Étude des états P32 etP12 des noyaux 5He et 5Li par les diffusions n + 4He et p + 4He

ll.E.l:2.Lf

Nuclear Physics A224 (1974) 45- 60; @ Not to be reproduced

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North-Holland Publishing Co., Amsterdam

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l?TUDE DES ETATS Pt. ET P, DES NOYAUX PAR LES DIFFUSIONS

‘He ET ‘Li

n f- *He ET p + 4He

L. KRAUS t et I. LINCK ~bor~to~re des Basses Energies, CRN Cro~enbour~ et ULP, 67037 ~tras~o~ir~ Cedex, France Recu ie 7 fevrier 1974 Abstract: Differential cross sections have been measured for 4He+p elastic scattering in the angular range from 30” to 165’ and at incident energies ranging from 0.5 to 3 MeV. These data and previously existing cross section and polarization data are analyzed in the framework of the Humblet-Rosenfeld Smatrix theory. The characteristics of the Pa and P+ 5Li levels are deduced. A similar analysis is performed for the 4He+n eiastic scattering and the spectroscopic eharacteristics of the mirror nucleus 5He P-levels are then deduced. These results seem to be Iess ambiguous than those of phase shift R-matrix analyses and are in good agreement with nuclear reactions results. The spin-orbit splitting is found to be of the order of 2.1 MeV for the two nuclei. Mass excesses of 5He and SLi are found to be 11.2’75&0.05 MeV and 11.313+0.1 MeV respectively. E

1. Introduction

Depuis un certain nombre d’annees la di~usion des protons sur Ie noyau 4He est assez bien connue aupoint de vue experimental. Les analyses de ces mesures sont nombreuses mais, de facon surprenante, fes rtsultats obtenus pour les caract~ristiques spectroscopiques des niveaux P+ et P+ du noyau ‘Li sont ambigus ‘1. Ces deux niveaux de 5Li sont pourtant bien compris au point de we theorique: quatre nucleans dans la couche fermte s et un nucleon cilibataire place respectivement SW les couches p+. et pl.. Ces deux niveaux ont un temps de vie t&s court (% 1O-21s) done une grande largeur; ceci ne permet pas une simple deduction des caract~ristiques spectroseopiques directement des donnees experimentales et rend bien stir f’analyse plus delicate: il faut se placer dans un formalisme dont les approximations pourront avoir des consequences importantes. Les premieres analyses loi ’ 3, 14) ont consist6 a extraire dans un premier temps les dephasages des distributions angdaires puis a expliquer ies variations avec I’energie de ces dephasages par ~approximation usuelie B un niveau de la thtorie de la matrice R [refs. ‘* ‘)I, Pour la diffusion n-4He, la situation experimentale n’est pas aussi favorable et les analyses lo* 28) se sont souvent appuyees sur c&es de p-4He. II Ctait int~ressant d’essayer de lever l’amb~gu~t~ des rkultats anttrieurs obtenus pour les niveaux Pt et P* de 5Li ou, au moins, d’en determiner l’origine. * NATO fehow. Present address: Lawrence Berkeley Laboratory, Berkeley, CA 94720. 45

