réaction (p, d) à 156 mev et structure des noyaux légers

2.G I Nuclear Physics A126 (1969) 60---96; (~) North-HollandPublishiny Co., Amsterdam

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REACTION (p, d) A~ 156 MeV ET STRUCTURE DES NOYAUX LINGERS

D. B A C H E L I E R , M. B E R N A S , I. B R I S S A U D , C. D E T R A Z et P. R A D V A N Y I

Institut de Physique Nuel~aire, Laboratoire Joliot-Curie, B.P. no. I, Ors,y, France

Requ le 17 avril 1968

Abstract: Energy spectra and angular dis tr ibut ions were measured with a magnet ic spectrometer for the following pick-up reactions at 156 MeV: eLi(p, d)SLi; ~Li(p, d)6Li; 9Be(p, d)SBe; l°B(p, d) ~Be; liB(p, d)l°B; l~C(p, d )uC ; leO(p, d)150; 2sSi(p, d)~TSi and 4t'Ca(p, d)S�Ca. It is shown that , at this energy, where the separa t ion between levels is small compared to the energies o f the in- coming and outgoing particles, the P W B A without cut-off radius, a l though not being able to reproduce the exper imental angular dis tr ibut ions, allows a good extract ion o f the relative spectroscopic factors F a for a given 1. The F 2 values agree qui te well with those calculated for I p shell nuclei with the wave funct ions o f Cohen and Kura th and o f Boyarkina; the agreement is in general also good with the F z extracted by D W B A at var ious energies. The ratio between the absolute F ' obtained by P W B A and the theoretical F ' might be considered as a distort ion factor, which is a funct ion o f angle 0; it appears that this factor does not vary much th roughou t the lp shell. The pick-up in the inner major shell is discussed: the cross section for simple Is pick- up decreases sharply when going f rom 4He to nLi target nuclei; a similar effect appears for lp pick-up between 160 and 19F; this behaviour , probably related to the high neut ron m o m e n t a involved, is not yet well unders tood.

N U C L E A R R E A C T I O N S e, 7Li ' 'Be, 10, ltB, 12C, leO, ,aSi ' 4oCa(p ' d), E = 155.6 MeV; measured o(Ed, 0). 6,eLi, ~Be, a,l°B, 11C, 150, ~TSi, s 'Ca deduced levels, J, n , 1, S.

Enriched eLi, 7Li, 1'B and HB targets.

1. Introduction

On sait que la section etficace diff6rentielle d'une r6action de transfert b. un nu- cl6on, telle que la r6action de pick-up (p, d), peut g6n6ralement s'6crire sous la forme d 'une somme de produits de deux facteurs ~). Le premier contient la dynamique de la r6action et donne la forme de la distribution angulaire; le second, appel6 souvent facteur spectroscopique, carr6 d'une int6grale de recouvrement, repr6sente une information spectroscopique crois6e sur le noyau initial et le noyau final.

11 y a quelques ann6es, Chew et Goldberger 2) ont calcul6 le facteur dynamique en approximation de Born avec les hypotheses physiques de l 'approximation d'impulsion pour une r6action de pick-up ayant lieu ~ une centaine de MeV ou davantage. Aces 6nergies, les noyaux 16gers pr6sentent une certaine transparence aux nucl6ons inci- dents et l 'hypothbse scion laquelle la r6action proc~de en une seule interaction entre le nucl6on incident et le nucl6on transf6r6 parait d 'autant plus valable. La longueur d 'onde de la particule incidente devient courte par rapport au diam~tre nucl6aire et on peut dans une certaine mesure, mais toujours avec prudence, commencer b. donner

60

STRUCIURE DES NOYAUX LINGERS 61

de la r~action une description semi-classique. D'autre part, dans ces conditions, on voit sur le diagramme de la composition des quantit6s de mouvements (fig. 1) que m~me pour des deutons dmis ~ zdro degr~ le neutron captur6 dans une r6action (p, d) dolt d6j~ poss6der dans le noyau cible une impulsion relativement grande. La section efficace de pick-up pourrait ~tre exprimde en fonction de l 'amplitude de diffusion du nucI6on incident par le nucl6on transf6r6, mais cette diffusion sort consid6rablement de la couche d'6nergie et Chew et Goldberger ont jug6 pr6f6rable d'utiliser la fonction d'onde, mieux connue, du deuton pour calculer l'int6grale correspondante.

A

Fig. 1. Diagramme des quantit~ de mouvement pour le pick-up d'un neutron d'impulsion hq dans un noyau de masse A par un proton d'impulsion hk. Le deuton form~ ~ l'impulsion hK.

Dans ce formalisme, le terme dynamique contient en outre la distribution des quantit~s de mouvements du nucleon individuel captur~ dans le noyau cible, et pendant quelques temps on a pens6 qu'il devenait alors relativement facile d'extraire cette distribution de la section efficace diff~rentielle exp6rimentale des r6actions de pick-up/t grande 6nergie. C'est ainsi en particulier qu'avaient ~t6 interpr~t~s les r~sultats de Selove 3)/l 95 MeV. Ces experiences avaient permis de mettre en 6vidence des groupes de deutons sans parvenir cependant ~ r~soudre les niveaux individuels des noyaux r~siduels. Mais les distributions ainsi obtenues/l 95 MeV puis /l 145 MeV n'avaient pas la m~me forme, et il apparfit 4) qu'il ~tait impossible de ne pas tenir compte des distorsions dues ~ l'action des autres nucl~ons sur le proton incident et surtout sur le deuton sortant. Aussi plusieurs essais ont ~t~ faits au cours des derni~res ann6es pour calculer ces distorsions 5,6). Tout r6cemment Towner 7.8) a appliqu6 la m6thode de la

DWBA fi l 'analyse de nos propres r6sultats :~ 156 MeV. En dehors des probl6mes particuliers h cette m6thode, une des difficult6s est ici de bien connaitre les param~tres du potentiel optique pour des deutons d'environ 150 MeV: or, il n'existe encore jusqu'h pr6sent qu'un seul travail exp6rimental sur la diffusion 61astique de deutons dans ce domaine d'6nergie 9). Cependant les r6sultats qui viennent d'6tre ainsi obtenus, et qui sont pr6sent6s dans l'article suivant 8), sont tr~s encourageants: la DWBA permet en particulier de rendre compte de la forme de la plupart des distributions angulaires exp6rimentales.

Nous avons pu s6parer par analyse magn6tique lo) les groupes de deutons correspondant aux diff6rents niveaux excit6s dans lc noyau final et il devenait alors possible d'6tudier plus en d6tail par le pick-up fi grande 6nergie les facteurs spectroscopiques des noyaux 16gers, et plus g6n6ralement des noyaux pour lesquels notre r6solution

62 D. BACHELIER et al.

en 6nergie 6tait suffisante. Diff6rentes fonctions d 'onde calcul~es en m~lange de configurations ont 6t6 propos6es pour d6crire les noyaux 16gers, en particulier pour la couche I p par Boyarkina 11 ) en couplage interm6diaire, et par Cohen et Kurath 12) en interaction effective; d'autres calculs s'efforcent de tenir explicitement compte des d6formations nucl6aires. Nous avons done cherch6 5. comparer les facteurs spectroscopiques exp6rimentaux aux facteurs th6oriques. II est 6galement int6ressant de comparer les r6sultats obtenus ici, d'une part avec ceux obtenus 5. plus basse 6nergie ou par d'autres r6actions de transfert 5, un nuclfon, d 'autre part avec ceux de r6ac- tions voisines ~, grande 6nergie ~ a) telles les r6actions (p, 2p) et (e, e'p).

La r6action de pick-up vers 150 MeV permet d'6tudier l'ensemble du spectre de niveaux susceptibles d'fitre excit6s par la r6action de transfert darts le noyau final quelles que soient leurs 6nergies. 11 reste cependant l ' important problbme de l'extraction correcte des facteurs spectroscopiques fi partir des r6sultats exp6rimentaux, ce qui demande, en principe, un calcul aussi rigoureux que possible du premier terme discut6 ci-dessus. Nous avons montr6 [r6f. 14), cet article sera ici d6sign6 par 1] que, 5. 156 MeV, dans le cas du transfert d 'un mfime moment orbital l (et dans une certaine mesure plus g6n6ralement d'un neutron appartenant 5. une m~me couche majeure) on pouvait extraire les facteurs spectroscopiques relatifs avee l 'approximation de Born donn6e par Chew et Goldberger sans recourir au calcul exact. Ceci parait provenir de ce que, h grande 6nergie, l'6cart AQ entre deux niveaux mfime 61oign6s est toujours petit aussi bien devant l'6nergie incidente que devant l'6nergie des deutons sortants: de ce fait, le facteur dynamique, fi un angle donn6 pour un m~me l, varie relativement peu d'un niveau final ~ un autre. Cette m6thode est tr6s simple et parait, pour l'extraction des facteurs spectroscopiques relatifs dans une m~me couche fi notre 6nergie, donner actuellement des r6sultats au moins aussi bons que la DWBA.

Dans cet article nous d6crirons dans le chapitre 2 le dispositif exp6rimental utilis6. Dans le chapitre 3 nous discuterons successivement les r6sultats obtenus pour les diff6rents noyaux de la couche lp el les noyaux de la couche 2sld que nous avons ~tudi6s. Les r6sultats pour l 'azote et le fluor donn6s darts l'article 1 et ceux pour la r6action 4He(p, d)3He [r6f. 5)] ne seront que bri6vement rappel6s ici. Dans le chapitre 4 enfin, nous pr6senterons une discussion g6n6rale des facteurs spectroscopiques obtenus et nous examinerons le probl~me particulier du pick-up dans les couches internes.

Ce travail s'est 6tendu sur une longue p6riode, et quelques uns des rdsultats exp6ri- mentaux analys6s ici ont d6js. fait l 'objet de publications partielles. Mme J. G6nin, M. J. N. Haag, M. N. K. Ganguly, M. J. K. Lee et Mlle M. Roy ont ainsi successivement particip6 ~ diff6rentes 6tapes de cette 6tude.

2. M~thode exp6rimentale

2.1. FAISCEAU ET RI~SOLUTION EN E N E R G I E

Nous avons utilis6 le faisceau de protons de 156 MeV du synchrocyclotron d'Orsay. La r6duction des oscillations radiales des trajectoires par un diaphragme interne et une

STRUCTURE DES NOYAUX LE:GERS 63

source d'ions 5. fente nous ont permis de ramener la dispersion en 6nergie du faisceau extrait de 3.5 MeV :h 0.5 MeV environ.

