Étude des désexcitations électromagnétiques du deuxième niveau Jπ = 4+ du noyau 16O situé à 11,096 MeV

Abstract

Les décroissances électromagnétiques du deuxième niveau Jπ = 4+ du noyau 16O situé à E x = 11,096 MeV ont été étudiées à l'aide de la réaction 12C + α. Les mesures en coïncidence γ-γ obtenues à l'aide de deux détecteurs NaI(T1) mettent en évidence deux transitions dont les intensités correspondent à : Γ11,096→6,919 MeV = 2,5 ± 0,6 meV Γ11,096→6,131 MeV = 3,1 ± 1,3 meV .

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ÉTUDE DES DÉSEXCITATIONS ÉLECTROMAGNÉTIQUES
DU DEUXIÈME NIVEAU J03C0 = 4+ DU NOYAU 16O
SITUÉ A 11,096 MeV
F. BROCHARD, P. CHEVALLIER, D. DISDIER, V. RAUCH et F. SCHEIBLING
Centre de Recherches Nucléaires et Université Louis-Pasteur, Strasbourg, France
(Reçu le 10 juillet 1974, révisé le 14 octobre 1974)
Résumé.
situé à Ex = 11,096 MeV ont été étudiées à l’aide de la réaction 12C + 03B1. Les mesures en coïncidence
03B3-03B3 obtenues à l’aide de deux détecteurs NaI(T1) mettent en évidence deux transitions dont les intensités
correspondent à :
039311,096~6,919 MeV = 2,5 ± 0,6 meV
039311,096~6,131 MeV = 3,1 ± 1,3 meV .
2014 Les décroissances électromagnétiques du deuxième niveau J03C0 = 4+ du noyau 16O
Abstract.
have been investigated using the 12C + 03B1 reaction. 03B3-03B3 coïncidence measurements obtained with
two NaI(T1) detectors allow a deduction to be made of the intensities of two transitions :
2014 The decay properties of the second J03C0 = 4+ level in 16O situated at Ex = 11.096 MeV,
039311.096~6.919 MeV = 2.5 ± 0.6 meV
039311.096~6.131 MeV = 3.1 ± 1.3 meV .
LE JOURNAL DE PHYSIQUE
TOME 36, FÉVRIER 1975,
Classification
Physics Abstracts
4.220
1. Introduction. - Le but de ce travail a été
d’étudier les désexcitations électromagnétiques du
deuxième niveau J’ = 4+ du noyau 160 situé à
Ex = 11,096 MeV. Ce niveau a été mis en évidence
par Brown et Michael [1] à l’aide de la réaction
14N(3He, p)16 0. Larson et Tombrello [2] ont déter-
miné son spin et mesuré sa largeur en étudiant la
diffusion élastique de particules a, en outre, ils sug-
gèrent l’existence d’une faible décroissance électro-
magnétique vers le niveau J1t = 2+ situé à 6,919 MeV.
Des mesures effectuées à l’aide d’une méthode de
coïncidence entre rayons gamma ont permis de mettre
en évidence deux transitions électromagnétiques dont
les intensités ont été déterminées. L’étude de la diffu-
sion élastique de particules a a permis de situer la
résonance alimentant ce niveau J1t = 4+ et une nou-
velle détermination de sa largeur.
2. Méthodes expérimentales.
été alimenté par la réaction 12C + a, à la résonance
située à Ea = 5,245 MeV, à l’aide de l’accélérateur
Van de Graaff de 5,5 MV du Groupe de Labora-
toires de Strasbourg-Cronenbourg. Des cibles de
carbone naturel auto-portantes de 10 Jlg/cm2 ont été
utilisées lors de l’étude de la diffusion élastique. Pour
les mesures effectuées en coïncidence, les cibles dépo-
sées sur un support en or de 2/10 mm d’épaisseur
étaient en carbone enrichi en isotope 12C à 99,95 %.
- Le niveau étudié a
Le refroidissement de la cible permettait dans ce der-
nier cas d’utiliser des faisceaux ayant une intensité de
l’ordre de 10 pA.
2. 1 ETUDE DE LA DIFFUSION ÉLASTIQUE.
particules étaient observées à l’aide de trois détecteurs
à barrière de surface disposés à 0Lab = 71,5°, 107°
et 180°. Le détecteur annulaire, de 500 J.UI1 d’épaisseur,
était situé à 13 cm du centre de la cible. Les deux autres
détecteurs de 300 pm étaient situés à 9 cm du centre
de la cible et collimatés par une fente verticale de 1 mm
de large et de 5 mm de haut. Une méthode de balayage
automatique du champ de l’aimant d’analyse qui
permet de faire varier d’une manière continue l’éner-
gie du faisceau incident a été utilisée pour mesurer
les fonctions d’excitation [3]. Dans cette méthode,
la modulation du champ de l’aimant est obtenue en
injectant en série avec la tension de référence de
l’alimentation de l’aimant des signaux de forme
triangulaire avec une période de répétition de l’ordre
de 120 s. La plage balayée en énergie pouvait attein-
dre 200 keV. Les fonctions d’excitation étaient
formées à l’aide d’un analyseur multicanaux tra-
vaillant dans le mode multispectre. Lorsqu’un évé-
nement correspondait à une fenêtre placée sur le
spectre en énergie d’un détecteur, le signal provenant
d’une sonde à effet Hall qui mesurait le champ de
l’aimant était injecté en abscisse, le contenu du
- Les
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01975003602011300