16

L. KRAUS

ET I. LINCK

D’autre part l’aptitude de l’approximation a un niveau de la thtorie de la matrice S (refs. 4* “) a’ re p &enter les courbes de resonance a deja et6 tvaluee ’ - ‘) mais pas dans le cas d’etats larges comme ceux consider& ici, ni en introduisant la polarisation. Notre approche se situe done dans le cadre de la theorie de la matrice S. Nous avons determine, directement a partir des don&es experimentales de la section efficace differentielle, sans passer par l’intermediaire des dephasages, les caracteristiques des deux niveaux de 5Li. Ces resultats sont verifies en comparant, pour la polarisation, les valeurs qu’ils predisent aux donntes experimentales. Une deuxieme etude a consist6 a analyser indtpendamment la diffusion n-4He avec le m&me formalisme et a comparer ensuite les resultats obtenus pour ces deux reactions miroirs. Au point de vue experimental jusqu’a une Cnergie incidente de 20 MeV (c’est a dire en-dessous du seuil 3He+d), les mesures de la section efficace de 4He(p, p)4He sont nombreuses et en assez bon accord entre-elles. Cependant, il nous a semble judicieux de les completer a basse energie (en-dessous de 3 MeV) et aux angles arritres afin de mieux preciser Y&at fondamental de 5Li. Certains elements de cette etude ont deja fait l’objet de deux communications preliminaires 33). 2. MCthode expbrimentale et rCsultats Les protons sont acceltrts au Van de Graaff 3 MeV du CRN de Strasbourg. Pour mesurer les sections efficaces absolues de diffusion des protons par l’helium 4, nous avons utilise une cible gazeuse a pompage differentiel. Cet ensemble experimental a CtC decrit par ailleurs 30). La pression d’htlium pour cette experience est de 0.9

I

L

'1

He +

p -

p +%e

Ep=

1biev

e

=4550

lab

4

JI ~/

I J I

,I

I 1

GO-~,

~

Fig. 1. Spectre

obtenu

dam

l’&ude

de 4He(p,

p)4He.

fiTATSP+,P+DESHe,5Li

47

torr. Les particules diffustes sont detect&es par des jonctions a barribre de surface. La longueur utile de la cible est dtfinie par un ensemble de diaphragmes dont les dimensions determinent le facteur gtometrique G [ref. “‘)I qui relie la section efficace au nombre de particules detecttes. Un spectre typique, obtenu a E, = 1 MeV et elab = 45”, est montre sur la fig. 1. A cet angle, on detecte en plus du pit des protons de resolution z 30 keV, le pit des CIde recul. Les mesures ont ed faites pour des angles compris entre 38” et 168” dans le systeme du c.m. et des energies variant de 3. MeV a 0.5 MeV par pas de 0.25 MeV. Les resultats sont report& sur les fig. 2 et 3a. L’erreur systematique est de l’ordre de 6 %, provenant principalement de la mesure absolue de la pression; cependant l’accord general entre nos valeurs et les mesures anterieures “-r4), la oti la comparaison est possible, est meilleur que 6 %. On voit sur les figs. 2 et 3a, que la distribution angulaire a E,, = 0.5 MeV suit sensiblement la loi de Rutherford mais qu’au-dessus de 0.5 MeV, la courbe d’excitation a un angle arriere de 168” est surtout dominte par les effets nucleaires.

3. Analyse L’analyse de la diffusion 4He + p comme celle de la diffusion 4He + n est faite dans le cadre de la theorie de la matrice S Ctablie par Humblet et Rosenfeld “) et par Humblet 5, “). Le but de cette analyse n’etant pas d’ajuster au mieux l’ensemble des nombreuses donnees experimentales mais plutot d’en obtenir une representation significative et d’en dtduire les caracteristiques spectroscopiques des niveaux P, et P, , seul a Ctt pris en consideration un Cchantillonnage representatif de donntes, en particulier celles qui sont les plus sensibles aux effets nucleaires (la verification se faisant sur un plus grand nombre de don&es). 3.1.ANALY~EDE

LADIFFUSION

GLASTIQUE~+~H~

D’apres la ref. 6), nous tcrivons S pour une voie c resonnante:

l’eltment

de la matrice de transition X,, eircn E-E,+$iT,

de la matrice

1’

(1)

Dans cette expression une resonance est caracteriste par quatre paramkres: l’tnergie de resonance E,,, la largeur totale r,, la phase 5,” et l’intensite XC, qui est proportionnelle a la largeur partielle Ten pour la voie consideree et est relit a la largeur reduite Wz, :

oti

O,, = G,,+iF,,,

(2)

WA = X,,/2b.