Atin de limiter ia dispersion en 6nergie de ce faisceau, nous avons maintenu le vide sur son parcours depuis la sortie de l'acc61~rateur jusqu'au te~16scope de dc~tection. Un raccordement mobile grfice 5. une surface recouverte de t6flon entre le tuyau d'arri- v6e du faisceau et la chambre 5. r6actions permet de conserver l'6tanch6it6 lorsqu'on fait tourner le spectrom6tre magn6tique. La r6solution en 6nergie globale est dans la pratique d'environ 0.5 ~ , soit 0.7 MeV pour des deutons de 140 MeV, ce qui permet d'6tudier un assez grand nombre de noyaux 16gers.

2.2. MONITEURS

En g6n6ral nous avons utilis6 comme moniteur une chambre d'ionisation, remplie avec un m61ange d'h6lium +2.2 0o de m6thane 5. une pression 16g~rement sup6rieure 5. la pression atmosph6rique, plac6e derri6re la chambre 5. r6actions. Le gain de cette cbambre 6tait d~termin6 et fr6quemment contr616 par comparaison avec un cylindre de Faraday, dormant ainsi des valeurs absolues.

L'utilisation de cette chambre devenant impossible pour des raisons d 'encombre- ment pour la d6tection des particules 5. tr~s petit angle, nous avons dans ce cas moni- tor6 le faisceau en collectant les 61eetrons secondaires 6mis par une s6rie de feuilles minces d 'aluminium plac6es sous vide secondaire 5. la sortie du synchrocyclotron. Ce moniteur 6tait 6galement 6talonn6 5. I'aide du cylindre de Faraday.

2.3. CIBLES

La r6action 160(p, d)150 a 6t6 6tudi6e avec une cible d'acide oxalique d6shydrat6 COOH en poudre, entre deux feuiiles minces d'aluminium. Nous avons alors proc~d6 5. la soustraction des spectres dfis aux noyaux de ~2C pr6sents dans ce compos6 chimique. L'obtention de cibles solides de composition chimique tr/~s pure n 'a pas pr6sent6 de difficult6s pour les noyaux 9Be, 12 C et 28Si. Les cibles de 6Li(99.99~ de 6Li), 7Li(99.00 ~.,~ de 7Li) et 4°Ca (Ca naturel) 6taient conserv6es 5. l 'abri de Fair et devaient ~tre transfdr6es tr6s rapidement dans la chambre 5. r6actions. Les cibles de ~ °B(96.60~0) et 1~B(94.30 ~o) ayant subi une contamination accidentelle de carbone au cours de leur pr6paration par frittage, nous avons 6t6 obliges de soustraire ie spectre dfi au carbone des spectres exp6rimentaux et les r6sultats obtenus ont 6t6 v6rifi6s sur des cibles de bore en poudre 19, 54). Les eibles de 14N, 19 F et 4He ont 6t6 dScrites par ailleurs l,~, x 5).

L'6paisseur des cibles variait scion le cas de 50 5. 150 mg/cm 2.

2.4. SPECTROMI~TRE MAGNI~TIQUE

Les particules secondaires 6mises sont analys6es par un spectrombtre magn6tique [r6fs. ~6 -~ ) ] (fig. 2), dont les principales caract6ristiques sont r6sum6es darts le tableau I.

Le champ dans l 'aimant 8tait mesur6 par des sondes 5. r6sonance nucl6aire plac6es dans un 618ment de volume 5. champ homogSne et nous l 'avons 6talonn6 par diff6-

64 D. BACHELIER el aL

chombre r~ochons

~ ~ , ~ fen~tre (:hombre // \,~IISSO hie

d'lonlso f on -.,,- ; q

M / / g de ,,ee

& ~ specf,omefre

sonde ~

\\%. de clef,ninon . . . . . . . . - . Z ~ . / ~:~.~ ecrans

Iorges / ..., _ _ / . . - f /

Fig. 2. Dispositifexperimental.

TABLEAU 1

Caract6ristiques du spectrom/~tre magn6tique

Poids: 200 tonnes; angle du secteur: 120 °, horizontal Rayon de courbure moyen des particules: 170 cm Hauteur moyenne de l'entrefer: 22.5 ¢m Angle solide maximum utilis6 dans la pratique pour les r6actions (p, d): 1.3 • 10 -3 sr. Distance objet-face d'entr6e des pi6ces polaires: 260 cm lndice de champ: 0.5 (double focalisation) Induction maximum: 18 kG Angle de fuite: 5 ~ environ; angle du plan focal avec la trajectoire moyenne ~ 10 kG: 40 ° environ Grandissements vertical et horizontal: I .I--0.1 Dispersion: Ap/p = dy/706, oil Ay est mesur6 dans le plan horizontal en cm, Ic long de la perpen-

diculaire /~ la trajectoire moyenne passant par le foyer image de l'aimant.

r en t e s r 6 a c t i o n s nuc l6a i res . L ' a n a l y s e m a g n 6 t i q u e p e r m e t 6 g a l e m e n t de s6pa re r les

d e u t o n s des p r o t o n s et des t r i t ons , et de m e s u r e r les spec t r e s de d e u t o n s 5. 0 ~ (fig. 3).

2.5. DF-.TECTEURS

Les p a r t i c u l e s s o n t d6tec t6es p a r un e n s e m b l e de 3 s c in t i l l a t eu r s p l a s t i q u e s de 1 c m

de large , 4 c m de h a u t et 2 m m d ' 6 p a i s s e u r d i spos6s a p p r o x i m a t i v e m e n t le l ong d u

STRUCTURE DES NOYAUX L/~GERS 65

plan focal image de l'aimant; plusieurs scintillateurs plastiques plus larges compl6tent ce triple t¢lescope en assurant une coincidence rapide. Le temps de r~solution 6tait d e 2 r = 25ns.

dY

9 Be (p,d) 8 Be 1200

e lab-- 0 °

Ep =155,0 MeV

1000C.

800C

D-

FREqUENCE {MXz)

Fig. 3. Spectre experimental brut des deutons observ~ a z~ro degr6 dans la r6action ~Be(p, d)SBc. En abscisse: fr~qucnce de la r6sonance nucl~aire rep~rant l ' induction magnStique dans le spcctro- m~tre. Points noirs: mesures faites avcc la cible de Be; croix: mesurcs du fond en I'absence de cible. Le fond est tres important car le faisceau primaire frappe notamment l'enceinte de la chambre b. vide ct la culasse de l 'aimant. L'6paisseur de la cible provoque un petit d6calage cn (~nergie entre les spectres

avec et sans cible.

2.6. DI~POUILLEMENT DES SPECTRES ET I~VALUATION DES E R R E U R S

En d6terminant le nombre N de deutons d6tect6s par le t61escope en fonction du champ B du spectrom6tre rep6r~ par la fr6quence Fde la sonde h r6sonance nucl6aire, on obtient un spectre exp6rimental dN/dy = f ( F ) oil dN/dy repr6sente le nombre de particules d6tect6es par unit6 de longueur ), perpendiculairement b. la trajectoire moyenne (voir fig. 2). La connaissance de la relation B = f (F) , de la largeur des scintillateurs, de la dispersion du spectrom6tre et de la cin6matique permet de re- monter ~ dN/dE = f (E) , E 6tant l'6nergie d'excitation du noyau r6siduel. L'int6gra- tion d'un pic par planimdtrage permet alors de d6terminer la section efficace diff6- rentielle de la r6action aboutissant au niveau consid6r6.

I1 faut auparavant soustraire du spectre les contributions: a) du fond observ6 sans

66 D. BACHELIER e l al.

cible - b) des ~16ments cbimiques parasites ~ventuellement contenus dans la cible - c) du spectre continu de tritons, seules particules susceptibles de se superposer aux deutons pour les valeurs de champ magn6tique utilis6es - d) du spectre continu de deutons issus des r6actions (p, dx) qui apparait d~s le premier seuil de s6paration de particule du noyau r~siduel.

Parmi les erreurs, certaines sont caract6ristiques de chaque pic du spectre et con- stituent les erreurs relatives indiqu6es sur les distributions angulaires. Elles sont dues pour l'essentiel aux erreurs statistiques, aux incertitudes sur la soustraction des diff& rentes contributions indiqu6es ci-dessus et 6ventuellement ~ la s6paration des pies voisins (s6par6s en tenant compte de la forme des pics isol6s).

L'erreur absolue qui affecte globalement routes les sections efficaces diff6rentielles d'une m~me distribution angulaire est due aux incertitudes sur le monitorage et, dans une moindre mesure, ~ I'impr~cision de la mesure de l'~paisseur de la cible et de l'angle solide d'observation des deutons. Elle devrait ~tre inf6rieure ou 6gale ~ 8 ~o-

3. R~sultats exp~rimentaux et comparaison avec les pr~visions th~oriques

3.1. LA RI~ACTION ]60(p, d)~50

Nos principaux r6sultats exp~rimentaux relatifs ~ cette r6action ont d6j~ 6t6 d6- crits 2o, 21). Les spectres d'excitation du noyau r6siduel (fig. 4) indiquent principalement deux pies qui correspondent aux 6tats-trous (lp½)-t et (lp~)-1 pour le fonda-

c~N - - ' ' ] ~-~ ~1 III ~.o I ~ '~ • ' O ( p , d ) 0 |

| e l o D - II. .~°

8O0O

IO 5 0 E ~ M e v )

Fig. 4. Spectre d 'excitat ion de ]sO, dans la r6action teO(p, d)]sO b. I 1.5°(lab). On a indiqu~, la d6com- posit ion du spectre permet tan t de s6parer les diff6rents niveaux (o~ 6ventuel lement groupes de niveaux) ainsi quc le spectre cont inu des r~actions/l plus de deux corps appara issant ~t part ir de la premiere 6nergie de s6parat ion de particulc de t~O. Au dessus du spectre les traits vert icaux indiquent les diff6rents niveaux connus de ~sO. N o u s avons sys t6mat iquement choisi de representer les spectres

de deutons en fonction de l '6nergie d 'exci tat ion du noyau r~ idue l port~e en abscisse.

mental et le niveau que nous observons ~ 6.0+_0.2 MeV et qui s'identifie au niveau situ6 ~ 6.16 MeV (~-). Ces deux 6tats sont form6s par pick-up d'un nucl6on lp et l 'on voit en effet que leurs distributions angulaires sont voisines (fig. 5). La forme de ces deux transitions j = l + ½ et j = 1-½ pr6sente une petite difference qui n~anmoins reste beaucoup moins marquee qu'/l basse 6nergie 22).

STRUCTURE DES NOYAUX L~GERS 67

Lorsque l'on prend la moyenne du rapport des valeurs exp6rimentales, extraits par notre m~thode, des facteurs spectroscopiques de ces deux 6tats pour les angles 6tu- di6s, on obtient une valeur de 1.73, proche de la valeur 2 que pr~dit le mod61e en

couches j-j. ! i

' 6 0 ( p,d ) ~BO Ic

Ep - 155 MeV

MeV

I0, I MeV

~ .

