les événements en coincidence. La

largeur

du

pic

de conversion

temps-amplitude

était de 20 ns.

Le déroulement de

l’expérience

^{est suivi à l’aide d’une}

visualisation X-Y. Les événements

enregistrés

^sont

ainsi

repérés

^par

rapport

^{à deux axes}

représentant

^les

énergies El

^et

E2

tandis que la densité est

portée

^{sur un}

troisième ^axe

perpendiculaire

^au

plan (El, E2).

^Le

schéma de la

logique

d’ensemble du

dispositif

^électro-

nique

^{est donné sur la}

figure

^2.

Chaque

^voie

énergie

^est

analysée

^{sur 64 canaux.} Les données des mesures

expérimentales

^{sont écrites sur cartes}

perforées

^{en vue}

de leur utilisation sur l’ordinateur IBM

360/44

^de

l’Université de Bordeaux I. Pour la

monitrice,

^nous

avons utilisé le détecteur fixe relié à une chaîne d’ana-

lyse classique

formée d’un

préamplificateur

^de

charge,

d’un

amplificateur

^{linéaire et} d’un sélecteur de 400 canaux. Nous avons utilisé pour normaliser les

mesures de coïncidence entre

elles,

^le nombre d’événe- ments

enregistrés

^{dans le}

pic

^a de la réaction

6Li(d, a)

^a.

Pour

supprimer

les événements

parasites,

^{nous avons}

également enregistré

^les

spectres

^{de bruit de}

fond,

obtenus en

plaçant

^{une fenêtre sur le}

plateau

^du

spectre

de

temps.

^Ces

spectres

^{ont été} normalisés et retranchés des

spectres

de coïncidence.

FIG. 2. ^- Schéma d’ensemble du dispositif électronique : PA, préamplificateur ; A, amplificateur ; LR, ligne ^à retard ; MF, mise en forme ; MFR, ^{mise en} forme à retard variable ; CTA, convertisseur temps amplitude; ^CA 25, ^CA 13, convertisseur

analogique digital ; ^HC 17, logique ^de pilotage ; ^AP 22, ^AP 25, unités de conditionnement ; ^BM 96, ^bloc mémoire ; ^RG 96,

unité de visualisation.

Pour vérifier les différentes

opérations effectuées,

nous avons reconstitué tous les

enregistrements

^{dans le}

format 64 x

64,

c’est-à-dire

après étalonnage

^en

énergie

des deux voies

d’analyse,

^{dans le}

plan

^des

énergies (El, E2)

^{à l’aide} de l’ordinateur IBM

360/44.

III. Résultats

expérimentaux

^et

interprétation. -

Pour donner une vue d’ensemble de nos

expériences,

nous avons reconstitué le

diagramme

de Dalitz dans le

système

^du laboratoire en

superposant

^{dans le}

plan

^des

énergies

^les

enregistrements

normalisés _pour tous les

couples d’angles (w1, w2).

^Pour

^cela, chaque point

^du

diagramme

^d’axes

El

^et

E2

^est

représenté

^{avec une}

intensité

qui correspond

^au nombre de coups maximum que donne

l’expérience

^à

chaque couple d’angles d’enregistrement.

^Il

apparaît (Fig. 3)

^{deux zones forte-}

ment

peuplées :

^Elles

correspondent

^{aux mécanismes}

de l’interaction dans l’état final avec formation intermé- diaire

d,5He

dans son état fondamental. On

peut

observer une

légère augmentation

^de densité dans la

zone de

recoupement

des courbes

cinématiques prévue

pour ^un état excité de

2,6

^{MeV de}

1’5He.

^{Le méca-}

nisme

statistique, qui

^{doit donner une}

population

uniforme sur l’ensemble du

diagramme,

semble peu

important.

^Les

particules

^{a dues à la}

désintégration

du niveau fondamental du

’Be

n’ont pas été

enregis-

trées

(cela

^n’est

possible

que pour des

angles tjJ 1

voisins de

180°).

^Celles

provenant

^{de la}

désintégration

du 1" état excité du

’Be

^ont été

supprimées

par les seuils de

l’électronique (de

^{l’ordre de 1}

MeV).

FIG. 3. ^- Reconstitution du diagramme ^{de Dalitz} expérimental.

Une autre

façon

^{de montrer} les résultats

expérimen-

taux est de

projeter

^{sur les axes}

énergies

^la

population

en événements

enregistrés

pour

chaque couple d’angles.

Nous avons

représenté

^{sur la}

figure

⁴ les courbes

isométriques

^obtenues par

projection

^{sur la voie}

mobile

El.

Nous pouvons remarquer la

rapide

^décrois-

sance de l’intensité

quand l’angle tf¡ 1 augmente.

^{Si nous} supposons que les événements

enregistrés

pour

g/1

^{= 1150}

proviennent uniquement

du mécanisme

statistique,

^nous pouvons dire _que ce mécanisme

représente

^{au maximum}

8 %

^des

enregistrements

^effec-

tués vers

w1

⁼

92,5°

^{et 3}

%

^{de celui effectué à}

^850.