Les quantites E,,, r,, r,,, (,, ne dependent XC, est indtpendante de l’energie.

ni de l’energie,

ni du rayon.

L’intensite

L. KRAUS

48

ET I. LINCK

Dans l’expression (l), nous avons pris le facteur de ptnetrabilite PC [refs. 6, “)I qui depend du rayon b et que nous estimons le mieux adapt6 a un grand domaine d’energie “). C’est le seul Clement, avec += et X,, , qui depend du rayon; ainsi on a: 1 ___ [ F;+G”,

p,=

1

(4)

r=b’

4, = - arctg (FJG&

.

(5)

Les termes non explicit& ici sont definis dans la ref. “). Nous avons consider6 pour les ondes I = 1 deux termes resonnants de la forme (1) et correspondant aux voies J = +- et J = +j- et pour les ondes I = 0 et I = 2, deux termes non resonnants dont les expressions sont respectivement: UIEO = ezi+O, ulZ2 = e2i(02+02).

(6)

Dans le domaine d’energie consider& Ep compris entre 0 et 20 MeV, la contribution de l’onde 1 = 2 est assez faible et celle des ondes de I superieur a 2 a CtC negligee. Suivant l’usage pour la diffusion d’une particule de spin 3 par un noyau de spin 0, nous notons respectivement U,’ et U,- les deux amplitudes correspondant a J = I+ j$ et J = Z-3. Avec cette notation, la relation entre ces elements de la matrice et la section efficace est: $ et la polarisation

= ld@12+ lW12>

(7)

s’ecrit P(E, 0) =

2Rrg*(ep(e)l/g 7

@I

avec g(e) = -

r

e- 2iq

log (Fin +O)

2k sin’ (*e) + -J--~[(r+i)u~+2u;-(21+l)e2i~~]P,(cose),

h(e) = $

T (u:

- U;)P:(COS e).

(9) (10)

Les quantitb E,,, r,, Xc, et c,,, sont determinees directement sans passage par une quantite intermtdiaire comme les dephasages, par ajustement des donnees exptrimentales. Ces dernibres sont celles des rtfs. l2 -r “) en plus de celles mesurtes dans ce travail. Le rayon intervenant non pas directement mais a travers les fonctions coulombiennes Fl et G,, il faut done, dans une premiere phase, en determiner la valeur optimum. Pour ceci, les huit parametres des deux risonances t- et 3- sont ajustbs pour dif-

‘He,‘~i

GTATSP~,P+DE

49

T~fli.3~~1

Parametres Niveau

de I’anafyse ‘He(p, pj4He sans polarisation Onde l, Jzi

Gl (MW

1. Q1, &-

Pa Pa-

avec un rayon b = 2.25 fm

f, WeV)

I .61

1.44

4.03

7.88

(Me%

b+)

(kf

3.05 3.95

-0.64 -0.815

ferentes valeurs du rayon. Le meilleur ajustement est obtenu pour une valeur de 2.25 fm. Pour cette valeur du rayon et avec les hypotheses precedentes, Ies parametres qui reprbentent le mieux les don&es experimentafes de section efficace diff~rentielle sont report& dans fe tableau 1 ou toutes les quantit~s sont exprimees dans 1: systeme du centre de masse. SW la fig. 2, on constate que, meme avec Ies hypotheses simples reteuues, la courbe, en pointille, calculee avec les parametres en nombre reduit du tableau 1 reproduit la forme de la fonction d’excitation a 168” entre 0.5 et 20 h&V. Sur les figs. 3a et 3b,

----a

-0

0.3

s i

0

2

4

6

8

10

12

14

16

18

20 5

(IdI)

22 MRV

2. Courbe d’excitation ;i O,,,, z 168” de la section e&ace diff~re~tielle de %Ie(p, p)4He. Les don&es exp~rimentaIes sont celles des refs. 12*14*IS) et du prksent travail. La courbe theorique en pointi est calculde avec Ies parametres deduits de don&es de section efficace diff~rentielle se&es (tableau 1); cefle en trait continu est calcuhie avec les parametres deduits de don&es de section efiicace diff~rentielle et de polarisat~on (tableau 2). La courbe en pointitlb n’est tracee que Iorsqu’elle s’ecarte de celle en trait continu.