O.I

1 i f io 20 30 OolCM)

Fig. 5. Dis t r ibut ions angulai res de la rdaction ]60(p, d)150 h 156 MeV (dans le syst6me du centre de masse) . Les courbes en trai t cont inu ont dtd s implement t racers / t t ravers les points expdr imentaux pour matdrialiser les dis t r ibut ions angulaires. Les dnergies indiqu6es correspondent aux diffdrents

dtats du noyau rdsiduel.

Cette validitd approximative du module j-j parait renforcde par l'excitation relativement faible des autres dtats formds. Nous n'observons pas les niveaux h 5.18 et 5.24 MeV, mais cette rdgion du spectre expdrimental comporte le pic fondamental de la rdaction 12C(p, d) ~ 1C dfi au carbone de racide oxalique utilisd comme cible et dont la soustraction ne peut pas ~tre parfaite. Par contre un p i c h 7.0+0.3 MeV, dont l 'importance relative par rapport aux pics principaux croft avec rangle, a pu ~tre s6par6 du pic principal ~ 6.0 MeV; sa distribution angulaire, lentement d6croissante, semble indiquer qu'il est dfi au pick-up d'un neutron ld ou 2s. I1 est en de m6me du niveau

10.1 -+ 0.3 MeV dont la distribution angulaire pourrait correspondre ~ un pick-up 2s. II semble enfin que nous observions h grand angle deux pics de tr~s faible intensit6 vers 12 et 14 MeV. Ainsi que le pr6voyaient les estimations th6oriques d'Abgrall 22) (20 ~o) et de Goldhammer 24) (18 %), le m61ange de configurations dans l'6tat fondamental de ~60 parait donc relativement faible.

3.2. LA RI~ACTION 4°Ca(p, d)agCa

Le spectre en 6nergie du calcium (fig. 6) est beaucoup plus complexe que celui de i'oxyg6ne 1a,20,31). Le niveau fondamental ~+ de 39Ca est fortement excit6 et il semble 2s) que toute la configuration (Ida) -1 y soit concentr6e. Nous observons

6 8 D . B A C H E L I E R eta].

aussi fi 2 .5+0.1 MeV le niveau ½+ qui correspond au pick-up d 'un neutron 2s, et nous avons pu en s6parer un pic moins intense vers 3.3_-_+ 0.3 MeV dont l ' importance relative (par rapport aux autres pics) croit avec l'angle. C'est la seule indication directe que

i i i dN

~-c '°c°("'~>'~c° III Ill ' 8000 elob "18'5° o

, . , ~., ~i ~ A a o o o a,3 1 1 . I I

I\ t/ I0 5 0

E (MeV)

Fig. 6. Spectre d'excitation de ~gCa, dans la r~action 4°Ca(p, d)agCa "fl 18.5°(lab).

[

OMeV 40C0 ( p,d )39Co

t 8 , S M e V ~ . .

0,01 ~..~- ~ ~

I" ~ i I IO 20 30

0 d (CM)

Fig. 7. Distributions angulaircs dc ]a r~action 4"Ca(p, d)~gCa(c.m.).

nous ayons obtenue sur rexistence de configurations de neutrons d'ordre sup~rieur fl la couche sd dans l'~tat fondamental de 4°Ca. Des exp6riences r~centes fl plus basse ~nergie ont montr6 que ]e niveau fi 2.81 MeV dans agca pouvait ~tre e×cit~ par un transfert l = 3 (r~fs. 20-29)).

STRUCTURE DES NOYAUX LINGERS 69

Le niveau faiblement excit~ ~ 3.9 MeV dolt &re rapproch6 de celui que Kavaloski et al. 25) observent ~ 3.8 MeV et qui parait correspondre aussi au pick-up d'un neutron 2s.

A 5.1 et 6.1 MeV nous observons deux niveaux fortement excit& qui doivent correspondre "~ des trous ( Ida)- ~; leur distribution angulaire (fig. 7), tr& voisine de celle des niveaux ~+ et ½+ est en faveur de cette attribution qui est confirm& par d'autres r6sultats exp6rimentaux 2s-30).

Les niveaux un peu faibles que nous observons vers 7.4 et 8.3 MeV paraissent dfis eux aussi /t une configuration (ld,~)-l; cette derni~re se r6partit donc sur plusieurs niveaux de a°Ca et ceci implique un fort m~lange de configurations pour ces niveaux excit6s ,8,31). Remarquons ici la grande similitude des distributions angulaires ld et 2s (fig. 10) que l'on peut sans doute rattacher aux valeurs dlev6es de la quantit6 de mouvement transf6r6e fi notre 6nergie. Mais ici aussi les formes des distributions angulaires j --- l -½(d~) et j = l+ ~(d~) pr&entent de ldgers &arts.

On peut ici extraire les facteurs spectroscopiques en ondes planes par la m6thode d&rite dans l'article i (r6f. 14)) et faire la somme des facteurs spectroscopiques F 2 correspondant & des niveaux de m~me configuration. Les valeurs ainsi obtenues de F2(ld~) et F2(ld.~) sont sensiblement dans le rappport des nombres d'occupations, 4 et 6 respectivement, que le module en couchej- j pr6voit pour ces sous-couches dans le noyau '*°Ca. Towner 8) s'efforce d'estimer par l'analyse en DWBA de nos r6sultats la contribution If & l'6tat fondamental de 4°Ca; cette contribution est appr6ciable, mais parait plus petite que celle pr6vue par Gillet et Sanderson 32).

3.3. LA RI~ACTION 4He(p, d)3He

Dans ce cas, nous avons affaire au pick-up de neutrons Is, conform6ment & une description simple du noyau '*He. Nous avons d6termin6 cette distribution angulaire de 4 °/t 177 ° (c.m.) et elle a 6t6 publi6e par ailleurs ~s). Nous discuterons plus loin les probl6mes concernant le pick-up Is.

3.4. LA RI2ACTION 8Li(p, d)SLi

Le spectre en 6nergie des deutons de la r6action 6El(p, d)SLi comporte un pic large et dissym&rique vers les petites dnergies d'excitation de -~Li (figs. 8 et 9) [r6fs. 3s.34)]. Les deutons conduisant fi l'dtat fondamental ~-(P~) de 5El, instable par rapport & la d&int6gration en :~+p, et de largeur environ 1.5 MeV [r6fs. 35.36)] font pattie de ce pic.

Diff6rentes exp6riences ont conduit "h sugg6rer 37.38) l'cxistence d'un niveau ½-(Pt) proche du niveau P,~. La position en 6nergie de ce niveau tr~s large est mal d6finie. En prenant comme 616ments de ddpart les caract6ristiques connues de l'dtat fondamental, nous avons tent6, en divisant le pic dissym&rique, d'obtenir le rapport des contributions des 6tats P1 et P,~. Cette d6composition est naturellement tr6s incertaine et l'erreur sur le rapport est grande. Les distributions angulaires ainsi obtenues (fig. 10) sont semblables et voisines des autres distributions de pick-up de neutrons 1 p.

7 0 D . B A C H E L I E R e l ell.

A 16.6 MeV on observe un pic 6troit correspondant au niveau connu ~+ (S~) de 16.65 MeV. Cet 6tat doit ~tre form6 par pick-up d'un neutron de la couche interne l s. La variation avec l'angle de la distribution angulaire de ce pick-up l s est exp6rimentale- ment beaucoup plus rapide que celle du pick-up lp.

Le niveau /~ 16.6 MeV est tr~s 6troit bien que situ6 au-dessus des seuils d'6mission de protons ( - 1 . 9 6 MeV) et de deutons (16.39 MeV). Goldanski 39) montre que l'6mission de protons/ l partir de ce niveau est peu probable. De plus, l'6mission de deutons est ralentie par la barri~re coulombienne.

dN

dE

6ki (p .d) 5Li

20000 esob" 2 . 5 °

4

IOOOO

1 I I 1 1 1 l N,. ._ 35 30 Z5 20 15 ~0 5 0 E (MeV)

Fig. 8. Spectre d 'excitat ion de 5Li dans la r6action ~Li(p, d)SLi/l 2.5"(lab). En comparan t ce spectre avec celui de la figure suivante (spectre "h. 25°), on notera: d ' abord la d iminut ion tr~s rapide de Fin- tensit6 relative du pic "h 16.6 MeV (niveau ,~2 +, pick-up Is); ensuite la modificat ion consid6rable de la forme et de la posi t ion du pic b. gauche de celui de 16.6 MeV; b. petit angle on a I ' impression d 'avoir affaire su r tou t / l un 6tat d6fini situ6 vers 18 MeV, b. grand angle, la bosse large sugg6re plut6t un spec-

tre cont inu "h plus de deux corps.

A 6nergie un peu plus 61ev6e, on observe aux petits angles un autre pic dont la largeur augmente rapidement avec l'angle et dont le sommet se ddplace en 6nergie en fonction de l'angle d'6mission des deutons 0 a (figs. 8 et 9). I1 ne semble pas possible d'attribuer ce pic large / t une diffusion quasi-61astique du proton incident sur un quasi-deuton du noyau de 6Li (avec une configuration ~ + d ) ; en effet, pour un spectateur, la position du pic de deutons, traduite en 6nergie d'excitation de *Li, varierait (ce qui n'est pas le cas) de 10.1 MeV pour 0d = 2.5 ~ ~ 21.8 MeV pour 0 d = 18 :> dans une diffusion quasi-flastique. La section efficace correspondant ~ ce

S T R U C T U R E D E S N O Y A U X LINGERS 71

I . . . . 1 . . . . . . . . . . . . . . . . 7- - T . . . . I ~

j ~ o ~

2

~ h") o -10 Od >

._.1 (D Q ~

.,1

o " -

4 e-

5.

N

L I !

' o Q ~

72 D . B A C H E L I E R e l ~JZ.

pic (ou bosse & grand angle) d~croit lorsque l 'angle 0d augmente, mais moins vite que celle des autres pies.

Ce pic large pourrai t , par contre, 6tre dO en partie h une forte interaction ( 3 H e + d ) dans l '6tat final; il appara i t en effet juste au-dessus du seuil d '6mission 3 H e + d et sa forme ressemble aux petits angles, aux spectrcs d ' interact ion dans l '6tat final 6tudi6s par ailleurs 15). Mais dans ce cas, la forme du p i c c t la position du sommct ne dc.-

I I I I

6Li (p,d) 5Li

Ep = 156 MeV

3 / 2 - C'~

E o,4

~2

I..D 3 MeV t / 2 -

16,6 MeV 3 / 2 +

I I 0 IO 20 30

O(C.M.)

