Contribution à l’étude des réactions à hautes énergies sur l’holmium et le thulium

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Submitted on 1 Jan 1970

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Contribution à l’étude des réactions à hautes énergies sur l’holmium et le thulium

A. Demeyer, R. Chery, Noëlle Chevarier, A. Chevarier, J. Tousset, Tran Minh Duc

To cite this version:

A. Demeyer, R. Chery, Noëlle Chevarier, A. Chevarier, J. Tousset, et al.. Contribution à l’étude

des réactions à hautes énergies sur l’holmium et le thulium. Journal de Physique, 1970, 31 (10),

pp.847-854. �10.1051/jphys:019700031010084700�. �jpa-00206988�

CONTRIBUTION A L’ÉTUDE DES RÉACTIONS A HAUTES ÉNERGIES

SUR L’HOLMIUM ET LE THULIUM

A.

DEMEYER,

^R.

CHERY,

^Noëlle

CHEVARIER,

A. CHEVARIER J.

TOUSSET,

TRAN MINH DUC

Institut de

Physique Nucléaire,

Université de

Lyon,

43, ^{Bd du}

11-novembre, 69, Villeurbanne,

^France

(Reçu

^{le 8}

juin 1970)

Résumé. 2014 Les mesures des fonctions d’excitation des réactions (03B1, xn) ^et

[(03B1

^{xn) +} (03B1, p(x - 1)

n)]

sur 165Ho et 169Tm ont été effectuées jusqu’à 150 MeV. Ces résultats expérimentaux ^{nous servent}

de _{test pour} deux types ^{de calcul :}

2014 modèle statistique ^à l’équilibre ^{avec une} expression ^{de la densité} des niveaux tenant compte du moment angulaire,

2014 modèle statistique ^avant l’équilibre ^ou précomposé.

Abstract. ²⁰¹⁴ Cross sections for reactions (03B1, xn) ^and

[(03B1,

^{xn) +} (03B1, p(x 2014 1)

n)]

^{induced by} alpha particles ^{on 169Tm and 165Ho were measured} up to 150 MeV. Excitation functions have been calculated in terms of statistical theory using ^a spin dépendent ^level density parameter and the pre-

equilibrium model of Griffin.

I. Introduction. ^- Le modèle

statistique

^d’éva-

poration d’Ewing

^et

Weisskopf [1]

^{dont le}

paramètre

essentiel est la densité de niveau a

déjà

^{été confronté}

avec un nombre

important

de résultats

expérimentaux.

Il ressort de l’ensemble de ces travaux que pour rendre compte ^de

l’expérience,

^{on est conduit à}

imposer

^{à ce}

paramètre

^des valeurs faibles devant celles

qui

^sont

calculées _par la théorie du _gaz de Fermi. En revanche la concordance s’améliore

si,

suivant Grover

[2],

^on

tient compte ^dans

l’expression

^des

probabilités

^d’éva-

poration

^{des effets de moment}

angulaire.

Nous avons vérifié ce

phénomène

^{dans le cas}

parti-

culier des réactions

(a, xn)

^{sur l’holmium et} le thulium.

L’interprétation théorique

^{de ces} fonctions d’excitation

comprend

^{donc deux}

étapes :

^un

premier

^{calcul corres-}

pond

^{au modèle}

d’Ewing

^et

Weisskopf

^{avec une}

densité de niveau de la forme :

u - 2 . e2 v;;E ,

un second introduit les effets de moment

angulaire. Chaque

valeur discrète de

l’énergie

^{E du noyau excité est alors}

remplacée

par ^une distribution en

énergie E - EJ, Ej

étant une

énergie

^minimale

appelée : « énergie

^de

rotation » non

disponible

pour l’émission de

particules

à

partir

^d’un noyau

composé

^{de moment}

angulaire

^J.

Néanmoins ces calculs ne permettent pas

l’interpré-

tation des « traînées » des fonctions d’excitation vers

les hautes

énergies.

^{Dans ce}

but,

^Grifhn

[26]

^{en 1966}

a

proposé

^{un modèle}

statistique dynamique

^ou

« pré-

composé ».

Il suppose essentiellement que l’état du noyau

composé qui comprend

l’excitation d’un

grand

nombre de nucléons est l’aboutissement d’une

séquence

d’interactions à deux _corps et calcule la

probabilité

d’émission au niveau de chacune de ces transitions.