Fig.

50

L. KRAUS ET I. LINCK f

(b&r)

104

103

to2

= cxmt

10

Ep 1.49MeV IXl)

8/*

,.r---

1

01 300

60*

900

1200

c&

lsv

Fig. 3a.

on voit que Get accord est satisfaisant aussi pour les distributions angulaires et ce jusqu”8 une hergie d”environ 12 MeV. Les energies de rhonance et les largeurs dCduites pour les niveaux Pz-et P* donnent done une bonne reprhentation des don&es expkrimentales, du moins pour la section efficace. Par contre elies diffhrent nettement des valeurs communkment admises ‘). Pour lever tout doute ir leur sujet, tout d’abord il parait judicieux de calculer les polarisations qu’elles prhdisent et de les comparer avee les polarisations expCrimentales. En ei%etla polarisation est plus sensible aux details des Bements de matrice

51

STATS P+, P+ Diz SHY, 5~i

105

lo4

10:

10;

10

A-

'

3o"

60°

9o"

120°

150*

180"

-1

aa _.

30'

60'

90'

120°

150° 160° %nl

Fig. 3b. Fig. 3. (a) Distributions angulaires de *He(p, p)%e entre 0.5 et 3 MeV. Les don&es experimentales sont celles des rkfs. 12. 14) et du p&sent travail. Pour la signification des courbes, voir fig. 2. (b) Distributions angulaires de 4He(p, p)4He entre 4.5 et 17.5 MeV. Les don&es expkrimentales sent celtes des r6Erences 13-‘5). Pour la signification des courbes, voir fig. 2.

que la section efficace. C’est ce que nous avons fait dans une premikre phase. Sur les figs. 4a et 4b sont repartees quelques donnkes de polarisation en fonction de l’angle [r&fs_ 16P177““)I. On constate un accord global avec ies courbes prkdites par les valeurs du tableau 1; cet accord est satisfaisant aux basses Energies mais une certaine divergence apparait en particulier autour de 90” pour des energies de 6 MeV et audessus. Dans une deuxibme &ape on est done logiquement amen&, d’une part, A introduire dans les Clkments de matrice UT et U; ainsi que pour les ondes I = 0 et I = 2 des fonds continus d’intensitit faible de la forme:

(11) et d’autre part B extraire les paramktres simultankment des valeurs expkrimentales de polarisation et de section efficace. C’est en suivant cette dernibre proctdure que sont obtenus les rtsultats du tableau 2 oti figurent aussi les valeurs de rcn et W,,f

52

L. KRAUS ET I. LINCK

Polarisation 4He (p,p)‘He

05Ep = 0 9LMeV

I

00

300

60°

90"

1200

150"

1800

0"

30°

60°

90°

1200

e c.m.

1500

1600

@cm

Fig. 4a.

deduites de XC,. Les courbes predites par les parametres du tableau 2 sont en trait plein sur les figs. 2, 3a et 3b pour les sections efficaces et sur les figs. 4a et 4b pour les polarisations. On constate que l’accord avec les points experimentaux est ameliort surtout pour les polarisations aux energies superieures a 6 MeV. En comparant les tableaux 1 et 2, on ne note pratiquement pas de difference pour le niveau P, mais pour le niveau P, on voit une leg&e diminution de l’energie de resonance et une augmentation de la largeur du niveau. En fait ceci traduit l’indetermination sur le niveau P, qui est trbs large. Les paramttres obtenus ici pour les niveaux P+ et P, peuvent done Ctre tenus comme assez representatifs de l’ensemble des donnees experimentales. 11s situent le niveau Pt- A 1.6 MeV au-dessus du seuil 4He + p et aboutissent a Ept.- EPt M 2.3 MeV pour 5Li. 3.2. ANALYSE