FIG. 4. ^- Courbes isométriques expérimentales ^obtenues par

projection ^{sur l’axe} El.

318

Nous avons

analysé

^{les 18}

spectres

^de

projection :

9

spectres projetés

^{sur la voie mobile}

El

^{et 9}

spectres projetés

^{sur la voie fixe}

E2.

^Notre

analyse

^{a été faite en}

représentant

l’interaction dans l’état final entre deux

particules

par ^{un terme} de

Breit-Wigner, qui

^s’écrit

dans le

système

^{de référence du centre de} masse, ^en

supposant

^les

particules

discernables :

avec

Le 1 er indice

correspond

^{à la}

particule

émise dans la

première étape,

^{les deux autres aux}

particules

^{en interac-}

tion. Dans notre

expérience,

^nous détectons deux

parti-

cules de même nature : les

particules

^a, la troisième

particule,

le neutron, n’étant pas détecté. L’élément de matrice va donc s’écrire _{pour la} formation intermé- diaire

d,5He

dans un état d’excitation donné : A ⁼

A1,23

⁺

A1,32

⁺

A2,13

⁺

A2,31

^{soit en remar-}

quant

que

Al,23

⁼

A1,32

^et

A 2,31 = A 2,13 :

Pour la formation de

8Be

dans ^un état d’excitation

donné,

^on

peut

^{écrire :}

soit comme

précédemment

La

probabilité

^de

désintégration

^{s’écrit :}

i=3

où dT

= Il ^{d3 Pi (j3(p -}

z

^{P’) b(E - E’)}

^{est l’élément} i=1

de volume de

l’espace

^des

phases.

Pour les

spectres

^de

projection

^{sur les voies}

énergies,

on obtient les relations suivantes :

-

projection

^sur la voie mobile

El :

où

d Wl

^et

d W2

^sont les éléments

d’angle

^{solide dans le}

système

^du

laboratoire, Po l’impulsion incidente, P1

et

P2,

^les

impulsions

^des

particules

^en coïncidence.

Les effets d’interférence ^sont

reproduits

^{en conser-}

vant les termes croisés dans le calcul de

Dans le mécanisme

statistique,

^on suppose que la

probabilité d’occupation

^{des éléments} de volume de

l’espace

^des

phases

^est constante, ^ce

qui

^donne

1 A 12

⁼ Cte. Le mécanisme

statistique

^{se traduit sur}

le

diagramme

^{de Dalitz} par ^une densité de

population

uniforme.

Il reste en

compétition

pour

expliquer

^les

spectres

^de

projection,

^les

particules

^a

provenant

^{de la}

désintégra-

tion du deuxième état excité de

8Be,

^{et celles}

provenant

de la formation et de la

désintégration

^du noyau

5He

dans son état fondamental ou son

premier

^{état excité.}

Le mécanisme

statistique

intervient

également

^mais

nous avons vu

expérimentalement

que ^sa contribution est faible. Un programme de calcul

permet

de calculer les

spectres théoriques

^{et de les} comparer ^aux

spectres expérimentaux.

^Le meilleur accord est recherché _par

une méthode du minimum de

X2 qui

fournit les cons-

FIG. 5. ^- Analyse ^de quelques spectres ^de projection : i _spectre expérimental ;

-- spectre théorique total ;

- - - - contribution de l’état fondamental de 1’5hue.

tantes de normalisation des différents mécanismes.

Ces constantes doivent être les mêmes pour ^tous les

spectres projetés

^{si nos}

hypothèses

^de

départ

^sont

bonnes.

Nous avons

essayé

^de

reproduire

^les

spectres expéri-

mentaux en introduisant l’état fondamental de

’He (F

^{= 580}

keV)

^donné par la relation

(1)

^{et un terme}

représentant

^{le niveau}

⁴⁺

^du

^’Be (E* = 11,4 MeV ;

T ⁼ 7

MeV)

donné par la relation

(2).

Les

spectres

^{ainsi calculés}

Si

^et

S2

^ne

permettent

^pas de

reproduire

correctement les courbes

expérimentalesr

Nous sommes alors arrivés à la conclusion que la contribution du

4+

du

’Be

dans notre

expérience

^est

négligeable.

^{Un tel niveau aurait}

permis

^{en effet de}

reconstituer sur le

diagramme

^{de Dalitz}

(Fig. 3),

^une

densité

oblique d’événements,

^{nettement visible. Il} n’en est rien

expérimentalement

^{et c’est}

pourquoi

^nous

avons

rejeté

^cette

hypothèse.

Une

analyse

^{semblable nous a}

permis

d’éliminer la

présence

^{du mécanisme}

statistique.

Nous avons alors considéré le _{passage par} l’état fondamental de

’He

et le passage par le 1" état excité

Fie. 6. ^- Contributions théoriques ^au spectre direct du niveau 2+ du 8Be, du fondamental et du premier état excité de 1’5He. Le

rapport

a [ SHe(i;-)

^a été trouvé égal ^à 3,4 Jb 0,1.