Lors de

l’interprétation

^{de nos résultats}

expérimen-

taux à l’aide de ce

modèle,

^{nous tenterons} de discuter chacun des

paramètres

utilisés : le nombre _ni d’exci- tons initial et la contribution en pourcentage

f

^du modèle

« précomposé ».

II. Méthodes

expérimentales

^et résultats. ^- Les

mesures d’un certain nombre de fonctions d’excitation

(a, xn) [(a,

^{xn +}

p(x - 1) n]

^et

(a, an) sur 16 5 Ho

et

169Tm

^ont été effectuées sur le faisceau interne du

synchrocyclotron d’Orsay, jusqu’à

^{150 MeV et}

complètent

^{une étude}

préalable entreprise jusqu’à

54 MeV à l’aide du

synchrocyclotron

^de

Lyon [4].

^Les

empilements

utilisés étaient constitués de 5 feuilles de thulium et d’holmium

séparées

par ^une feuille d’or ayant pour but de

dégrader

le faisceau en

énergie

^{et de}

servir d’étalon de flux.

La réaction

19’Au(a, an)196Au

étudiée antérieure- ment

[5]

^{a servi de}

moniteur,

^la contribution de la

réaction 19’Au(n,

²

n)196Au

^{due à} l’ambiance neutro-

nique

^{étant estimée en}

plaçant

^une feuille d’or derrière

l’empilement

hors de la

portée

^{des a. Les}

épaisseurs

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:019700031010084700

848

des cibles furent choisies de sorte que la perte ^des

noyaux de recul soit inférieure à 1

%

pour

chaque

cible.

Notons _que la cible fut

positionnée

de manière _que la résolution du faisceau incident soit la meilleure

possible (de

l’ordre de ± ¹

MeV)

^et

qu’il

^{a été vérifié}

que ^tous les a incidents étaient arrêtés _par le porte- cible afin d’éviter le

recyclage

^des

particules

^ralenties.

On considère _que la valeur moyenne de

l’énergie

^des

particules

^a

atteignant

^{la cible est} inférieure de

14 %

à

l’énergie

nominale du _rayon, cette correction per- mettant le raccordement de nos

points expérimentaux

avec les mesures effectuées à 54 MeV au

synchrocy-

clotron de

Lyon.

Les comptages ^furent effectuées au moins 4 h

après

la fin d’irradiation à l’aide d’un compteur

Ge(Li)

^de 66

cm3

dont la résolution

(4,7

^{keV sur le}

pic

^de

661 keV du

137CS)

^rend

possible

l’identification des noyaux intéressés sans

séparation chimique.

^Les

schémas de décroissance des divers éléments ont été extraits des références

[6,

7,

8, 9].

Le temps

séparant

^{la fin} d’irradiation du début de comptage ^rend

impossible

la détection des activités de

périodes

inférieures à

1,8

^h.

Cependant

^{la mesure des}

activités sur les deux cibles holmium et thulium permet

une étude

complète

des réactions

(a, xn), (a, an)

x ⁼ 2,

3, 4, 6,

des chaînes

isobariques

en fonction de

l’énergie disponible

par

particule.

^Les

valeurs

numériques

^sont données dans une autre

publication [16].

La

première

^{chose à noter est le} comportement ^très différent des fonctions d’excitation

(a, xn)

^et

(a,

^{p 3}

n).

Le manque de résultats dans notre

région

^{de masse}

ne nous permet pas de conclure d’une

façon catégo- rique,

^des

expériences complémentaires

^{seraient sou-}

haitables. On peut remarquer

peut-être simplement

une allure

générale

^de la réaction

(a,

p 3

n)

^semblable

aux « traînées » des

(a, xn)

^{avec une} section efficace

un peu

plus grande

pouvant

correspondre

^{au fait que}

le

proton

peut

emporter plus d’énergie

que les ^neutrons.

Les réactions

(a,

^{xn +}

p(x -- 1) n)

^{ont un caractère}

très différent des réactions

(a, xn)

^{obtenues à}

plus

basse

énergie.

^D’abord

l’emplacement

^{des sommets}

des fonctions d’excitation semble

indiquer

^{une tem-}

pérature

moyenne croissante avec le nombre de

particules composées.