Fig. 10. Distributions angulaires de la r~action 6Li(p, d)SLi(c.m.). Par suite de la grande largcur d~ I'etat fondamental (.~-) et du premier ~tat excit6 (~-, vers 3 MeV) de 5Li, I'ensemble des d,7/dt-2 correspondants (pick-up lp) est peut-6tre syst6matiquement 16g~rement sous-estim6. Lc niveau de

16.6 McV (']+) est atteint par pick-up Is.

vraient pas varier sensiblement avec l 'anglc; il est cependant vraisemblable qu 'une partie de la grande bosse, d ' impor tance variable selon l 'angle 0a, puisse ~tre attribu6e b. une telle interaction. La contr ibut ion d 'un niveau large z~ ÷(S~) obtenu par pick-up d 'un neutron ls½ para]t probable dans la r6gion de 20 MeV ct pourrai t 6tre dominante • fi petit angle. Cc niveau dcvrait, en modble en couches, &re deux fois moins cxcit6 par pick-up que l'~tat ~+ de 16.65 MeV, si cclui-ci est bien le seul 6tat 3+ de ce type. Tombrel lo , par l 'analyse des d6phasages ( 3 H e + d ) [r6f. 40)] pr6voit vers 20 MeV

S T R U C T U R E D E S N O Y A U X L I N G E R S 73

l 'existence d'etats de parit6 positive qui pourraient correspondre partiellement l'effet que nous observons; dans le cas d'etats D il faudrait admettre un mecanisme en deux 6tapes. Le reste de la bosse (en particulier aux grands angles) serait dO d 'autres processus donnan t un spectre continu b. plusieurs corps.

3.5. LA RI~'ACTION 7Li(p, d)eLi

L'etude des spectres en 6nergie des deutons de la reaction 7Li(p, d)6Li fait apparaltre, apr~s decomposit ion, des pics correspondant h des energies d 'excitation de e l i de 0, 2.21, 3.58, 4.45 et 5.50 MeV; ce dernier 6tant dO principalement ~ la formation du niveau de 5.37 MeV et un peu, sans doute, h celui de 6.6 MeV. Aucun autre niveau n'est observe jusqu 'h la bosse vers 20 MeV (fig. 11 ) [refs. 33, 34)].

I dE i L i t { o d ) L i e

i I I I I I I I l l l l I I

e,i o ;

i

" - ' " 0 I I I 1 I 1

E(MeV)

Fig. 1 I. Spectre d'excitation de eLi, dans la reaction 7Li(p, d)~Li 'h 12~(lab). On notera la bosse large vers 20 MeV (voir texte). On a egalemcnt indique le long de l'axe des abscisses les differentes energies

de separation de particules.

Ces niveaux ont dejb. 6t6 6tudi6s h plus basse 6nergie et par d 'autres r6actions 41' 37). Le module L S constitue une bonne approximat ion pour decrire ce noyau. Pour les faibles energies d'excitation, les deux nucleons exterieurs h la couche ls se trouvent couples, sur la couche lp, dans des 6tats S = 1, T = 0 et S = 0, T = 1 avec un moment orbital total L pair.

Le module en agregats cc+d et ~ + d * (singulet) 4z) est ~quivalent au couplage LS

pour l 'ensemble de ces niveaux. Si les fonctions d 'onde des 6tats 13 Se t 3 ~ S, membres d 'un supermultiplet de Wigner,

sont symetriques en S et T, on doit attendre un rapport 3 entre les probabilites d 'obtenir les 6tats 13 Se t 31S,/i condit ion que ces 6tats soient purs et que toute la configuration ~3S ou 31S y soit contenue. Le rapport experimental trouv6 2.4+0.1 montre que la probabilit6 de former re ta t ~ 3S est en fait 16g~rement plus petite. De m~me si toute

74 D. BACHELIER e/' a/.

la configuration t3D est comprise dans leg 6tats 1 +, 2 +et 3 + observes, les probabilit~s de formation des niveaux 13D et 31D devraient ~tre dans le rapport 3. La valeur obtenue exp6rimentalement 3.6+0.5 est assez voisine de cette pr6vision. Le r61e de la configuration 24p dans 1'6tat fondamental de 7Li, important dans le calcul d'Elliott [r6f. 13)], serait donc faible, et un terme [3] 22p symdtrique en S e t T, qui correspond

99 ~'~o de la configuration de 7Li fondamental dans le calcul de Boyarkina 11), semble mieux convenir.

I 1 l I

0 MeY I*T=O 7L.i ( p , d ) 6 L i

Ep= 156 MeV

• ~ 15.36.6 .0)

E O,1 / T

4.47 M4~,/ 2.,,T.O

no 3,58 MeV

b

0,0!

I I 1 I

I0 20 30 40 5O

etc.M)

Fig. 12. Distributions angulaires de la r6action :Li(p, d)SLi(c.m.).

Les distributions angulaires de tous ces niveaux sont approximativement parall+les et ont une forme caractEristique du pick-up lp (fig. 12). Cette conclusion est la m~me que celle des 6tudes faites b+ I00 MeV [r6f. ,+4)] et ~ 31.5 MeV [r6fs. 38.,+5)].

Aucun dcs niveaux connus au dessus de 6 MeV n'apparatt nettement sur nos spectres, ce qui est conforme aux pr6visions, sauf pour les niveaux trous Is: cependant vers 20 MeV une bosse tr+s large, se d6plaqant lentement vers les grandes 6nergies d'exci- ration lorsque l'angle d'6mission des deutons croit, pourrait correspondre partiellement comme pour 6Li(p, d)SLi, ~t des niveaux "trou Is" tr+s instables et d'autre part b. un spectre continu ~t plusieurs corps dans l'6tat final ( d + 3He-i-3H . . . . ).

L'extraction des facteurs spectroscopiques et leur comparaison avec les pr+visions seront discut6es darts le dernier chapitre.

STRUCTURE DES NOYAUX L~GERS 75

3.6. LA RI~ACTION *Be(p, d)SBe

La fig. 13 pr6sente le spectre des niveaux de 8Be excit6s dans cette r6action. En dehors de 1'6tat fondamental et des deux premiers niveaux excit6s, bien connus, les autres pics que nous pouvons s6parer ont des 6nergies exp6rimentales de 16.8+0.2, 17.6__0.4, 18.9___0.3 et 21.54-0.3 MeV [r6fs. 4-6,19)].

tin / ' ' '- ' '

~ - I eBe (p,d) "Be elob= 2 7 *

ooo IIIIII t ' 1

2000 r ~

25 2 15 I0 5 0 -5 E (MeV)

Fig. 13. Spectre d'cxcitation de 8Bc, dans la r~lction 9Be(p, d)SBe ~ 27°(lab).

i i 1 i

16,6 + 16,9 9Be (p,d)8Be

Ep = 154,8 MeV • 1 8 , 9

~, ! 2,9

r~ i 0 + B

0,1

"o

0,01

I I I I

0 I0 20 30 40 e (C,M)

Fig. 1¢. Distributions angulaires de la r6action 9Be(p, d)SBe(c.m.).


Sur la tig. 14 les distributions angulaires sont semblables sauf de celle du niveau de 11.5 MeV. On peut en conclure que les neutrons captur6s appar t iennent pour l'essentiel ft. la couche I p, b. l 'exception sans doute de ceux de la transit ion conduisant b. l 'excitation du niveau J~ = 4 +. Le pic de 21.5 MeV doit correspondre au niveau bien connu de 17.74 MeV (d~ T = I ÷ 1). Le niveau de 18.9 MeV a une distribution angulaire sp6cifique en premiere approximat ion d 'un momen t orbital l = 1. 11 est difficile d 'expliquer pourquoi les 6tats de 2.9 et 0 MeV ont une distribution angulaire 16g~rement dissemblable. Quel que soit le modble utilis6, ces deux niveaux doivent avoir une originc identique; l '6cart ne peut donc s 'expliquer par la diff6rence des fonctions d 'onde individuelles des n e u t r o n s j = l -J2 e t j = l+½. A basse 6nergie un tel effet ne semblc pas appara i t re 47.45). D 'au t re part , ~. 156 MeV les impulsions trans- f6r6es sont tr~s proches et les distorsions devraient ~ztre tr~s voisines. De fair, Towner rend compte de faqon assez satisfaisante de nos distributions exp6rimentales par le calcul en D W B A pour 1 = 1 (r6f. 8)].

Le niveau tr~s large de 11.5 MeV (largeur exp6rimentale: 8 + 1 MeV), de momen t angulaire total J~ = 4 + ne peut ~tre obtcnu par simple capture d 'un neutron lp du noyau 9Be ( J = 2 - ) . A cause de la parit6, le proton incident ne peut dans ce cas capturer qu 'un neutron dont le momen t orbital est au moins 1 = 3. Effectivement la distribution angulaire correspondante est net tement diff6rente des autres. L'existence d 'un tel m61ange de configurations dans l '6tat fondamental de '~Be correspondrai t b. une grande d6formation de ce noyau. Sawicki 48) explique cet effet par un couplage rotat ion-part icule dans la description de 9Be par un modble rotationnel. L 'une des explications possibles serait ainsi le pick-up d 'un neutron If: ~ une configuration I f correspondent de plus grandes quantit6s de mouvement qu'b. une configurat ion l p. Ceci permettrai t de comprendre pourquoi ",k 156 MeV on exciterait davantage le niveau de 11.5 MeV qu'b. basse 6nergie 47). Cependant l 'a justement de notre distribution par le calcul en D W B A l = 3 ne parait pas donner un bon r~sultat; il se pourrai t 6gale- ment que le niveau de 11.5 MeV soit atteint par un processus en deux 6tapes, (c'est-b.- dire avec excitation du noyau dans la voie d 'entr6c ou de soltie).

Le pic de 16.8_+0.2 MeV que nous observons, correspond aux niveaux connus 16.63 et 16.93 MeV. L'isospin de ces deux niveaux semble 6tre un m61ange de 1 et 0 [r6f. 4,~)]. Notre r6solution en 6nergie ne nous permet pas de s6parer ces niveaux. Nous avons essay6 de pr6ciser l '6nergie du pic exp6rimental en le situant b. diff6rents angles par rappor t au pic correspondant ~ l '6tat fondamenta l de 11C dans la r6action '2C(p, d) 1 IC; il semble bien que dans notre exp6rience aussi bien le niveau de 16.63 que le niveau de 16.93 soient excit6s sans que nous puissions en pr6ciser les intensit6s relatives. C o m m e pour 9B, on peut d6crire le noyau 9Be par un c0eur de 2:t et un neutron cxt6rieur. Selon cette image simpliste, les trois premiers 6tats de 8Be que nous excitons correspondraient aux &ats S, D, G des 2~ apr~s capture du neutron ext6rieur, alors que les nivcaux d'6nergie sup6rieure correspondraient "~ la capture d 'un neutron du cceur 2:~. L'excitat ion du niveau de 16.63 MeV ne serait cependant pas n6cessaircment incompat ible avec la configuration 7Li (6tat f o n d a m c n t a l ) + p

STRUCTURI~ DES NOYAUX L~GERS 77

propos~e par Marion 50) pour ce niveau, car l'dtat fondamental de 9Be pourrait comporter une contribution d'une configuration 7 L i + p + n ou 7Li+d.