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canal Y relatif à cette fenêtre était alors incrémenté
d’une unité. Ainsi une fonction d’excitation est
obtenue pour chaque fenêtre placée sur les spectres
en énergie des détecteurs. Le canal Y = 0 recevait
des impulsions de fréquence proportionnelle à l’in-
tensité du faisceau qui provenaient de la sortie digitale
d’un intégrateur de courant.
FIG. 1. - Fonctions d’excitation de la réaction 12C(a, ao) 12C.
Les courbes théoriques ont été évaluées en utilisant les paramètres :
Sur la figure 1, nous donnons les fonctions d’exci-
tation de la réaction "C(oc, oco)12C mesurées au voi-
sinage de la résonance mise en évidence par Larson
et Tombrello [2]. L’anomalie qui apparaît aux trois
angles est de forme très semblable à celle observée
par ces auteurs, confirmant ainsi le spin JTt = 4+
attribué à ce niveau. La section efficace de diffusion
élastique peut être exprimée en fonction de dépha-
sages ô, [4]. Ceux-ci, suivant la méthode développée
par Miller-Jones et al. [5], peuvent être décomposés
sous la forme : ô, = bz + bzr, où ôlf représente la
contribution non résonnante et bl, = Arctg 2 E r r r E
la contribution de la résonance étudiée, située à
l’énergie Er et de largeur rr, ce terme n’est présent
que pour l’onde 1 = J. L’analyse en déphasage a été
effectuée en utilisant les déphasages non résonnants et
l’énergie de résonance déterminés par Larson et
Tombrello. Les effets de la largeur propre du faisceau
et de l’épaisseur de cible sont simulés par une fonction
gaussienne de largeur à mi-hauteur égale à 2,7 keV.
Le seul paramètre intervenant est alors la largeur du
niveau. Une méthode de minimisation du x2 permet
d’obtenir une mesure de cette largeur :
r
2(E, - E)
valeur en bon accord avec celle donnée par Larson
et Tombrello : r CM = 0,3 + 0,1 keV.
2.2 ETUDE DES DÉSEXCITATIONS ÉLECTROMAGNÉ-
TIQUES. - Les rayons gamma émis de la cible étaient
détectés par deux cristaux NaI(Tl) 10,24 cm de dia-
mètre et de 10,24 cm de profondeur placés de part
et d’autre de la cible à 1,8 cm du centre de celle-ci.
Des mesures effectuées en coïncidence en dessous et
au maximum de la résonance ont permis de mettre
en évidence des transitions électromagnétiques vers
les niveaux V
6,131 et 6,919 MeV dans le noyau 160. Les spectres
de rayons , gamma mesurés en coïncidence étaient
enregistrés dans un analyseur multiparamétrique uti-
lisé dans la configuration 128 x 64 canaux.
= 3 - et 2+ situés respectivement à
FIG. 2. - Spectres de rayons gamma mesurés en coïncidence,
extraits des spectres bidimensionnels obtenus en dessous de la
résonance (a, b) et au maximum de la résonance (A, B).
Les spectres a et A correspondent à une sommation du spectre
dans une dimension de 6,31 à 7,46 MeV et les spectres b et B corres-
pondent à une sommation de 4,68 à 6,35 MeV.
Sur la figure 2, nous montrons, extraits des spectres
bidimensionnels mesurés en dessous (a, b) et au
maximum de la résonance (A, B), différentes tranches
obtenues par sommation dans une des deux dimen-
sions.
Les spectres (a) et (A) correspondent à une fenêtre
en énergie de 6,31 à 7,46 MeV. Sur le spectre mesuré
au maximum de la résonance, on observe des rayons
gamma de 6,13 et 4,17 MeV. Les premiers proviennent
d’événements fortuits dus à la réaction parasite
13C(a, n)160 dont le rendement croît fortement avec
l’énergie incidente [6], ce qui explique l’intensité
relativement faible observée dans le spectre (a). Les
rayons gamma de 4,17 MeV correspondent au pre-
mier terme de la cascade 11,096 -> 6,919 --> 0. L’hy-
pothèse d’une cascade dont le niveau intermédiaire
serait le niveau Jn - 1- situé à 7,119 MeV peut être
éliminée étant donné la nature octupolaire que devrait
avoir cette transition.
Les spectres (b) et (B) correspondent à une fenêtre
en énergie de 4,68 à 6,35 MeV. On observe dans le
spectre mesuré au maximum de la résonance des pics
correspondant à des rayons gamma de 6,13 et
4,97 MeV. Les premiers ont en grande partie la même
origine que précédemment et ceux de 4,97 MeV,
absents du spectre mesuré sous la résonance, sont