^{Les valeurs au sommet des}

fonctions d’excitation

qui correspond

^{environ à}

2 x T, varient de

3,8

^à

4,8

^{MeV. Les} traînées des fonctions d’excitation peuvent

représenter

²⁵

%

^{de la}

valeur au sommet de la fonction d’excitation pour ^une

énergie disponible

^de 20 MeV par

particule

^{au lieu}

d’une valeur inférieure à 10

%

pour ^les réactions

(q, xn).

Ceci confirme de nouveau la

grande énergie pouvant

^être

emportée

par le

proton. Enfin,

^{les déca-}

lages

^{des seuils}

augmentent jusqu’à

^{1 MeV par}

particule

pour x variant de 4 à 10. Ceci

correspond

certainement

FIG. la. ^- Energie disponible ^par particule pour la réaction

b. ^- Energie disponible par particule pour la réaction

aux effets de moment

angulaire

^{mis en évidence}

plutôt

^{à l’aide d’ions lourds mais} la contribution de

plus

^en

plus importante

des réactions

(a, p(x - 1) n)

pour x

approchant

¹⁰ doit interférer sur cette valeur.

III.

Interprétation théorique.

^- 1. MODÈLE DU NOYAU COMPOSÉ. ^- Pour

appliquer

les méthodes

statistiques

^{aux réactions}

nucléaires,

^{dans le cadre du}

noyau

composé,

^{on admet} que la réaction _{passe par} deux

étapes

distinctes. D’abord la formation de ce

noyau dans un état

excité,

^un

grand

^{nombre de}

nucléons se partagant

l’énergie

^{initiale et ensuite}

désexcitation de ce noyau par

évaporation

^successive

d’une ou de

plusieurs particules.

Weisskopf

^{a calculé la}

probabilité

^absolue pour

qu’une particule

donnée soit émise avec une

énergie

^a.

m, s et

O’inv(e)

^{sont la masse, le}

spin

^{et la section efficace}

inverse de

capture

^{de la}

particule d’énergie

^e.

w(U)

^est le nombre d’états _par unité

d’énergie

^du

noyau résiduel

disposant

^de

l’énergie

^U.

Diverses formes pour

m(U)

^{ont été}

proposées,

^nous

en retenons deux :

avec T constant

(2)

et :

T est la

température

^{nucléaire et a le}

paramètre

^de

densité de niveau.

La

première

^forme pour

ro(U)

^{a eu un certain}

succès

[10, 11],

^{en ce}

qui

^concerne

l’interprétation

des réactions

(p, xn).

^La

figure

1 A démontre

que’pour

les réactions aussi différentes que

(a,

²

n)

^et

(a,

⁶

n)

^la

valeur pour

l’énergie

moyenne du ^neutron

disponible

est de :

3,8

+

0,4

MeV, ^ce

qui

^{entraîne une}

tempéra-

ture de 1,9 +

0,2

^MeV.

Néanmoins

parler

^de

température

^{constante n’a}

pas ^{un sens} très

physique

^{à ces}

énergies

d’excitation.

On admet

plus généralement

^{une formule de la forme :}

Nous utilisons alors la formule

(3)

^avec

l’énergie

d’excitation

corrigée

pour les effets de formation de

paires

^ou

o pairing » :

^{: U - b}

(5

^{= 1}

MeV)

pour les noyaux de masse

impaire [13].

^Les

énergies

^{de liaison}

sont calculées à

partir

des tables de Mattauch

[14]

tandis _{que les} sections efficaces inverses des neutrons, protons ^et

alphas [15,16]

^sont celles du modèle

optique.

L’analyse

^{de nos résultats}

(Fig. 2)

^a été réalisée à l’aide d’un programme décrit par ailleurs

[17]

pour des valeurs successives du

paramètre

^de densité de niveau de 20,

16,

^{et 8 MeV-’. La} confrontation théorie-

expérience

^{s’attache aux deux} critères :

position

^du

pic

^en

énergie

^et

largeur

^à mi-hauteur.

La valeur a ⁼ 8 MeV-’ est celle

qui

^{donne le}

meilleur accord dans le domaine

d’énergie

moyenne

correspondant

^{aux réactions}

(a, 2 n), (a, 3 n)

^et

Fic. 2. ^- Interprétation ^{avec une} expression ^ne tenant pas compte ^{du moment} angulaire des réactions (a, xn)

avec x = 2, 3, 4 et 6.

850

(a,

⁴

n).

