Étude du schéma de niveaux de 225Ac

I,E.I: 3d~.

Nuclear Physics A202 (1973) 37--48; (~) North-Holland Publishing Co., Amsterdam

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I~TUDE D U S C H I ~ M A D E N I V E A U X D E 22SAc P. AGUER, A. PEGHAIRE et C. F. LIANG Centre de Spectromdtrie Nucldaire et de Spectromdtrie de Masse, B.P. 1, 91 - Orsay, France

Regu le 6 octobre 1972 (Revis6 le 10 novembre 1972) Abstract: The 225Ac level scheme, populated by the g-branching (0.25~0) of 229pa, was investigated with an ~-spectrograph and. a two-dimensional g-y coincidence device. The proposed level scheme was interpreted in terms of rotational bands and we tried to describe it in terms of the Nilsson configurations ~+ [651], j+ [642], ~t- [532], and ~- [523]. The perturbation of the K = .~ bands due to the Coriolis coupling were also discussed. RADIOACTIVITY 229pa [from 232Th(p, 4n)229pa]; measured E=, E3,, I~,, ~y-coin. 22SAc deduced levels, J, ~r, y-multipolarity. Si surface-barrier and Ge(Li) detectors, ~-spectrograph.

[

I

1. Introduction Les actiniums (Z = 89) se trouvent ~ la limite de la r~gion de grande d6formation des noyaux. Parmi ces ~l~ments, seul 227Ac a fait l'objet de nombreuses ~tudes spectroscopiques par d6croissance 0c de 2alpa. Les recherches effectu~es sur ce corps par F o u c h e r 1), De Pinho 2), ainsi que les travaux r6cents effectu6s dans notre centre 3) ont permis d'interpr~ter une grande partie des r~sultats en identifiant deux bandes de rotation ~t parit6 n6gative: Jr- [530] ~ 330 keV et ½- [532] ~t 0 keV, et u n e / t parit~ positive: ½÷ [651 ] ~t 27 keV, tr~s perturb6e en 6nergie. Ces r6sultats montrent que le module de Nilsson est encore valable p o u r ce corps. L'isotope 22SAc ayant deux neutrons de moins que 227Ac devrait ~tre moins ddform6. I1 nous a d o n c sembl6 tr~s int6ressant de v6rifier s'il est encore possible d'interprater le sch6ma de cet 616ment par l'existence de bandes rotationnelles, et, dans ce cas, de voir l'6volution de ces bandes dans ces deux noyaux. Le sch6ma de niveau de 225Ac est peu connu. Par d6sint6gration fl- de 22SRa (T½ = 15 d) seuls un niveau excit6 et le niveau fondamental sont peupl6s avec des intensit6s respectives de 63 % et 37 %. L a transition de 40 keV liant ces deux niveaux a ~t6 6tudi~e par Asaro et al. 4) qui l'ont identifi~e c o m m e 6tant de nature E1 normale. L ' e m b r a n c h e m e n t ~ de 229pa (T½ = 36 h) est extr~mement faible: 0.25 %. Hill s) et S u b r a m a n y a m 6) ont d~duit,/t partir des spectres magn6tiques ~, les 6nergies des niveaux de 22 SAc jusqu'~t 330 keV. Par la m~thode des coincidences ~-y entre d6tecteur /t barri~re de surface et scintillateur NaI, S u b r a m a n y a m a observ6 quelques 37

38

P. AGUER

e t aL

transitions ? de faible 6nergie, mais devant la densit6 des niveaux la r6solution du scintillateur NaI ne lui permettait pas de tirer des conclusions valables. Nous avons done repris l'6tude du sch6ma de niveaux de 225Ac ~ partir de l'embranchement c~ de 229pa.