Le niveau de 2.9 MeV a ici une largeur intrins~que de 2.0+0.1 MeV. Or la largeur observ6e dans des exp&iences ~ basse 6nergie 35) est en moyenne de 1.45 MeV. Notre rSsultat confirme ainsi la suggestion de Berkowitz st) qui lie une telle variation de largeur ~. des effets cin6matiques.

En dehors de celui ~ 11.5 MeV, les niveaux excites dans cette exp&ience sont tous pr6vus aussi bien par les calculs de Cohen et Kurath (ave~ la m6thode 2 BME 6-16) [r6fs. 12,52)], que par ceux de Balashov, Boyarkina et Rotter 1,,53) (voir tableau 3). Le premier de ces modbles donne des 6nergies de niveaux moins satisfaisantes que le second, mais pour les facteurs spectroscopiques, l'accord est bon dans l'ensemble. Towner 8)pense que les pies exp~rimentaux (sans doute complexes) ~. 18.9 et 21.5 MeV peuvent comporter une contribution de pick-up Is.

ON

I I II I I I II I I I I l l I B'O{p,d ) 0 9

O . I0,~* ( lob)

] 1 5 0 0 0

f- /~I 2.4 M,V 0 I~,,v I 0 0 0 0

L;:_: 20 I~ '0 5 0

E ( M e V )

Fig. 15. Spectre d'exci ta t ion de 9B, dans la r6action ]0B(p, d)gB/t 10.5°(lab).

3.7. LA RISACTION a°B(p, d)gB

Le spectre d'excitation (fig. 15) de 9B pr6sente cinq pics ou groupes de pics 54, 19). Les distributions angulaires de m6me forme (fig. 16) indiquent que les neutrons cap- tur6s ont tous un moment orbital l = 1. Les distributions correspondant aux 6nergies d'excitation les plus ~lev6es sont 16g~rement diff6rentes aux grands angles.

Nous confirmons l'existence d'un niveau tr6s large b. 7.1 MeV (largeur: 2.4+0.2 MeV) qui doit ~tre l'6tat analogue du niveau de 6.66 MeV de 9Be (j,t = ~-). Le niveau de 14.9 MeV ne peut avoir que l'isospin T = ½. I1 ne semble pas avoir 6t6 ob- serv6 pr6c6demment, bien qu'il soit pr6vu th6oriquement (voir tableau 3).

Le noyau de 9Be a 6t6 d6crit ph6nom6nologiquement par un module en agr6gats (clusters) 2 ~ + p [r6f. 55)] ou par un module rotationnel classique pour expliquer les niveaux de 13, 2.43 et 6.66 MeV dont les spins sont 1, ~ et ~ (les formalismes sont tr~s


proches). Etant donnd que ~Be et 9B sont des noyaux miroirs, il est possible & I'aide de ces modules de rendre compte par une bande de rotation K = ~ des trois premiers niveaux de 98 que nous observons, les autres niveaux correspondant & des bandes sup6rieures. Kurath, & l'aide du module du g6ndrateur 56) a pu dgalement calculer les facteurs spectroscopiques de la rdaction dtudi6e ici, mais aucun de ces trois modules collectifs ne permet d'obtenir un bon accord avec les intensitds expdrimentales.

'0 B ( p , d ) B 9

Ep = 154,8 MeV

I

0 " ~ ¢ 7, t

0,11.

~ If,5

I . 14,9

o.,

,i L

0 rO 2~3 30

8 (CM/

Fig. 16. Distributions angulaires de la r6action X0B(p, d)~B(c.m.).

Nous pr6sentons dans le tableau 3 la comparaison avec les facteurs spectroscopiques de Cohen et Kurath 52); ces calculs th6oriques permettent d'attribuer des spins et paritds ":1 plusieurs niveaux. Ces attributions sont en accord avec celles ddduites d 'un module rotationnel. Si l 'on admet ces r6sultats, le niveau de 7.1 MeV que nous observons serait un niveau unique de largeur impmtante. Ce niveau, ainsi que celui & 14.9 MeV, n 'ont pas 6t6 observ6s dans la rdaction a°B(3He, ~)9B [r6f. 35)].

Le niveau de 14.9 MeV est prdvu par les deux modules utilis6s, avec un isospin T = ½ et un moment angulaire total J = ~.

STRUCTURE DES NOYAUX LEGERS 79

3.8. LA RI~ACTION l~B(p, d)l°B

Sur le spectre en 6nergie de l°B (fig. 17) [r6fs. 5,, t9)], nous distinguons les cinq premiers niveaux bien connus de 10 B que nous avons pu s6parer par programme sur ordinateur. Ensuite apparaissent cinq groupes de pics dent chacun peut A priori correspondre ~. plusieurs niveaux puisque ceux-ci sent tr~s serr6s dans cette r~gion.

Les distributions angulaires sent caract~ristiques (fig. 18) du pick-up de neutrons Ip; les distributions des niveaux les plus 6nerg~tiques sent 16g~rement diff6rentes. Les niveaux de I 1.4 et 14.1 MeV n'ont 6t6 que rarement signal,s; nous pouvons ici con- firmer leur existence et ]eur parit6. Notons la largeur intrins~que importante (1. l + 0.2 MeV) du niveau de I 1.4 MeV. Ce pic pourrait ne pas ~tre simple, mais sa largeur est proche de celle du niveau de 10.2 MeV de ~°C, observ~ dans la r6action 12C(p, t ) t °C [r6f. 57)], qui pourrait ~tre so]] analogue T = I.

I I II ' l l l l l l l l f i I I1 [ I ii B (Ptd) lOB OldcV dE

elab = I0,5 ° 5,; 1 7500

14,i I~lV (9 , r ~6 2 5 0 0

' ' ~ 'MeV J Jo 5 o E( )

Fig. 17. Spectre d'excitation de l°B, dans la r~action liB(p, d)t°B ~, 10.5°(lab).

Les niveaux connus de 1 °B A 5. ! 8 et 7.56 MeV, de nombres quantiques J= T = 1 + 0 et 0 ÷ 1, sent d6crits par True et Warburton 58) par une importante contribution de la configuration (p)4(2s) 2. I1 est donc probable qu 'on ne puisse pas les faire apparaltre dans notre exp6rience.

Nous avons tent6 de d6crire certains niveaux de I°B par un mod~le rotationnel. Ainsi J°B serait consid6r6 comme un noyau impair-impair dent les deux premibres bandes seraient K = f2p+ f2, avec f2p = t2, = ½. Le moment d'inertie h2/2... ¢ = 0.75 MeV est d6termin6 en particulier par le niveau de 6.03 MeV (J~ = 4 +) excit6 par diffusion in61astique. On peut de cette faqon rendre compte de plusieurs niveaux, mais les facteurs spectroscopiques extraits simplement h partir de ce mod~le rotationnel sent en d6saccord avec ceux extraits de rexp6rience, ce qui n'est sans doute pas 6ton- nant pour des noyaux aussi 16gers.

D'apr~s le tableau 3, on peut proposer pour le niveau de 11.4 MeV les nombres

8 0 D . B A C H E L I E R et al.

quantiques J ~ T = 2 + 1, bien que l'accord soit mediocre en ce qui concerne les facteurs spectroscopiques. Ceci est coherent avec les resultats de Edge et Peterson 59) obtenus dans la diffusion inelastique d'61ectrons ~ 180 '~.

.,..~,v "B (P,d)'°MBev '

o.,

0,1

1 L i

0 I0 20 30

0 t'cpa )

Fig. 18. Distributions angulaircs de la reaction ~B(p, d)~°B(c.m.).

3.9. LA REACT1ON lzC(p, d)l~C

L'etat fondamental ~- de 11C est le plus intense dans le spectre d'excitation (fig. 19), ce qui montre que le modble en couche avec couplage j /const i tue une premiere approximation pour decrire le fondamental de 12C. On voit cependant immediatement que le couplage :.7 est trop strict, car la reaction donne lieu 6galement '~ l'excitation des niveaux b, 2.00 MeV (-~-) et 4.81 MeV (½-) [refs. 10,46,18,60)]. D'apr~s ies spins

et parites et les distributions angulaires (fig. 21), ces deux niveaux et le fondamental sont formes par pick-up d'un neutron l p. Les facteurs spectroscopiques de ces transitions sont en tres bon accord avec les calculs de Cohen et Kurath s2) (tableau 3). En plus de ces trois 6tats, nous observons 6galement dans le spectre le niveau de 4.3 MeV (~+) (que l'on peut separer du 4.8 MeV), et des pics h 6.7 MeV, 8.0 MeV et vers 11 MeV, Le 16ger d6placement vers les energies plus faibles de la position du pic de


O _ _ N N . . . . . . . .

dE I I f l ] l l l l I r I

zo0oo eC ( p , d ) HC

81ob - 17, 5 °

'*B ,t,3 z,o

t5 I0 5 0 - 5 E ( M e V )

F ig . 19. Spectre d ' e x c i t a t i o n de HC, dans la r6ac t ion z~C(p, d ) H C ~ 17.5°( lab) .

r T . . . . . . . , . . . . . . . . . . . . . . . . . . x . . . . .

• " J -.

. (~lab - 8 °

"~ ~" ? , 8 2 3 i ~. i i ~ " f l ~3 : c

I - - - - ; 1-1 .~o

02 )

i I 1_ . . . . . . I . i . . . . 1

35 30 25 20 f5 tO 5 0 - 5 E(MeV)

F ig . 20. Spectre d ' e x c i t a t i o n de l t C dans la r6ac t ion ~=C(p, d ) t ' C ~. 8 ° ( l ab ) o b t e n u avec des mesures "~ me i l l eu r¢ s ta t is t ique et avec une r6 'so lut ion en ~nergie v o l o n t a i r e m e n t m o i n s bonne qu¢ cellos du

spectre de la figure pr6c6dcnte. On peut voir ici les niveaux (ou groupes de niveaux) d'6nergie d'excitation 6levee de t~C; vers 18-23 MeV apparait au-dessus d 'un large spectre continu une petite bosse de faible intensit~ que I'on peut attribuer au pick-up ls. On notera le changcment d'6chelle d 'un

facteur 10 au milieu du spectre.

8 2 D . B A C H E L I E R e t al.

6.7 MeV quand 0 d croit sugg&e qu'il s'agit & la lois du niveau de 6.90 MeV(- ) et de celui & 6.48 MeV (} - ) dcnt Vexcitation semble pr6pond&ante & grand angle.

Les distributions angulaires des pics de 4.3 MeV (~- ) et de 6.7 MeV d&roissent beaucoup plus lentement avec l'angle que celles du pick-up l p (fig. 22). La formation de ces niveaux peut ~tre expliqu& de deux mani&es:

i i i

I0 ~ )2C (p,d)) l C

7" ..d E "'"'~ .....