DE LA DIFFUSION

6LASTIQUE

DE NEUTRONS

PAR 4He

Les expressions thtoriques sont semblables a celles de la diffusion de protons; les formes 1 et 9 sont simplifiees a cause de la charge nulle du neutron. De plus, la section efficace integree est mesurable et en termes d’elements de matrice UL se definit par:

(12)

eTATS Pi, P3 DE ‘He, ‘Li 11

F

Polansation f LHe(p,p)LHe

05

?,

f

?

7

i

k

k

i

‘/

0

\

?

!I

-1

‘.,’ 00

300

60°

90"

1209

%.m

1600

Fig. 4b. Fig. 4. (a) Polarisation des protons diffusks par 4He h basse hergie. Les don&es experimentales sont celles de la r&f. 16), Pour la signification des courbes, voir fig. 2. (b) Polarisation des protons diffusCs par 4He entre 4.5 et 14 MeV. Les donndes expkrimentales sont celles des rkfkrences I’* 3S). Pour la signification des courbes, voir fig. 2. TABLEAU2 Paramhtres de l’analyse de JHe(p, p)4He avec la polarisation Niveau

Onde Z,Jr (h?V)

Pt P+

0, 3’ 1, b1, 32, S’ 2, g+

1.60 3.88

r (M:V) (M2.b))

5 RI _I (rEa”d) (bi)

1.42 8.8

-0.69 -0.79

2.97 3.58

0.027 0.106 0.12 0.12 0.15

(b = 2.25 fm)

e (rii) 4.2 3.37 1.71 1.82

1.65

r,I% (MeV)

1.21 5.37

WZ,, (MeV)

6.60 7.96

L. KRAUS ET I. LINCK TABLEAU3 Paramktres de l’analyse de “He(n, n)4He (b = 2.25 fm) Niveau

Onde I, Jr

0, 3’ 1, %1, 32, Q’ 2, %f

Pt Pt-

(M%)

r (M:V)

(Mx,;n. bt)

E (ract;)

0.78 2.80

0.72 5.35

2.65 3.11

-0.61 -0.89

RI. .i (b+)

e (:;Jd)

0.005 0.01 0.09 0.07 0.06

3.3 1.4 3.2 1.3 1.96

0.67 3.95

5.89 6.91

L’analyse des trois ensembles de donntes experimentales: section efficace integree, section efficace differentielle et polarisation est menee de facon similaire a celle exposee dans le paragraphe 3.1. Mais pour la diffusion de neutrons’, il existe comparativement a la diffusion de protons moins de donnees quant aux sections efficaces differentielles et surtout quant aux polarisations. En procedant de la meme facon que pour p-4He, on trouve que la valeur optimum du rayon pour cette diffusion de neutrons est de 2.25 fm. Avec toujours l’hypothese de deux resonances d’onde p, nous

01 0

2

4

6

8

10

.12

14

16

16

E,,b (F*Hl 2

Fig. 5. Section efficace integrke de 4He(n, n)4He en-dessous du seuil d+t. Les points expbimentaux sont ceux des rkfs. Is). La courbe est calculbe avec les paramktres du tableau 3. + Voir la compilation

de Arndt et Roper 34).

TATS

P+,P+ DE5He,5Li

100 501

---..

E, = 5 97 MeV

.

101

j50

100 $00

fOOt 501

lOOf

E,= 3 02 MeV

E, = 1 OOE MaV --..,

‘t,

“r;, i.