2. Pr6paration des sources Les sources de 229pa ont 6t6 obtenues en bombardant, au synchrocyclotron de l'Institut de Physique Nucl6aire d'Orsay, une cible de thorium (1.8 g/cm 2) par des protons de 38 MeV. Les diff6rents protactiniums form6s 6taient extraits par risopropylph6nylc6tone en milieu HC1 10 N suivant la m6thode mise au point dans notre Centre 7). La source finale contenant principalement 228pa, 229pa et 23°pa, 6tait plac6e dans un creuset de tantale et volatilis6e ~t 1600°C sur une lame d'aluminium de 0.1 mm d'6paisseur. L'isotope 22apa poss~de un embranchement ~ dix fois plus important que celui de 229pa. Avec le choix de l'6nergie de proton et l'6paisseur de la cible, la production de 229pa 6tait notablement favoris6e mais, malgr6 cela, la source finale pr6sente une activit6 ~ de 22Spa du m6me ordre de grandeur que celle de 229pa. En ce qui concerne 23 Opa' sa pr6sence n'est pas g~nante du fait de son embranchement ~ extr~mement faible (0.003 %).

3. M6thodes exp6rimentales Devant le m61ange des 616ments actifs darts la source, l'identification des transitions ? de 225Ac ne peut &re faite que par des coincidences ~-?. Nous avons utilis6 la m6thode, courante dans notre laboratoire, des coincidences bidimensionnelles, avec acquisition en ligne sur le calculateur IBM 360-50 de l'institut de Physique Nucl6aire d'Orsay. L'analyse g a 6t6 fake sur 512 canaux/l raide d'un d6tecteur b. barri~re de surface refroidi ~ - 2 0 ° C (r6solution 17 keV). Les rayonnements ~, analys6s sur 1.024 canaux 6talent d6tect6s par une diode planaire Ge(Li) de 4 cm 3 de volume (r6solution 1.5 keV/L 100 keV). La fig. 1 repr6sente la partie du spectre ? de 229pa en coincidence avec la bande d'6nergie g de 229pa" Une repr6sentation bidimensionnelle, en perspective, du spectre de coincidence correspondant/L 229pa a 6t6 trac6e par le programme Galaxie s) (fig. 2). L'analyse de ces r6sultats, portant sur un grand nombre de canaux, a 6t6 largement facilit6e par l'emploi d'un ensemble de programmes de d6pouillement de spectres mis au point par l'6quipe du calculateur. Afin de mieux pr6ciser les 6nergies des niveaux de 22 SAc' nous avons repris l'6tude des spectres magn6tiques a de 229pa r6alis6s avec le grand spectrographe /t champ permanent de notre Centre 9). La source 6tait volatilis6e sur la tranche d'une lame d'aluminium de 0.2 × 15 mm. Une pose courte de 35 min (pose 1) a 6t6 suivie d'une autre pose de 62 h (pose 2). Une pose de contr61e, apr6s d6croissance de la substance m~re,

NIVEAUX DE 225Ac

39

permettait de d6celer l'importance des 616ments de vie longue. La pose 2 a pu 8tre analys6e directement par microdensitom6trie (fig. 3a) pour les raies d'intensit6 sup6rieure ~. 0.5 ~ . Des comptages au microscope par tranches de 0.1 mm ont pr6cis6 certaines raies de faible intensit6 (figs. 3b et 3c).

i0~

~:

A

101

200

,00

300'

460

ConouxI~

Fig. 1. Spectre des), en coincidences avec ]es ct de =ZgPa. Les Etoi|es (*) d6signent des raies de somme

Xx +),.

EtkeV] I~veouxZ2'3Ac 30 3~,5/.0

1500

~

/~E~tkelO

~Pa

Coihc/dences ot-~, ~ P o

Fig. 2. Spectre de coincidences ~-),.

40

P. AGUER

et aL

,2

w

Fig. 3. Spectre magn~tique e de 229pa: (a) microdensitogramme; (b) et (c) comptages au microscope.