Cette valeur est en accord avec la valeur de

a ⁼

7,2 MeV-’

obtenue par ^Swenson

[18]

pour le spectre ^de protons ^{à l’aide de}

particules

^{a de}

30,5

^MeV

sur le

181Ta,

^{mais en désaccord avec} les résultats de Chenevert

[19] qui

^{utilise une} valeur de a x

A/7

pour les spectres ^{a obtenus sur la même cible avec des x} incidents

d’énergie

^{variant entre 42 et} 90 MeV. Une restriction doit néanmoins être

apportée

pour la réaction

(a,

⁶

n)

^{où une} valeur aussi faible _{pour a} donne une

position

^{médiane décalée de 8 MeV vers les}

plus

^hautes

énergies.

En

conclusion,

^{on obtient des valeurs} _trop

petites

du

paramètre

de densité de niveau « a » par rapport

aux valeurs

théoriquement acceptables (modèle

^{du gaz}

de

Fermi).

^{Ce modèle n’est donc} pas entièrement satis- faisant. Grover

[2]

^le

premier souligna l’importance

du moment

angulaire

^{dont les}

principaux

^{effets sont :}

l’élargissement

^{et le}

décalage

des fonctions d’excita-

tion,

l’accroissement du

rapport isomérique

^{du niveau}

de haut

spin

par

rapport

^à celui de bas

spin

pour ^une réaction donnée et un « durcissement » des

spectres

d’émission de

particules.

Ceci conduit à

généraliser

la formule

(1)

^en y incluant ces effets. Diverses formes ont été

proposées

pour la densité des niveaux

dépen-

dant du

spin [20, 21]. Chaque

^niveau ayant ^une

dégénérescence

^{de 2 J +}

1,

^{il est}

composé

^{donc d’au-}

tant d’états

0153(C/, J) = (2

^{J +}

1) Q(U, J)

avec

a 2 appelé paramètre

^de

« spin

^{cut-off » et :}

T moment d’inertie nucléaire est couramment

pris égal

à celui d’une

sphère rigide

^{1 =}

0,4 mAR2 (ro

⁼

1, 2 fl,

k est un

paramètre

^libre

compris

^{entre 0 et 1.}

On suppose ^sur la base des calculs de

Sperber [22],

que :

Ceci revient à dire

qu’une énergie EJ

^est

indisponible

pour l’émission de

particules

^ou

qu’en

dessous de cette valeur il

n’y

^a pas de niveaux accessibles.

Nous avons utilisé la formule

(6)

^avec

l’approxima-

tion de l’onde « S »

qui

^surestime sensiblement les effets du moment

angulaire

pour ^une valeur du moment d’inertie. Cela n’introduit pas

cependant

^de

grande

différence _pour les

probabilités

d’émission de

parti-

cules. Thomas

[23]

^{a en} effet calculé _{que pour} les neutrons de basse

énergie,

^l’onde

partielle

^{1 = 0 est}

dominante, cependant

^{on se rend}

compte

que ^cette

approximation

^est d’autant moins valable _que

l’énergie

d’excitation du _noyau

responsable

^{de cette émission}

est

plus grande.

Cette

énergie

d’excitation

qui présente

^{un caractère}

discret pour les

précédents

^{calculs sans} introduction des effets de moment

angulaire

^{est alors}

remplacée

par ^une distribution

d’énergie (E - Ej)

^{calculée à}

l’aide des coefficients de transmission

7j

donnés par le modèle

optique [16] :

Les résultats avec

Ej

^{calculé avec des valeurs} pour k ⁼

0,3

^{et k =}

1,

^sont

présentés

^{sur la}

figure

^{3. On a}

utilisé un

paramètre

de densité de niveau

égal

^à

20

MeV-1.

Dans le cadre de

l’approximation

^{de l’onde}

S avec a ⁼ 20 MeV-’ et k ⁼

1,

^{l’accord entre les} données

expérimentales

^et la théorie

peut

^{être considéré}

comme satisfaisant simultanément _pour les réactions

(a,

²

n), (a,

³

n), (a,

⁴

n), (a,

⁶

n).

^{La valeur pour a et}

en meilleur accord avec le modèle du _{gaz de} Fermi

qui prédit

^une valeur : a z

A/8.

Néanmoins la pente ^{des courbes calculées avec le} modèle

généralisé n’interprète

pas les o traînées » des fonctions d’excitation. Il est

classique

^{de traiter}

ces données par ^un mécanisme à deux

étapes :

^interac-

tion directe suivie d’une désexcitation du _noyau

composé

^à

l’équilibre.