1’

.d

/ -

E, = 2 1% MeY

100 50

150

i

501

50

to

100

504

50

10

10

5

1

30'

60'

5

7

E, = 6 050 NsV

90'

120' 150" 18+-

-300

60°

9o"

120° 150*

i IQ n

Fig. 6, ~jstr~butions angulaires de %e(n, nj4He en-dessous du seuil d-i-t. Les points exp~rime~Iaux sont ceux des rCfs. t9* 20). La courbe est calculke avec ies param~tres du tableau 3.

obtenons les paramktes du tableau 3, oh figurent les valeurs de r,, et WC: ddduites de XC,. Les courbes calculCes aver les paramcitres du tableau 3 sont reportkes en meme temps que les points expkrimentaux de section eflicace int6grGe ’ “) sur Ia fig. 5, de section efficace diffkentielle I93‘*) sur la fig. 6 et de polarisation “) sur la fig. 7. SW ces trois figs. 5,6 et 7, se manifeste un accord ra~so~nable de E, = 0. I MeV jusque vers En = 22 MeV qui correspond au seuil d + t. Le principal r&_&at de cette analyse est que le niveau P+ est situ6 B 0.78 MeV au-dessus du seuil 4HeC n et que EPA- EPt 1 est kgal ti 2 MeV pour *He.

56

L. KRAUS ET I. LINCK Polarlsatlon

‘He

(n,n

) ‘He 1

I , ” L:’ 0”

30”

Fig. 7. Polarisation

60°

90’

120° ec,

0

;! : En=

-1

0.5

180°

O"

176

30’

0.5

1

MeV

\:\t 1

0.5

\

0

.0.5

60’= 90’

1200 8

6’0 cm

des neutrons diffusks par 4He. Les points exptrimentaux sont ceux des rCfs. 2’). La courbe est calculte avec les paramttres du tableau 3.

4. Discussion 4.1. DISCUSSION

DES RhULTATS

OBTENUS

POUR 5He ET 5Li

11est bon, d’abord, d’haluer l’influence de nos mesures de section efficace diff& rentielle sur les rhsultats pr&.%dents pour 5Li. Sur la fig. 2, on voit que les points mesurts permettent une meilleure definition de l’tnergie de rtsonance et de la largeur du niveau fondamental. En considkrant les figs. 2 et 5, on constate que les deux courbes d’excitation prhentent un pit dont le sommet correspond respectivement 5 des energies de 1.8 MeV et de 0.9 MeV dans le systkme du c.m. A cause des effets de pCnCtrabilitC, ces Cnergies expkrimentales ne peuvent constituer qu’une limite suptrieure pour la position des niveaux P, de 5Li et 5He par rapport au seuil 4He +p et 4He+n. Elles

GTATS Pt, P+ DE “He, ILi

57

sont en accord qualitatif avec les energies de 1.6 et 0.78 MeV qui rtsultent de la presente analyse et qui, elles, sont independantes des effets de penetrabilite. Sur les tableaux 2 et 3, les quantites W,, ont ttC deduites des largeurs partielles Ten. Ces largeurs reduites W,” sont l’analogue des largeurs 7: qui apparaissent dans la thtorie de la matrice R. On constate que les valeurs de W,” trouvees sont comparables pour les niveaux P+ et P, et, en plus, du m&me ordre de grandeur pour les deux noyaux 5He et 5Li. Ce rtsultat est logiquement attendu pour ces niveaux de m&me structure dans deux noyaux miroirs. L’energie coulombienne est differente pour ces deux noyaux. Cependant, la separation en energie Eps-Eps pour ‘He est de 2 MeV, comparable avec une separation en energie de 2.3 MeV pour les niveaux P de 5Li. Ceci implique que l’energie coulombienne est a peu pres la mEme pour l’etat fondamental et l’ttat excite dans un mCme noyau, ce qui est le resultat escomptt au premier ordre. 4.2. COMPARAISON