I- t - - . • ..... b C

M e v

N O. I ~ . T

...... " , i

g"..., b 0.01 I I I "[ " ' ~ *'

io 20 30 E)CM

Fig. 21. Distributions angulaires des trois etats principaux de HC dans la reaction 12C(p,d)~lC(c.m.).

a) soit par un pick-up de neutrons 1 = 3 qui impliquerait la contribution d'une configuration If & l'etat fondamental de 12C; il semblerait cependant que le niveau -}- devrait &re alors beaucoup plus excite que le niveau {- [rdfs. 7,61)], ce qui n'est pas le cas;

b) ces niveaux pourraient &re 6galement form& par un mecanisme en deux 6tapes: excitation de 12C de l'6tat fondamental au premier niveau 2 + suivi d 'un pick-up 1 = 1 [ref. 62)], ou bien pick-up l = 1, suivi d'une excitation du noyau residuel dans la voie de sortie.

Kurath 0 ~ ) a sugger6 que ces deux effets pourraient jouer ensemble d'une fa~;on co- herente. Sans doute faut-il faire appel ~ des explications analogues pour le niveau 8.0 MeV qui apparait surtout & grand angle (fig. 22). Le groupe de niveaux vers 11 MeV, quant & lui, apparait essentiellement h petit angle et semble encore &re obtenu par pick-up I p, de m~3me peut-~tre que le niveau de faible intensit6 (4 '5. 6 ~/, du fondamental & 8 :) '~ 15 MeV difficile "5. voir ";I grand angle.

A I'exception de °Li et peut-&re de 9Be, nous n'avions pu observer de pick-up ls


dans aucun des noyaux lp que nous avions ~tudi~s ~ 156 MeV, alors clue la formation d'~tats-trous dans la touche l s apparait fortement dans la r~action (p, 2p) [r~L~3)].

I ' o.~ ~ ~ fZC ( p,d )JIC

- tt t - - F 4.3 M,,,

~E o.f t

O. I 8,0 MeV

0.05 I I i ! • i I

J i I

' I [

0 3 [

1 I I

0 I0 20 50 40

e d (c.M)

Fig. 22. Distributions angulaircs du niveau de 4.3 McV et des groupcs d'~nergic d'excilation (flev(~c dans la r~action 1-~C(p, d)xIC(c.m.). Sur cettc figure seulc la distribution du groupe de ] l McV a une

Forme proche dc celle d'un simple pick-up lp.

Nous avons cherch~ particulibrement, par des mesures longues, ce{ 6tat-trou Is clans le cas du carbone, off il est attendu, plut6t ~ petit angle, vers 20 MeV d'excitation avec une largeur importante.


Au-dessus du spectre continu correspondant b, l 'ensemble des r6actions (p, dx), dont le maximum tr~s large est voisin de 20 MeV d'~nergie d'excitation ~ petit angle [r6f. 63)], nous observons effectivement (fig. 20) un ou deux "pics" largos, peu intenses, vers 18-23 MeV; ils forment en fait une seule bosse de largeur totale ~ mi-hauteur de 7 MeV environ pouvant correspondre ~ventuellement fi plusieurs groupes. La pre- sence du spectre continu dont ces "pics" ne sont pas ais6s ~t s~parer, rend difficile une estimation pr6cise de leur intensit6: ~ 0 d = 8 ~, l 'intensit6 de la bosse vers 18-23 MeV se situe autour de 2 ~ 4 ~, de l'intensit6 du fondamental de 11C. A 2 °ces pics parais-

sent un peu plus importants. Nous pensons que cette bosse provient du pick-up de neutrons l s. Los conclusions que l 'on peut tirer de cos mesures seront discut6es dans le dernier chapitre.

3.10. LA RI~ACTION 14N(p, d)lSN

Nous avons d6j~. pr6sent6 les principaux r~sultats concernant cette rdaction dans l'article I e t la r6f. 19). !1 est int6ressant de constater que los trois premiers ~tats que nous observons pr6sentent la sdquence J = ~,, ~, ~. Ceci correspondrait ',i une bande de rotation K = ½. Cette bande proviendrait de la capture d 'un neutron ~2 = ½ de l 'orbite 4 du diagramme de Nilsson. A partir de l'6nergie de cos trois niveaux, on pout calculer un coefficient de d6couplage a = +0 .19 et un moment d'inertie .~¢ correspondant ~. fi2/2,f = 0.98 MeV. On en d~duit la ddformation de 13N: r/ = - 3 . 5 en utili- sant les tables des fonctions de Nilsson. Ces r~sultats num~riques sont parfaitement concordants avec ceux de Clegg 64). Les autres niveaux s'expliqueraient alors par la

capture d 'un neutron d 'une orbite interne. Mais ici encore les facteurs spectroscopiques calcul6s fi partir d 'un tel module rotationnel sont en d6saccord avec ceux extraits de l'exp~rience, alors que l 'accord avec les facteurs de Cohen et Kurath 52) est fort bon.

3.11. LA REACTION 19F(p, d)lSF

Los rdsultats obtenus pour le fluor ont 6t6 ddcrits et discut6s dans l'article I e t la ref. 65).

3.12. LA RI~ACTION 28Si(p, d)2~Si

Nous avons d6termind les spectres de deutons de cette r6action ~ 6.5 ~ et 17.5 ~ [rdf. 2o)]. Comme le schema de niveaux de 27Si - de m~me que celui du noyau miroir

mieux connu 2VAI - est tr~s complexe, on ne peut, en principe, esp6rer s6parer que los premiers dtats excites. Cependant, comme le montre la fig. 23, la r~action (p, d)/~ 156 MeV conduit /l un spectre en 6nergie assez simple qui ressemble beaucoup ~ celui de

1C. L'6tat fondamental (~r +) est nettement pr6ponddrant, et c'est le soul 6tat en effet que Fon devrait exciter selon un module jj sans m6lange de configurations*. On a cal- cul6 6~) que los noyaux au voisinage de A = 28 devaient subir de fortes d6formations et s'61oigner sensiblement ainsi des pr6visions du module en couches j/. Notre r6sultat

La sous-couche d 1. parait ainsi jouer le m~me r61e pour °-sSi que la sous-couche p~ pour ~C.

STRUCTURE DES NOYAUX LEGER$ 8~

montre, en tout cas, par la forte intensit~ de la transition entre les deux ~tats fonda- mentaux de 2aSi et 27Si, que ceux-ci ont une tr~s grande parent6, quelles que soient les configurations en cause. Notons que la section efficace diff~rentielle pour le fondamental ~+ n'est pas tr~s diff6rente de la section efficace de pick-up de neutrons d~ dans +°Ca. On peut aussi remarquer que, si la plupart des niveaux de 27Si s'expli- quaient par le couplage d'un trou avec un ceeur 28Si excit6 67), ils ne pourraient pas ~tre atteints par le pick-up h 155 MeV qui en principe ne devrait que rarement donner lieu ~ une excitation du cceur. L'excitation des niveaux autres que le fondamental

. . . . . . . . . . . r - ] dN a~-g- I I I h l l l i l l ! ~1 I '

2B 2? 20000 /1 Ol0bl 6,5 ° ]

rSO0O I I ? 0 l 8 f

+ooo ,, !

15 ; 0 5 0 - 5 E (MeV) Fig. 23. Spectre d'excitation de ~TSi, dans la rc~action ~aSi(p, d)~TSi 5. 6.5°(lab).

peut ~tre attribu6e ~ l'existence d'un melange de configurations dans 2asi. On observe, en effet, un pic ~ 0.83 MeV qui peut correspondre aux deux 6tats ~ 0.782 MeV (½+) et 0.958 MeV (3 +) et t6moigne vraisemblablement de l'existence de configurations 2s+ et ld+ dans l'~tat fondamental de 2aSi [r6f. 6a)]. II en est de m~me pour les niveaux un peu plus intenses ~ 2.75 et 4.13 MeV; on connait en effet des niveaux ~ 2.65 MeV (~+) et 2.87 MeV (3+), et leur pr6sence montrerait que les configurations de trous ld+ et ld~ dans le fondamental de 2sSi se r6partissent entre plusieurs niveaux

TABLEAU 2

2aSi(p, d)27Si: sections efficaces diff~rentielles (centre de masse) en mb/sr

E (MeV) 0¢.m. = 6 .9~ 0c.m. = 18.5 °

0.0 4.25±0.30 0.60 "":0.05 0.85--'0.1 0.73±0.31 0.21 +0.08 2.75-t-0.1 0.95±0.13 0.19 ±0 .04 4.1 ±0.1 1.24±0.25 0.19 ±0.05 5.2 ±0 .2 0 .56±0.20 0.075±0.027 6.4 ±0 .2 0.21 ~0 .09 0.075±0.030

86 D. BACHELIER et' 01.

d e 275i . D'autres niveaux ou groupes de niveaux semblent apparaltre sur nos spectres vers 8 MeV et de l0 ~. 13 MeV d'6nergie d'e×citation de 27Si (fig. 23). Les sections efficaces mesur~es sont donn~es dans le tableau 2. La r~action 28Si(p, d)27Si vient 6galement d'etre 6tudi~ ~ Uppsala 69), et la distribution angulaire des deutons correspondant au fondamental de 27Si a ~t~ aussi d6termin+e par Willis et al. To).

o ~ ~o ,5 20/

i , T ~ , F2 " , I: F? j(.t .-1/2) 3

I + I

'*o{,,a) % I [ o

F n i I ~IN(p 'd ' " N Q II ~L] . ,."II 0

k I I )+ + "~'°'""°' ~ ~ h h o,5

. __ 0

0,5 '°~'~'°"~ iB h th h o

I , h 1 0,5 ""'.',°"+' ,~ I + . . h ., o

r Li (p,d) eLi I I"I a II I 0

e L i ( p ' d } S L i - , r -~ - - ; - - : , , , , I ' ' , , I , ' i , , ' L , , , ' 0

0 5 I0 15 2 0 E (MeV)

Boyorkino et experience : Korolh: h Ripko, Rotter

Fig. 24. Tab icau dcs facteurs spectroscopiqucs rclatifs cxp6r imentaux ct tht3oriques calcul6s avec diff6rentes fonct ions d 'onde pour le pick-up de neut rons lp+ En abscisse 6ncrgie d 'excitat ion du noyau residuel cor rcspondant aux F ~- exper imentaux. Dcs fl~ches indiquent la posit ion des niveaux observes qui ne son t pas atteints par un s imple pick-up Ip (no t ammen t ccux obterms par pick-up Is).

Les accolades indiquent des groupes dc niveaux non r6solus.