4. R~sultats exp~rimentaux L'6tude du densitogramme (fig. 3a) nous permet de pr6ciser l'6nergie des niveaux de 225Ac ~t 0.3 keV pr~s. Un 6cart c o n t i n u a 6t6 observ6 avec les valeurs de Hill, atteignant 3 keV sur le niveau de 256 keV. Nos r6sultats sont en bon accord avec nos 6nergies des transitions ~ (_+0.2 keV) d6duites des coincidences ~-~. Hill a suppos~ l'existence de 3 raies ~ de faible intensit6 (0.17, 0.15 et 0.05 %) correspondant ~t des 6nergies ~ de 5420, 5411 et 5318 keV. Les comptages au microscope sur la pose 1 (fig. 3c) et sur la pose 2 (fig. 3b) nous montrent que seule la raie de 5411 keV conserve le rapport des intensit6s des raies de 229pa. Les autres raies sont m6lang6es ~t 228Th (5420 keV) provenant de 22apa, et ~t 232U (5322 keV) provenant de 232pa. L'existence des niveaux de 317 et 421 keV de 225Ac demande donc ~t ~tre confirm6e. Les r6sultats des coincidences ~-y sont r6sum6s dans le tableau 1. Dans ce tableau nous avons port6 les intensit6s y par 100 d6sint6grations 0~ de 229pa. Ces intensit6s ont 6t6 calcul6es en ' se basant sur l'hypoth6se que le rayonnement y de 75.1 keV, intense, est de nature El. Compte tenu de la pr6cision de nos mesures d'6nergies, la majorit6 des transitions y ont pu ~tre plac6es entre les niveaux observ6s par spectrographie ~. Seules les transitions de 30.0, 34.5, 140.6, 67.7 et 179.2 keV ne peuvent s'ins6rer dans ce sch6ma. Ces cinq transitions se placent de fa~on coh6rente en admettant l'existence de deux niveaux situ6s h 30.0 et 77.5 keV. Ces deux nouveaux niveaux n'dtant pas vu en spectrom6trie magn6tique ~ ont donc une alimentation inf6rieure/~ 0.2%.

NIVEAUX DE 22SAc

41

TABLEAU 1

lntensit6s des rayonnements7 en coincidences

(keV) ~

x

64.7

30.0 34.5 40.0 64.7 67.7 75.1 79.3 Xg 94.6 111.6 115.5 120.8 125.5 135.2 140.6 169.9 179.9

105.1

120.8

145.0

2.7(--1) 7.0(--1) 1.7(--1) 10.3(0) 4.6(0) 7.3(0) 1.7(0)

155.5

170.6

199.9

256.6

3 (--1) 6(--1) 2.8(--1) 6 (0) 2 (+1) 7 (--1) 1.4(0) 1.2(0) 1.1(0) 1.3(0)

5.0(0) 1.6(+1)

6.2(--2) 1.5(--1) 7.0(--2) 3.4(0) 6.2(--1) 1.6(0) 2 (--1) 2 (--1) 8 (--1) 4 (--1) 4.2(--1) 6 (--2) 1(+1) 4.8(0) 3 (--1) 9 (--2)

3.6(+1) 4.5(0)

2.7(0) 5 (--1) 8 (--1)

4(--1) 4.5(--1) ~ 6(--2)

(:~) puissance de 10.

100

21 65

11/2+

....................

•~12-)

I' - -

9/2+

~

256.6 1,7 .9/2

......

23/.8 0.7

9s " i! ' 8./, ..

hi2+ d ~ l " I 2. .

2s

.5

,s

voo

~,

2,9.3 0.,

7/2 +

199.9

8,5

f~tXa~

~, ~ ~:~,~ -.~, _..-~-r-..--7/2 , i ~J~ ~ 512÷ -.. , ~~oZ_~_, ,'7"A~_, ~ ---. ~

I

I, , ~

,

~1,'~

II,,,(:5

~7o.6 3.9

" ~

,~n-~®~,. ~.~.~

,I >2soo -

325.6 0,1 31zo

.............