AVEC LES RkSULTATS

DES ANALYSES

EN MATRICE

R

Avant de comparer nos resultats a ceux obtenus par une analyse au moyen de l’approximation a un niveau de la matrice R, certaines remarques preliminaires s’imposent. Dans cette thtorie, les quantites qui caracterisent un niveau E,, 7; etc. dependent du rayon de la region interne et on ne peut leur donner une interpretation physique directe; ce fait a ete souligne d&s le debut par Wigner et Eisenbud “). Aussi une definition de l’energie d’un niveau rtsonnant est-elle ntcessaire. La definition qui a CtC recommandte par Lane et Thomas “) et qui est souvent utiliste est celle de passage par 90” de la partie resonnante des dtphasages. Elle implique la separation des dephasages observes en une partie resonnante et une partie coulombienne. La valeur de l’energie de resonance va dtpendre de la facon dont on opere cette separation. Cette difficult6 est amplifiee dans le cas des resonances larges comme par exemple pour les niveaux.larges de 4He [ref. ‘“)I. Ces indeterminations vont, dans une certaine mesure, obscurcir les tentatives de comparaison. Nous avons, cependant, report6 certains rCsultats 13*I49r9) concernant 5Li sur le tableau 4. Ces valeurs sont TABLEAU4 Parametres de l’analyse en dbphasage de 4He(p, p)4He *

Niveau (MS)

p+

(

f&

ER (c.m.)

RBf.

(MeV)

3.1 3.0

10.94

3.0 3.1

19.791 20.62)

11.4 15.28 15.32 I

3.0

14J

2.61

15.06

3.0

I91

16.9

2.08 2.12

131 14

4.5 8.23

3.9 4.79 -4.24

Pt

(ZV)

19i 8.64

‘3)

L. KRAUS

58

ET I. LINCK

obtenues en deux &apes: pour chaque tnergie, les dtphasages sont determines et ensuite c’est la variation avec l’tnergie de ces dephasages qui est analysee avec l’approximation a un niveau de la matrice R. La position du niveau Pt a part, les valeurs du tableau prtsentent une certaine dispersion, qui est principalement le reflet des ambiguftes rencontrees dans la deuxieme &ape. Les etudes ulterieures a de l’interpretation physique des celles des rtfs. 13*14, 1‘) se sont moins prtoccupees parambtres pour les niveaux P que de la meilleure determination possible des dephasages et de la representation de leur variation en fonction de l’energie. Les differents formalismes utilises pour cela conduisent a des rtsultats assez concordants du moins pour les ondes s et p [refs. 24, 32, 34, 3 “)I. Pour Cviter une indetermination due aux correlations entre les dephasages des differentes ondes, il a CtC estimt necessaire de parametriser directement les donnees, sans passage par les dephasages. En se placant dans le formalisme de la matrice R, une etude 23) determine ainsi pour le niveau Pt de 5Li ER = 2.06 MeV avec yi = 8.02 MeV et pour le niveau Pt ER = 8.10 MeV avec yf = 12.30 MeV. En s’appuyant legerement sur ces valeurs, les resultats obtenus pour 5He sont ER = 0.97 MeV avec 7: = 7.55 MeV pour le niveau Pt et ER = 6.43 MeV avec yz = 12.30 MeV pour le niveau P,; Ep+-Ep+ est done de l’ordre de 6 MeV. Ces rtsultats restent differents de ceux des tableaux 2 et 3. Les rtsultats obtenus pour la diffusion nuclton-4He, voie privilegiee pour etudier les etats P des noyaux de masse 5, sont done significativement differents suivant le formalisme, matrice R ou matrice S, dans lequel on se place. Etant don& qu’ils ont leur signification a l’interieur d’un formalisme don&, on peut se demander lesquels representent le mieux la realitt spectroscopique. 4.3. COMPARAISON

AVEC LES RfSULTATS

DE RfiACTIONS

CONDUISANT

A 5He ET ‘Li

Un element de reponse est donne par des reactions qui alimentent les niveaux P de 5Li et 5He avec une Cnergie tlevte; ainsi les effets de penetrabilite sont negligeables dans la voie d’entrte. Les reactions ‘Li(p, t)5Li et ‘Li(p, 3He)5He a E,, = 43.7 MeV aboutissent a des largeurs de 1.55 Jr 0.15 MeV pour le niveau fondamental de 5Li et 0.8+0.04 MeV pour celui de 5He [ref. 25)]; un niveau tres large est observe entre TABLEAU 5 Niveau P+ et P+ des noyaux ‘He et 5Li