U[5He(î -)]

de

5 He

où

l’énergie

d’excitation et la

largeur

^{ont été}

considérées comme des

paramètres.

^{Les valeurs de ces}

paramètres

^sont fournies par la méthode

du x2

^mini-

mum. Les meilleurs résultats ont été obtenus pour ^une

énergie

d’excitation de

(2,6

^±

0,2)

^{MeV et une}

largeur

de

(7

^±

2)

^{MeV. Les erreurs de ces}

paramètres

^{ont été}

estimées à

partir

^du

comportement du x2

^{autour du} minimum. Nous avons

représenté

^{sur la}

figure

⁵

quelques-uns

^{des 18}

spectres analysés.

^{Les constantes}

de normalisation ne varient _pas en fonction de

l’angle Y",.

^Cette

analyse

confirme les résultats

prévus

par des considérations

cinématiques

^{sur le}

diagramme

^reconsti-

tué.

Nous avons ensuite vérifié _que ces résultats étaient

compatibles

^{avec le}

spectre

direct obtenu à 900 par la voie

d’analyse

de la monitrice. La forme

théorique

^du

spectre

^direct

peut

^{être calculée à}

partir

^{de la}

probabilité

de transition donnée _{par le} relation

(3).

^{On obtient}

dans le

système

^de référence du centre de masse l’ex-

pression :

sont les limites

d’intégration,

^données par les solutions de

l’équation

^de

l’ellipse

^{dans le}

système

^{du centre de}

masse pour

B12

^{= 0 et 7T.}

Il faut tenir

compte

^{dans le}

spectre

direct des

parti-

cules a

provenant

^{de la}

désintégration

^{du 1 er état excité}

FIG. 7. ^- Spectre direct dans le système de référence du centre de masse :

0 spectre expérimental ; spectre théorique.

320

du

8Be (énergie

d’excitation de

2,9 MeV, largeur

T ⁼

1,45 MeV).

^{Nous avons donc} introduit dans le calcul de

l’intégrale

^{deux termes utilisant la rela-}

tion

(1)

pour les états fondamental et excité de

1"He

et un terme donné par la relation

(2)

pour le niveau

2+

du

8Be.

La

figure

⁶

représente

^{les formes}

théoriques

données _par ces trois

expressions.

^Les trois courbes ont été

ajustées

^{avec le}

spectre expérimental

^transformé

dans le

système

^{du centre de masse. Le}

spectre

^calculé

reproduit

^{bien le}

spectre

^oc

expérimental (Fig. 7).

IV. Conclusion. ^- La méthode des coïncidences réalisée dans ces conditions

particulières

^{nous a}

permis

de faire une sélection des mécanismes :

l’énergie

^inci-

dente a été choisie inférieure aux

énergies

seuil de for- mation des niveaux

16,6

^et

16,9

^{MeV du}

8Be ;

^{le choix}

de la

position angulaire

^des détecteurs et les seuils de

l’électronique

^{nous ont}

permis

^{d’écarter les}

particules

^a

provenant

^{de la}

désintégration

^{de l’état} fondamental et du

premier

état excité

2+

du

8Be ;

^les

particules

^a

provenant

^de la formation et de la

désintégration

^du

niveau fondamental de

l’5He,

^{ont contribué}

principa-

lement pour les mesures effectuées à

tp 1

^{= 85° et 90°.}

Nous avons montré que le mécanisme

statistique

^inter-

vient peu ^sur l’ensemble des mesures. Les événements

enregistrés

^entre

92,5°

^{et 105° ne}

pouvaient

^donc

parvenir

^en

majeure partie

que par le passage par l’état

4+

du

’Be

ou par ^un état excité de

1’5He.

Conformé- ment à notre

expérience,

^seule

l’interprétation

^faisant

intervenir un niveau excité de

1’5He

de

2,6

^MeV

d’énergie

^{et de 7 MeV de}

large

^a donné des résultats satisfaisants.

Dans le spectre

direct, qui

^{n’est autre} que

l’intégrale

du

diagramme

^de

Dalitz,

^{tous ces} mécanismes sont

mélangés. Cependant,

^{le fait de}

pouvoir

^le

reproduire

en utilisant les résultats fournis _par l’étude des mesures

de coïncidence constitue une bonne vérification de nos

résultats et tend à confirmer l’existence du 1 er état excité

d,5He

avec les

paramètres précédents indiqués

ainsi que la nécessité de tenir

compte

^des

phénomènes

d’interférence

qui

améliorent sensiblement les résultats

théoriques.

Remerciements. ^- Nous remercions M.

Lesgour-

gues ^et

l’équipe

^de maintenance du Van de Graaff de 4 MeV du CEN de

Bordeaux-Gradignan,

^ainsi que Mme

Virassamynaïken,

^{de ce même}

laboratoire,

pour la

préparation

^{de nos cibles.}

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