~

"~

~ , ~

,,.

,~

,12. . ~;.~ 36.0 ~.~

~'~

712+

155s

e,..

;,~ ~

.

s/2+

6~.7s.~ "

~,

, 225A C

~:o

l

~,,

,

9

~2-o

62 ,os

keV I,.%

Fig. 4. Sch6ma de niveaux de 2ZSAc. Les valeurs entre parenth6ses donnent le pourcentage de d6sexcitation du niveau par le 7 consid6r6.

P. AGUER et al.

42

Comme nous ne disposons pas de donn6es concernant les 61ectrons de conversion nous avons d6duit les multipolarit6s propos6es dans le sch6ma par le calcul du bilan des intensit6s, bilan coh6rent pour l'ensemble du sch6ma. Cette m6thode, compte tenu de la grande diff6rence qu'il y a entre les coefficients de conversion totaux des transitions El d'une part et M1 ou E2 d'autre part, nous permet seulement de choisir entre ces deux hypotheses sans pouvoir d&erminer quels sont les taux de m61ange. Deux multipolarit6s sont certaines: celle du rayonnement de 40.0 keV (El normal), d6j~t d&ermin6e 4) et celle du rayonnement de 120.8 keV (M1 + (E2)) pour laquelle nous avons mesur6 un rapport XK/y de 7_+ 2. Elles confirment l'hypoth~se faite au d6part que la transition de 75.1 keV est de nature El. L'interpr&ation de l'ensemble de nos r6sultats exl~rimentaux a conduit au sch6ma propose fig. 4. Il faut noter qu'aucun indice ne nous permet de garder l'hypothbse d'un niveau h 51 keV propos6 par Subramanyam 6). De plus, une grande partie des transitions observ6es par ce dernier n'ont pas 6t6 confirm6es par nos mesures.

5. Interpretation du schema 5.1. BANDE FA.VORI'SI~E Les faibles facteurs d'eml~chement de l'6mission ~ de 229pa vers les niveaux de 155.5, 199.9, 256.6 et 325.6 keY (respectivement 3.5, 8.4, 21.0et 100), ont permis deproposer l'existence d'une bande de rotation bas6e sur le m~me &at que celui du niveau fondamental de 229pa" En consid6rant une d6formation plus faible que celle des noyaux voisins (231pa et 233pa), Hill a sugg~r~ l'&at ~r- [523] de Nilsson pour le niveau fondamental de 229pa" En comparant la partie faible 6nergie des sch6mas de niveau de 225Ac et 227Ac (paragraphe 5.2), il nous semble cependant pr6f6rable d'attribuer ~ la bande favoris6e de 225Ac, et donc au niveau fondamental de 229pa, l'6tat ~+ [642]. Cette attribution reste compatible avec l'estimation du log f t des deux transitions de capture 61ectronique de 229pa vers 229Th [r~f. 5)]. Les 6nergies des niveaux de cette bande favorise sont en accord/t 1 keV pros avec la formule

E(I) = h2I/2J(I+ 1) off h2/2j = 6.34 keV. 5.2. COMPARA[SON AVEC 227At; La valeur ~r du spin de l'6tat fondamental de 227Ac a 6t6 d6termin6e par voie optique 1s). Des mesures d'61ectrons de conversion 19) et de corr61ations angulaires ~-7 [r6f. 20)] sur le rayonnement y de 330 keV qui d6sexcite le niveau ~ de la bande favoris6e ½-[530] vers le niveau fondamental ont permis d'identifier ce dernier ~t l'6tat 3-[532] de Nilsson. Les isotopes 225Ac et 227Ac poss~dent tous deux une transition intense, de faible 6nergie, et de nature E1 (27.3 keV pour 227Ac et 40.0 keV pour 225Ac). La transition de 27.3 keV relie les t&es de bandes ~r+ [651 ] et 3 - [532] dans 227Ac [r~fs. 3, 20)]. II est raisonnable de penser que la transition de 40.0 keV de 225Ac relie 6galement deux bandes K = ~:.