STRUCTURE DES NOYAUX LEGER$ 87

4. Discussion g~n~rale et conclusions

4.1. FACTEURS SPECTROSCOPIQUES DES N O Y A U X DE LA C O U C H E lp

Le parall6lisme de la majeure partie des distributions angulaires exp6rimentales et les r6sultats pour l'oxyg~ne et le calcium nous ont conduits 2̀ penser qu'il 6tait possible, '2 156 MeV, d'extraire valablement les facteurs spectroscopiques relatifs pour un m6me I, par la trbs simple m6thode des ondes planes sans rayon de coupure (article I, r6f. 14)). Les 16sultats obtenus en ondes distordues sont analys¢s par Towner dans l'article suivant 8).

La tig. 24 pr6sente sous forme graphique rensemble des facteurs spectroscopiques F 2 exp6rimcntaux extraits en ondes planes pour les noyaux de la couche lp que r~ous venons de discuter. Les facteurs F 2 que nous utilisons ici comprcnnent le coefficient d'isospin (leur d6finition ainsi que celle des termes utilis6s ci-dessous sont celles don- n6es dans l'article 1). A c6t6 des valeurs exp6rimentales figurent les facteurs spectroscopiques calcul6s, 2̀ l'aide des fonctions d 'onde de Cohen et Kurath 12,52) pour les noyaux cible de 6Li 2̀ I'*N, des fonctions d 'onde de Boyarkina et Balashov et al. 11.53) de 7Li h 12C, des fonctions d 'onde de Ripka et Giraud 71) pour 14N, et du module

j - j pour ~6Ot. La comparaison entre 6nergies exp6rimentales et calcul&s a 6t6 di~,cut6e dans les paragraphes pr6c6dents; elle n 'apparait pas sur la figure, mais elle est donn6e dans le tableau 3; elle permet d'identifier la plupart des niveaux observes et de proposer une attribution de hombres quantiques J~, T lorsque ces caract6ristiques ne sont pas encore connues par ailleurs.

En ce qui concerne les facteurs spectroscopiques F 2, o n voit imm6diatement qu'il y a, en g6n6ral, pour ces noyaux un trCs bon accord entre exp6rience et th6orie 72) (les valeurs num6riques sont indiqu6es dans le tal:leau 3). L'accord est bon avec les F 2 calcul6s par Balashov, Boyarkina et Rotter 53), surtout pour les 6tats fondamen- taux et les premiers niveaux. II cst particuli~rement bon avec les !:.2 de Cohen et Kurath 52): tous les 6tats pour lesquels ces auteurs pr6voient des facteurs spectroscopiques appr6ciables sont effectivement observ6s. L'accord entre exp6rience et th6orie pour 30 6tats sur 36 6tats (ou groupes d'6tats non r6solus) identifids est "2 mieux de 30 '~'/o et m6me pour 24 d'entre eux, 2̀ mieux de 20 .~/o. Pour quelques niveaux (indiqu6s par des fl~ches sur la figure) les distributions angulaires et les valeurs de J~ excluent le pick-up simple d'un neutron Ip: cbacun de ces cas a 6t6 discut6 plus haut et nous reviendrons plus loin sur le pick-up dans la couche interne ls. I1 apparait 6galement, 2̀ 6nergie d'cxcitation 61evde, un petit nombre de niveaux faiblement excit6s dont la

distribution angulaire est probablement de forme l p, mais que nous n'avons pas pu encore identifier 2̀ des niveaux pr6vus th6oriquement.

Dans l'article suivant s), Towner applique la m6thode de la DWBA 2̀ l'analyse de nos exp6riences de pick-up 2̀ 156 MeV et compare les r6sultats ainsi obtenus 2̀ ceux d6crits ici. II est remarquable de constater que les facteurs spectroscopiques extraits

* Nous tenons h remcrcier M. D. Kurath, ainsi que MM. G. Ripka et B. Giraud de nous avoir communiqu¢ leurs facteurs spectroscopiqucs et fonctions d 'ondc avant publication.

8 8 D . B A C H E L I E R et al.

~ . g ~ ~;-d - ~ 0 - ~ ~ ~ ~ ' ~ -

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1"4 ("4 (",1 ~"~ ("4

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~ ~ o = , - , - +.÷- . ~ . ÷ . ~ - + - ÷ . ÷ - ÷ - ÷ . ÷ - ~ - + . ÷- , - , - , - , -

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STRUCTURE DES NOYAUX L~GERS 8 9

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90 D. BACHELIER e l f d .

par ces deux m~thodes sont tr~s voisins, la m6thode simple des ondes planes donnant m~me souvent des r6sultats plus proches des F 2 th6oriques. Ce fait dolt sans doute 6tre rattach6 5. ce que, 5. 156 MeV, l'6cart en 6nergie entre diff6rents niveaux excit6s par pick-up dans un m~me noyau est petit aussi bien devant l'6nergie des protons en- trants que celle des deutons sortants. Ceci se traduit d6jS. par la constatation fort simple que les rapports des fi-2 exp6rimentaux entre eux (F 2 relatifs) 5. 156 MeV ne

sont pas tr~:s 61oign6s des rapports des sections efficaces diff6rentielles mesur6es. Rappelons aussi qu'5. grande 6nergie, les r6sultats obtenus ne paraissent pas d6pendre beaucoup du choix de la fonction d 'onde individuelle du neutron 7). Il semble que la d6pendance du terme (K/k)JBtj (0)J 2 en fonction de la chaleur de r6action Q (c'est-5.-

dire de 1'6nergie des niveaux) 5. un angle donn6, soit assez petite, ou encore assez bien repr6sent6e par l 'approximation en ondes planes sans rayon de coupure, pour per- mettre 5. 156 MeV une extraction correcte des facteurs spectroscopiques relatifs pour le pick-up de neutrons de m6me le t cela m6me si l 'on ne peut pas bien reproduire ainsi les distributions angulaires par la variation en 0 de (K/k)JBtj I 2 calcule en ondes planes. Cela revient "3. dire qu 'un calcul exact donncrai t une variation en Q du terme (K/k)]BIj] 2 pas tr~s diff6rente de celle du calcul en PWBA. Cctte propri/:t~ de ia r6action de transfert d 'un nucl6on 5. grande 6nergie se retrouve peut-6tre pour le pick-up dans une m6me couche majeure (couche sd avec l = 0 et I = 2), mais dans ce cas, certainement d 'une mani~re plus approximative *

La r6action (p, d) vient ~galement d'6tre 6tudi6e 5. 33.6 MeV sur plusieurs noyaux de la couche lp par une 6quipe de l 'Universit6 de l'6tat du Michigan 38,45,73) e t il

est tr~s int6ressant de comparer des r6sultats obtenus h des 6nergies incidentes aussi diff6rentes. A 33.6 MeV, les facteurs spectroscopiques sont extraits par la DWBA. Dans les trois quarts des cas environ, les F 2 relatifs obtenus 5. 33.6 MeV, 5. 156 MeV et ceux calcul6s par Cohen et Kurath sont tous les trois en bon accord (6carts inf6.- rieurs 5. "~"/~ 11 n'y a pas de cas o3 un F 2 extrait ainsi 5. basse 6nergie soit simultand- ~'- ' / o ] "

ment en accord avec le F 2 th~orique et en ddsaccord avec le F 2 correspondant obtenu 5. 156 MeV. La comparaison que l 'on peut faire 6galement, pour certains des noyaux ~tudi~s ici, soit avec des r~sultats obtenus r6cemment par la r~action (p, d) A d 'autres 6nergies 69,74), soit avec des experiences portant sur d 'autres typcs de r6actions de pick-up 5. un nucleon 7 5 - ~ ) n'est pas en contradiction avec ce qui vient d'etre dit.

De l 'ensemble de ces comparaisons, il nous semble possible de tirer les conclusions suivantes:

a) La plupart des niveaux observ~:s sont effectivement atteints par un simple pick- up de neutron,

b) Le fait que les facteurs spectroscopiques relatifs soient 5. peu pr/:s les m~mes (5. 20 % ou 30 ~o prbs) pour des 6nergies incidentes aussi diff6rentes, et avec des m6- thodes d 'extraction aussi dissemblables, et l 'accord obtenu avec les pr6visions th6o- riques, montrent que les facteurs spectroscopiques relatifs tels qu'ils sont extraits de

t Voi r auss i ' ace sujet la d i scuss ion dans l ' a r t i c le 1.

STRUCTURE DES NOYAUX LISGERS 91

l 'exp&ience repr&entent une v&itable information de structure nucl~aire, ind~pen- dante du m~canisme de r~action.

c) A grande 6nergie, sans doute par suite de la faible d~pendance en Q du terme contenant la variation angulaire de la r~action, l 'approximation de Born en ondes planes sans rayon de coupure permet d'extraire les facteurs spectroscopiques relatifs, pour un I transf&6 donn6, avec une erreur qui semble &re inf6rieure ~ 20 ~ environ.

d) A grande 6nergie, les valeurs des facteurs spectroscopiques relatifs, extraites d'une part par la PWBA et d 'autre part par la DWBA, tendent les unes vers les autres. Rappelons que la PWBA n'est pas en mesure de rendre compte des distributions angulaires; seules des m6thodes plus ~labor&s, comme la DWBA, peuvent d6crire ces distributions et conduire ~t une extraction des valeurs absolues des facteurs spectroscopiques, en particulier pour des l diff&ents.

e) Les fonctions d 'onde de Cohen et Kurath 12.s2), et un peu moins bien les fonctions d 'onde de Boyarkina et de Balashov et al. 11,53), donnent pour ce type de r6ac- tion une bonne description des noyaux de la couche lp. I1 est remarquable qu'une description limit& ~ des configurations lp peimette d 'obtenir d6j~. un aussi bon accord avec l'exp&ience; il convient cependant de rappeler que les int6grales de recouvrement en cause comportent toujours les fonctions d 'onde de l'6tat fondamental du noyau cible ~tudi6; les fonctions d 'onde de Cohen et Kurath calcul6es fi partir de forces ph6nom6nologiques semblent ainsi particuli&ement bien adapt6es fi des r6ac- tions cr6ant des 6tats tro,.~ darts les configurations initiales. Nous avons ainsi une nouvelle illustration frappante des remarques de Brink et Peierls vs) sur l 'int&& de l'utilisation d'interactions ph6nom6nologiques.

4.2. COMPARAISON AVEC LA RI~ACTION (p, 2p)

La r6action (p, d) et la r6action de diffusion quasi-~lastique (p, 2p) ~ grande 6nergie pr6sentent un certain hombre d'analogies: en approximation d'ondes planes, elles comportent toutes les deux, en dehors de l'int6grale de recouvrement des noyaux con- cern6s, un terme N(q) repr&entant la distribution des quantit6s de mouvement dans le noyau cible du nucl6on arrach6 13'v9).