^{Les calculs} pour la

première étape qui

^{sont réalisés à} l’aide d’une méthode de Monte-Carlo

[12]

pour les réactions avec des protons

incidents,

^{donnent des} résultats satisfaisants

[24, 25].

Cette méthode avec une

particule

^incidente

composée

de

plusieurs nucléons,

^devient

cependant

vite inex- tricable. Un modèle tenant compte ^de certaines réac- tions nucléaires

possibles

^{avant que}

l’équilibre

^ne

soit

atteint,

^est alors nécessaire.

2. MODÈLE STATISTIQUE PRÉCOMPOSÉ. ^- GriSin

[26]

a

proposé

^{en 1966 un modèle}

qui

suppose

qu’au

^cours

de l’établissement de

l’équilibre statistique,

^{il existe}

une

probabilité

^non

négligeable

pour

qu’une particule

soit émise. Cette émission se traduit _par une compo- sante à haute

énergie

^des spectres ^de

particules

^corres-

pondant

^aux « traînées » des fonctions d’excitation.

L’énergie

^du

projectile

peut ^être

partagée

^entre

un

petit

nombre de

particules

^{et de trous et le}

système

progresse par ^une succession d’interactions à deux _corps vers une distribution de

particules

^{et de}

trous à

l’équilibre.

^{Ce modèle a} ensuite été

quelque

peu modifié

puis développé

par Blann

[27]

pour intro- duire l’émission des

particules chargées.

^{Dans cette}

analyse

^les

particules

^{et les} trous sont

appelés

^indiffé-

remment excitons. La

probabilité

d’émission d’un état à n excitons et de durée de vie _{7:n est :}

avec E ⁼ U +

Bn

^{+ a,}

Bn : énergie

^de liaison du nucléon émis.

FIG. 3. ^- Interprétation ^{avec le moment} angulaire ^inclus des réactions (a, xn) ^{avec x =} 2, 3, ^{4 et 6.}

La densité de niveau

Q,,(E)

^{étant une fonction}

rapidement

croissance de n, il est

généralement

^admis

(première hypothèse)

^{que les} transitions mettront

progressivement

^en

jeu

^{des états} d’excitons de n croissant

(An

^{= +}

2),

^tant que n «

¡¡(fi

^{étant le nombre}

d’excitons le

plus probable

^à

l’équilibre pris égal

^{à :}

n ⁼

;J2 gE).

^La

probabilité

d’émission avant

l’équi-

libre est alors obtenue en sommant sur tous les états d’excitons

possibles,

de la valeur initiale _ni

jusqu’à

^la

valeur à

l’équilibre n :

Ainsi pour n n,

l’énergie

d’excitation résiduelle est distribuée à un nombre croissant d’excitons et la chance d’émission dans le continuum décroît _exponen- tiellement

[28].

^En

conséquence,

^le

système

peut ^soit subir une émission dite

« précomposée »

^{dans les}

premières phases

^de

l’interaction,

^{soit encore} passer à une distribution à

l’équilibre

par des transitions

multiples.

Une seconde

hypothèse

intéresse la durée

de vie de

chaque

^{état. Le calcul montre} que in ^est

proportionnel à (n

⁺

1).

^Dans

l’équation (10)

^le rapport

de densité de niveau variant

exponentiellement

avec n, il est

possible

^de supposer ^{avec une} bonne

approxi-

mation zn constant.

Griffin

[26]

^{donne le résultat} pour la densité de niveau :

où g

^{est le nombre de}

particules indépendantes

par MeV au niveau de Fermi.

On obtient finalement

l’équation qui

^{servira dans}

nos calculs.

toutes les constantes étant réunies dans C.

852

Le nombre d’excitons initial _ni

qui dépend

^essen-

tiellement de la

particule

^{incidente et du} type ^{de réac-} tion considéré a été trouvé

égal

^{à 5 dans le cas de}

l’absorption

^d’une

particule a [28, 29].

^{Le second}

paramètre

^{à définir est la}

probabilité

d’émission

pré- composée f

^{ou celle de} l’émission à

l’équilibre (1 - f ).

Ce terme est

ajusté

pour rendre compte ^{des résultats}

expérimentaux ;

des valeurs très différentes _pour ce

facteur

f

^variant de 7 à 65

%

^ont

déjà

été obtenues

[24, 28].