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attribués là la cascade 11,096 --> 6,131 - 0. La lar-
geur partielle de cette transition est déduite unique-
ment de l’intensité de la raie correspondant aux
rayons gamma de 4,97 MeV afin d’éviter toute contri-
bution due à la réaction 13C(a, n)160. Les largeurs
partielles que l’on peut déduire de ces mesures abso-
lues sont corrigées afin de tenir compte de la variation
de l’épaisseur de la cible due au dépôt de carbone.
On obtient ainsi :
Discussion. -
situé à 11,096 MeV réside dans le fait que les calculs
complets du modèle des couches, tels ceux développés
par Zuker, Buck et Mc Grory [7], ne prévoient pas
l’existence d’un état JTt = 4+ à cette énergie. Il faut
remarquer cependant que l’espace de configuration
utilisé par ces auteurs est limité aux couches
L’intérêt théorique du niveau JTt = 4 +
Il n’en reste pas moins que les caractéristiques
expérimentales de ce niveau permettent d’obtenir
certains renseignements sur sa nature par comparaison
avec les modèles macroscopiques qui prévoient un
état J1I: = 4+ dans cette région d’énergie : modèle
à couplage faible développé par Arima et al. [8],
modèle vibrationnel [9], modèle rotationnel avec défor-
mation non axiale [10].
Le fait expérimental qui paraît le plus marquant
est que ce niveau possède une structure différente de
celle du niveau J1I: = 4+ situé à 10,353 MeV comme
le montre la comparaison des largeurs y â (respec-
tivement 167 et 0,7 keV [ 11 ]) et des transitions électro-
magnétiques issues de ces niveaux (tableau I). Par
contre, le tableau 1 indique un comportement simi-
laire pour le niveau étudié et le niveau J1I: = 3+ situé
à 11,080 MeV. Une telle similitude est prévue par le
modèle à couplage faible qui identifie le niveau
J1I: = 4+ étudié et les niveaux J1I: = 3+ et 2+ situés
respectivement à 11,080 et 11,521 MeV aux états
provenant du couplage ’IC(2’) x 2°Ne(2+), les
. niveaux 6,919 MeV et 9,847 MeV, JTC = 2+ étant
interprétés respectivement comme les états
TABLEAU 1
Intensités des transitions issues de certains niveaux
du noyau 160, exprimées en unités Weisskopf. La
transition 9,847 --> 6,919 MeV est supposée de type
quadrupolaire électrique et celles vers le niveau Jn - 3 -
situé à 6,131 MeV sont supposées de type dipolaire
électrique.
(a) réf. [12].
(b) présent travail.
(c) réf. [13].
(d) réf. [14].
Ce modèle est cependant nettement moins satis-
faisant pour les transitions issues des niveaux J1C = 2+.
En particulier, la forte transition 9,847 --> 6,919 MeV
est interdite dans ce modèle.
Quant aux modèles vibrationnel et rotationnel avec
déformation non axiale, ils prévoient des taux de
transition 11,096 --+- 6,919 MeV qui sont du même
ordre de grandeur que la valeur expérimentale :
Par contre, la position des niveaux, en particulier
la position relative des états Jn = 3 + et 4+, est très
mal décrite par ces modèles.
Bibliographie
[1] BROWN, C. P. and MICHAEL, I., Phys. Rev. 134 (1964) 133.
[2] LARSON, J. D. and TOMBRELLO, T. A., Phys. Rev. 147 (1966)
760.
[3] ORIHARA, H., RUDOLF, G. et al., Nucl. Phys. A 203 (1973) 78.
[4] LANE, A. M. and THOMAS, R. G., Rev. Mod. Phys. 30 (1958)
257.
[5] MILLER-JONES, C. et al., Nucl. Phys. 37 (1962) 1.
[6] SPEAR, R. H., LARSON, J. D. and PEARSON, J. D., Nucl. Phys.
41 (1963) 353.
[7] ZUKER, A. P., BucK, B. and MC GRORY, J. B., Phys. Rev.
Lett. 21 (1968) 39.
[8] MIMA, H., HORIUCHI, H. and SEBE, T., Phys. Lett. 24B (1967)
[9] FEDERMAN, P. and KELSON, I., Phys. Lett. 17 (1966) 1055.
[10] STEPHENSON, G. J. and BANERJEE, M. K., Phys. Lett. 24B
(1967) 209.
[11] AJZENBERG-SELOVE, F., Nucl. Phys. A166 (1971) 1.
[12] GORODETZKY, S. et al., J. Physique 24 (1963) 887.
[13] BERTIN, M. C. and PIXLEY, R. E., Nucl. Phys. A 150 (1970) 247.
[14] BROCHARD, F. et al., dans Contributions, Montréal (1969)
p. 125.
[15] GORODETZKY, S. et al., Phys. Lett. 24B (1967) 578.
[16] Ces valeurs sont évaluées avec les paramètres définis dans
la réf. [15].