5He

Niveau (MeV)

5Li

rkf. ‘)

rCf. 25)

p+ ( Q(4He+;) r

0.958 0.58 kO.02

0.8+0.04

0.78 0.72 hO.05 *0.03

P+ ( l:*c. E

2.6 4

2-5

2.0 5.5

10.4 fl

excks de masse 11.454&0.019

present travail

hO.5 fl

11.27510.05

r&f. ‘)

rCf. *5)

ref. 27)

z 1.965 1.5

1.45 1.6 10.1 &O.OS

1.55*0.15 5-10 3-5

2-5

11.679f0.037

p&sent travail

32:

9.0 2.3

&to.5 Al.5

11.313*0.1

ETATS P+, P* DE ‘He, 5Li

59

2 et 5 MeV d’excitation dans 5He et dans 5Li. La rkaction 6Li(p, d)5Li Q Ep = 33.6 MeV [r&f. 26)] suggbre un niveau P, proche du fondamental pour 5Li. La mCme rkaction 6Li(p, d)‘Li A 155 MeV [ref. “‘)I aboutit A situer le niveau P, B 3!: MeV d’excitation dans 5Li. Ces valeurs sont rassemblhes dans le tableau 5, avec celles communCment admises [rtf. ‘)I et celles dkduites de la prtsente analyse des diffusions nuclton-4He. Les erreurs indiqukes dans ce dernier cas reflktent, plut6t que les erreurs exptrimentales sur les don&es, une estimation de l’incertitude maximum a laquelle peut conduire l’analyse. On note sur ce tableau que certaines des caractkristiques spectroscopiques ktablies dans ce travail pour les niveaux P, et P3 de la masse 5 sont en accord, aux erreurs prts, avec les valeurs que donnent certaines reactions alimentant, ?I tnergie incidente elevCe, ces niveaux comme &tats finals. 5. Conclusion Nous avons dtterminC les caractkristiques sp:ctroscopiques des niveaux P des noyaux 5He et 5Li par une paramktrisation directe des donntes de section efficace et de polarisation de la diffusion nuclton-4H&. Cette analyse, faite dans le cadre de la matrice S, permet par la proctdure suiiie d’kviter certaines ambigui’tks rencontrkes, du fait de largeur des &tats considtrks, dans les analyses en dtphasages. Nous avons obtenu un accord satisfaisant entre les donnkes expkrimentales et les courbes calculCes, et ceci avec un nombre rtduit de paramktres, car mise A part la valeur du rayon dkterminte aussi sur les donnkes, aucun autre choix n’est nkessaire. L’aptitude du formalism: utilisk A donner d’un meme niveau quelque soit la voie consid&&, des caracttristiques sp:ctroscopiques concordantes est Ctudite par ailleurs 24, “). L’accord de nos r&sultats avec ceux des r&actions alimentant g knergie incidente ClevCe les deux premiers Ctats de la masse 5 comme Ctats finals, donne un certain support aux valeurs propostes dans ce travail et, en particulier, A la dktermination de la sCparation en Cnergie due au couplage spin-orbite Ep+-- EPt trouvCe Cgale A 2.lkO.5 MeV pour la masse 5. Nous avons eu de fructueuses discussions avec le Professeur J. Humblet et nous le remercions vivement. Nous remercions aussi le Professeur D. Magnac-Valette et les membres du Laboratoire des Basses Energies qui ont aide A la kalisation de ce travail, et plus particulikement le Docteur M. Wery dont nous avons utilisb le dispositif exptrimental. RBfkences 1) 2) 3) 4)

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60

L. KRAUS ET I. LINCK

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