Enfin,

^{le troisième}

paramètre g

^{est relié au} para- mètre de densité de niveau à

[20] :

La

figure

^{4 montre le tracé}

théorique correspondant

à _ni ⁼ 5, a ^{= 20} MeV-1 et

f

⁼

0,65

^ainsi que les résultats

expérimentaux. L’interprétation

^{des réactions}

(a, xn)

^{avec x =}

1, 2, 3,

⁴ peut ^être considérée comme

satisfaisante si l’on remarque que pour ^ces quatre réactions et pour des

énergies

incidentes variant de 20 à 80 MeV, les mêmes valeurs des

paramètres

^sont utilisées.

Cependant

^{un meilleur}

ajustement pourrait

être obtenu en utilisant ^un facteur

f

^{croissant avec}

l’énergie.

FIG. 4. ^- Interprétation ^{avec une} contribution précomposée :

a = 20 MeV-1 f = 65 %, ni ^{= 5} pour les réactions (a, xn) avec x = 1, 2, 3 et 4.

Afin de

comprendre

la. faible variation nécessaire du facteur

f

^{dans la zone}

d’énergie ci-dessus,

^nous

avons

analysé

la réaction

(a,

p 3

n)

^sur

le 169Tm

pour

laquelle

^d’une part la contribution du _noyau

composé

demeure

toujours

^{une faible}

portion

^de la section efficace totale ce

qui

permet d’améliorer la

précision

relative sur la valeur

f

^et

qui présente

^d’autre part l’intérêt d’être une fonction lentement variable de 50 à 1 SO MeV.

Une autre estimation

de f ou

^{1 -}

f peut

^{être obtenue}

à

partir

des résultats

expérimentaux

pour les réactions

(a, xn). L’analyse

^à

l’approximation

de l’onde o S » montre que la

partie

^basse

énergie

^{de ces fonctions}

peut être attribuée presque

uniquement

^{à un méca-}

nisme de noyau

composé (Fig. 3).

^La contribution aux

plus

^hautes

énergies

peut ^être alors obtenue à

partir

des courbes

théoriques ajustées

^{sur les}

points expéri-

mentaux à basse

énergie.

Cette

analyse

^{a été faite} pour les réactions

(a,

³

n) (a,

⁴

n)

^et

(a,

⁶

n).

^{Elle a été étendue à la réaction}

(a,

⁵

n)

^{dont nous}

possédions

^{la section efficace}

jusqu’à

54 MeV. Pour atteindre des

énergies

d’excitation d’environ 100 MeV, ^{on a}

pris

^en compte les sections efficaces des réactions

(a,

^{7 n +} p 6

n)

^et

(a,

^{8 n +} p 7

n),

seules

disponibles.

^Ce

faisant,

l’erreur introduite

est faible ainsi _que le montre la

comparaison

^avec

les sections efficaces

(a,

⁷

n)

^et

(a,

⁸

n)

^{obtenues sur}

le

154 Gd [31].

FIG. 5. ^- Interprétation ^{de la réaction} (a, p 3n) ^{avec un facteur} f

variable et comparaison ^{avec le} pourcentage ^de noyau composé.

Si l’on _compare la section efficace totale _{du noyau}

composé

^{ainsi obtenue avec} celle déduite de la réaction

(a,

p 3

n),

^{on constate}

qu’elles

^sont

comparables

^en

grandeur

^{dans la}

région

^de 50 à 85 MeV. Une étude effectuée sur une cible de

plomb

par ^un groupe

d’Orsay

montre une variation semblable

[32].

La variation

brusque

^du

facteur f pour

la réaction

(a,

p 3

n)

^au-delà

de 85 MeV ne doit _{pas avoir}

d’origine physique

^mais

pourrait

^{être due aux}

approximations

^{faites pour le}

calcul du terme

précomposé qui

^{ne seraient} pas

justifiées [33].

L’analyse

^{selon le modèle}

« précomposé »

^{a été}

étendue aux réactions

(p, xn)

^sur

18lTa [11] ]

^et

(12C, xn)

^sur

142Nd [34].

^La

figure

⁶ illustre l’accord satisfaisant obtenu avec les valeurs _n; ⁼ 3

et f

^{= 65}

%

pour ^{x =}

1,

^{3 et 4 dans le cas des réactions}

(p, xn).