Les deux r6actions sont en fait compl6mentaires: la rfiaction (p, d) permet d'6tudier des 6tats trous en neutrons, et la r6action (p, 2p) des 6tats trous en protons. La composition des quantit& de mouvement montre qu'~ grande 6nergie, on favorisera en (p,d) le pick-up de neutrons de / relativement grand (valeurs ~lev6es de q), et en(p,2p) l'6jection de protons de 1 petit (faibles valeurs de q). En particulier en (p, 2p), le knock-out de protons 1 = 0 pr6sente une corr61ation angulaire tout ~ fait caract6- ristique (maximum pour q = 0).

Par ailleurs, la r&olution en 6nergie exp&imentale que l'on peut obtenir est nettement meilleure dans la r6action (p, d) que dans la r6action (p, 2p). De ce fair, on peut en g6n6ral, darts le pick-up fi 156 MeV s6parer les diff&ents 6tats finaux obtenus dans les noyaux l~gers, et la r6action (p, d) sera ainsi particuli6rement adapt& fi l'6tude de


la couche externe. Notons b. ce sujet que, lorsque l 'on prend pour chaque noyau le centre de gravit6 des diff6rents pics observ6s en (p, d), on retrouve pr6cis6ment l '6ner- gie de s6paration moyenne des nucl6ons de la couche externe telle qu'elle est obtenue en (p, 2p) [r6fs. 13,8o)] (du moins pour les noyaux N = Z; pour les autres noyaux,

il faut consid6rer les centres de gravit6 des niveaux de m~me isospin). Les r6sultats du pick-up mont ren t que les 6tats trous sont en g6n6ral nombreux et r6partis sur un large domaine d'6nergie.

La r~action (p, 2p) par contre parait plus favorable pour l '6tude des couches plus profondes: celles-ci apparaissent exp6rimentalement bien mieux en diffusion quasi-61astique qu 'en pick-up h m~me 6nergie incidente. D 'une part , lorsque le moment orbital 1 de la couche interne est plus petit que celui de la couche externe, la couche profonde donnera une contr ibut ion plus impor tan te de q petits et la r6action (p, 2p) sera donc favoris6e t. D 'au t re part, I 'absorpt ion, sous une forme ou une autre, doit jouer un r61e substantiel: si nous comparons l 'absorpt ion, calcul6e de la mani~re habituelle, des deux protons 6mis dans le (p, 2p) avec une 6nergie approximat ivement 6gale h ½E et corr616s h environ 90 °, avec celle d 'un seul deuton 6mis/~ petit angle avec une 6nergie 6gale/t peu pros/ t E, (ce qui repr6sente un pro ton et un neutron d 'environ ½E chacun), il semblerait b. premi6re vue que ies situations ne soient pas tellement diff6rentes; mais le deuton doit sortir du noyau sous forme d 'un deuton, puisque c'est bien la r6action (p, d) et non pas la r6action (p, pn) que l 'on 6tudie et ceci introduit sans doute une absorpt ion suppl6mentaire. Un tel effet pourrai t ~tre particuli6rement sensible pour les couches internes. Nous revenons ci-dessous sur ce probl~me.

4.3. PICK-UP DANS LES COUCHES INTERNES

L 'a r rachement de nucl6ons d 'une couche interne - et en particulier de la couche 1 s pour les noyaux lp - semble appara l t re facilement (c'est-h-dire avec une intensit6 notable), c o m m e nous venons de le rappeler, dans la r6action de diffusion quasi- 61astique, alors que pendant longtemps nous avons cherch6 en vain b. l 'observer dans la r6action de pick-up ~ 156 MeV.

Dans les noyaux lp que nous avons 6tudi6s en (p, d), le pick-up de neutrons is n ' appara i t net tement que dans 6Li (excitation du niveau de 16.65 MeV, ½+ de 5Li); le pick-up 1 s - compar6 au I p - devrait ~tre relat ivement plus impor tan t / t petit q (par suite de la forme de N(q) t~) et on l 'observe effectivement surtout b. petit angle. Dans les autres noyaux l p, il appara i t beaucoup plus difficilement: peut-&re observ6 dans 9Be et 7Li, nous l 'avons particuli~rement recherch6 dans 12C(p, d ) " C . Avec des mesures longues h tr~s bonne statistique (voir fig. 20), nous avons enfin pu mettre en 6vidence ce pick-up ls (avec un da/df2 ;a petit angle de seulement 2 ~o environ par rappor t h (da/df2),p) dans la r6gion de 20 MeV d'excitat ion de ' 'C , o/l il 6tait a t tendu d 'apr~s les mesures de (p, 2p). Dans tous ces cas, il appara i t au-dessus d 'un spectre

t Notons cependant qu'en (p, d) les Q diff/~rent cn moyenne de l'ordre de 15 h 20 MeV pour les pick-up lp ct Is: cet effet compense un peu la petitesse du rapport N(q)lJN(q)lp pour les valeurs 61ev6es de q.


continu de deutons des r6actions (p, dx), beaucoup plus important que les continus correspondants observ6s en (p, 2p). Dans les autres noyaux, nous n'observons h grande 6nergie d'excitation que les spectres continus (r6actions p, dx . . . . ) dont la forme varie r6guli~rement d'un angle ~. l'autre. Il semble aussi relativement difficile de mettre en 6vidence le pick-up i p dans les noyaux 2sld: nous l'avons sans doute observ6 dans t9F (voir article I), mais ce n'est pas jusqu'ici la seule interpr6taticn possible des pics mesur6s h grande 6nergie d'excitation de lSF.

Ii est particuli~rement int6ressant de suivre ce pick-up dans la couche interne d'un noyau h l'autre, et notamment de comparer le pick-up Is dans 6Li et dans '*He off il apparalt h l'6tat "pur" 15). Or, bien que le nombre de neutrons ls soit le mCme, on observe que la section efficace diff6rentielle h petit angle chute d'un facteur 10 environ lorsque l'on passe de *He h 6Li (6tat ~+ de 5Li), donc avec l'adjonction de deux nu- cl60ns lp seulement. Certes, il peut exister un 6tat ½+ dans 5Li, mais sa contribution doit ~tre relativement petite. D'autre part, l'effet de distorsion sur la distribution angulaire de 6Li(p, d)SLi - compar~e h *He(p, d)3He - est frappant: da/d~ d6croit en 20 ~ d'un facteur 200 environ pour 6Ii et d'un facteur 7 seulement pour 4He (voir la fig. 10 de cet article et la fig. 1 de la r6f.15)); le premier minimum (ou inflexion) des deux distributions angulaires apparait cependant au mCme angle de 24 ° environ.

L'effet est donc particuli~rement brutal lorsque commence la couche lp, et l'in- tensit6 du pick-up ls paralt d6croitre ensuite beaucoup plus lentement lorsque l'on va de 6Li b. t2C (la quantit6 de mouvement transf6r¢e diminue cependant quelque peu de 6Li h 12C).

Les facteurs de "normalisation" c~(0) qui apparaissent dans notre extraction des facteurs spectroscopiques relatifs pour le pick-up I p peuvent 6tre interpr6t6s comme des facteurs de distorsion par rapport au calcul en ondes planes: le fait remarquable est que c~(0) ne varie pas beaucoup en fonction de A, :~ un angle 0 donn6, sauf peut- 6tre aux grands angles, de 7Li h 160; l'adjonction de nucl6ons lp suppl6mentaires ne parMt donc pas augmenter substantiellement h 156 MeV l'absorption du pick-up Ip. Par contre, un effet analogue h celui du pick-up Is, mais moins important, semble apparaitre pour le pick-up lp au d6but de la couche sd, lorsque l'on passe de 160 h 19F; la diminution de (da/dg2)~ o "fi petit angle est alors d'un facteur 2 au moins, car nous ne pouvons donner qu'une limite sup6rieure pour (da/df2)t p dans 19F(p, d)lSF (voir article I).

D'ofi provient cette diminution brusque et importante de la section efficace de pick-up dans une couche lorsque commence la couche suivante? On peut se demander tout d'abord si le pick-up dans la couche interne ne conduit pas h l'excitation d'un grand nombre de niveaux (6tats-trous internes) tr6s larges et r6partis sur un grand intervalle d'6nergie d'excitation du noyau final. Dans ces conditions, la plupart de ces niveaux pourrait 6chapper 6ventuellement h l'observation. Mais les exp6riences sur les r6actions (p, 2p) [r6fs. 13,80)] donnent, par exemple pour les noyaux lp, des pics ls (consid6r~s comme r6sultant de l'6jection de protons appartenant h la couche Is) qui, bien que poss6dant une largeur notable, tr~s sup~rieure h la largeur instru-


mentale, semblent n6anmoins bien localis6s autour d'une 6nergie donn~e pour chaque noyau.

Le m6canisme classique d'absorption et de distorsion ne semble pas non plus devoir rendre compte enti~rement d'une variation aussi discontinue du pick-up Is (plus gdn6- ralement du pick-up dans une couche interne) en fonction de A. Un fait frappant dans les r6actions (p, d) est l ' importance des spectres continus ~ grande 6nergie d'excitation; peut-6tre une partie de rintensit6 l s (" Is strength") passe-t-elle dans ces spectres continus? Nous aurions alors un autre type de m6canisme d'absorption qui serait fonction de l'impulsion transf6r6e q: l 'arrachement par pick-up d'un neutron de grande quantit6 de mouvement d'une couche interne pourrait conduire h une fragmentation imm6diate du noyau r6siduel (sans passer par un 6tat d6fini) alimentant ainsi les r6actions (p, dp), (p, dn), (p, dx) . . . . et donnant lieu h des spectres continus ~ plusieurs corps dans l'6tat final. Inglis nous a en particulier sugg6r6 8~) que dans le cas de la r6action 6Li(p, d)SLi, le pick-up ls "~ notre 6nergie donnerait un 6tat final tellement instable que l'on assisterait aussit6t ~ la cassure en d + 3He du groupement de cinq nucl6ons restants.

Quelques uns des r6sultats exp6rimentaux analys6s dans cet article ont 6t6 obtenus en collaboration avec Mine J. G6nin, M. J. Haag, M. N. K. Ganguly, M. J. K. Lee et Mile M. Roy; nous tenons ~ les remercier ici pour tout leur apport ~ ce travail.

Nous avons b6n6fici6 d'int6ressantes et enrichissantes discussions avec Mme P. Benoist, M. J. Yoccoz, M. Th. A. J. Maris, M. A. K. Kerman, Mile D. Jackson et M. I. S. Towner. M. G. Bouissi6res et M. M. Chemla nous ont apport6 leur aide pour les analyses chimiques et isotopiques des cibles. Nous d6sirons remercier tous nos coll~gues et les services techniques du Laboratoire qui nous ont apport6 leur concours, et plus particuli6rement M. G. Le Dallic et l'6quipe de conduite du synchrocyclotron, ainsi que M. F. Reide, M. G. Chesneaux et M. R. David-Boyer. Mme F. Chavy et M. J. L. Boyard nous ont apport6 leur aide au cours des mesures.

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