En ce

qui

^{concerne les réactions}

(12C, xn)

^la

compé-

tition d’émission _gamma des _noyaux

possédant

^de

grands

^moments

angulaires ne

peut

plus

^être

négligée

comme c’était le cas pour des protons ^ou

alphas

^inci-

dents.

Kaplan [37]

^{observe un}

décalage

^{des seuils des}

fonctions d’excitation dans la

région

^{des terres rares}

relié au moment

angulaire apporté. L’analyse

^{de ces}

réactions a été effectuée en prenant le nombre d’exci-

FIG. 6. ^- Interprétation ^{des résultats des réactions} 181Ta(p, xn) ^et 1 42Nd(1 2C, xn) (voir texte).

tons

initiaux n;

⁼

13,

^en utilisant le pourcentage d’émission

précomposée f

^{^}

0,25

^{et en tenant} compte d’un

décalage

^{de seuil de 6 MeV}

correspondant

^à

l’énergie

^{moyenne minimale}

emportée

par l’émission gamma

[34].

Elle aboutit au résultat

d’apparence paradoxale

que l’émission

précomposée

^{est située du}

côté des

énergies

d’excitation les

plus

^faibles

(Fig. 6).

Ce résultat peut ^{conduire à mettre en} doute dans ce cas

particulier,

soit le nombre d’excitons

initiaux,

soit même l’existence d’émission

précomposée.

^L’étude

des distributions

angulaires

^{et des} rapports ^isomé-

riques

^{devrait permettre} de confirmer ou non l’exis-

tence de ce mode d’émission dans les réactions avec

ions lourds. Les résultats de Britt et

Quinton [38]

^et

Brun

[39]

^montrent certains effets

qui pourraient

^être

attribués à une contribution

précomposée

^très

pointée

vers l’avant bien _que les

énergies

incidentes des ions utilisés soient

supérieures

^{au domaine où ce modèle}

donne satisfaction.

Conclusion. ^- Il ressort des résultats ci-dessus _que le modèle de Grifhn doit permettre ^{de rendre convena-} blement compte ^des

expériences (a, xn)

pour des

énergies

d’excitation

comprises

^{entre 20 et 85 MeV à}

condition d’utiliser une valeur de

f fonction

^croissant

de

l’énergie.

^{Pour des}

énergies supérieures,

^{le modèle}

avec les

approximations

^{admises devient}

inadéquate

comme le confirme les résultats obtenus sur la réaction

(a,

p 3

n). L’analyse comparée

des réactions avec

protons,

particules

^a,

carbone-12, suggère

^une

dépen-

dance de la

valeur n;

^{avec les} mécanismes de réactions

et la nature de la

particule

incidente. On peut ^remar-

quer par ailleurs _que l’émission

« précomposée

^»

entre en

compétition

^{sensible avec} l’émission par noyau

composé

^{dans la}

région d’énergie

traditionnelle- ment réservée à cette dernière. Ce résultat est en

accord avec des études de recul

qui

montrent que pour des réactions

(a, xn)

^{le moment transféré devient}

incomplet

dès que l’on atteint

l’énergie correspondant

au sommet de la fonction d’excitation

[31 ].

Il serait intéressant d’obtenir la valeur du facteur

f

à

partir

^d’autres types

d’expériences (recul

^{de noyaux,} rapports

isomériques,

spectres ^de

particules émises),

des travaux de ce type ^sont actuellement en cours avec

des

particules

^{a de 54 MeV}

[40].

^Par ailleurs des études à l’aide d’ions lithium et

béryllium

^seraient souhaitables pour savoir si le modèle est effectivement

applicable

aux ions lourds et

préciser

par continuité ses limites éventuelles.

Remerciements. ^- Nous remercions tout

spéciale-

ment Monsieur M. Blann

qui

^a bien voulu nous transmettre son programme Fortran de calcul du modèle

précomposé.

Nous tenons à remercier

également

^{Mme Joos} pour l’aide

appréciable

^{lors de} l’utilisation des programmes de

calcul,

^ainsi que Monsieur Le

Beyec

du Service de Chimie Nucléaire

d’Orsay

pour ^son aide

précieuse

lors des irradiations effectuées dans ce laboratoire et

l’équipe

^{de conduite du}

synchrocyclotron

^{de la}

Faculté des Sciences

d’Orsay.

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