NIVEAUX DE 225Ac

43

En utilisant la formule ~ deux termes pour les bandes ½ [r6f. lo)]: E(I)

= AI(I+

1)+A3(- 1)'+~(I-½)(I+½)(I+½),

(1)

n o u s avons calcul6 les param/~tres A et A 3 qui sont report6s dans le tableau 2 p o u r les deux corps. La fig. 5 repr6sente la partie basse 6nergie du sch6ma de niveaux des deux actiniums. Bien que n o u s poss6dions moins de donn6es p o u r 225Ac que p o u r 227Ac, la similitude des deux sch6mas d ' u n e part, la c o m p a r a i s o n des param6tres d'inertie d ' a u t r e part, nous sugg6rent que la b a n d e construite sur l'6tat f o n d a m e n t a l de 22 SAc soit p l u t 6 t la b a n d e { - [ 5 3 2 ] . C o m p t e t e n u de nos d6terminations de la nature des transitions d6sexcitant les niveaux de la b a n d e favoris6e, le choix que nous venons de faire de la parit6 des niveaux de basse 6nergie de 225Ac implique que la parit6 de cette b a n d e soit positive, et dans le d i a g r a m m e de Nilsson seul l'6tat ~+ [642] semble convenir. TABLEAU2 Param6tres des deux bandes de rotation de basse 6nergie 227Ac A =

22SAc 4.22 keV

A =

5.22 keV

bande construite sur niveau 40 keV bande construite sur niveau fondamental

z3-+[651 ] A3 = --0.086 keV A = 6.04 keV

Aa = --0.046 keV A = 6.26 keV

Aa = --0.016 keV

Aa = --0.042 keV

~-- [532]

706.8 --

"T

9/2

726. 6

-

\9,2.

[I

~o%

¢

705.? 7,~.0

.?.,.~.5/2-\

i

o~

~

\7/2

\

"0".x

\

7/2 77.5

29.9

5/2 30.0

o

3,2 o

a/2+ [e5~] ~.% ,_, 3,2 -'x N

227Ac

~

S/g- [5s23

225Ac

Fig. 5. Comparaison de sch6mas des niveaux de basse 6nergie de 22SAc et 227Ac.

44

P. A G U E R

et al.

Nous n'avons pas observ6 de niveaux pouvant ~tre attribu6s/l une bande ½- [530] pr6sente dans 227Ac" Par contre, en dehors de la bande favoris6e mentionn6e ci-dessus, les niveaux/t 120.8, 170.6, 234.8 et 6ventuellement 317 keV peuvent ~tre group6s pour constituer une autre bande K = ~z avec

h2/2j

= 7.11 keV.

Les multipolarit6s des rayonnements d6sexcitant ces niveaux entrainent que cette bande soit de parit6 n6gative. Elle peut 8tre attribu6e soit b. l'6tat de Nilsson ~-[523] soit ~. l'6tat ~-[512]. 5.3. B A N D E S /k PARfTI~ P O S I T I V E

Les deux bandes ~ parit6 positive ~+ [651] et ~z+ [642] remplissent la condition d'un couplage de Coriolis: AK = -t- 1. L'intensit6 de ce couplage est mise en 6vidence par la forme de la courbe (EI-Et+l)/21 en fonction de (2I) z (fig. 6) qui montre que le couplage de Coriolis affecte fortement la bande ~+ [642]. La matrice d'interaction s'6crit: (~+AI(I+ 1) A(~lj+lg3)(I-~z)~(I+~z)~ A(~lJ+1½)(I-k)+(I+~)+ ~++A[(I+1) ) " (2) La connaissance des 6nergies exp6rimentales des niveaux + et + des deux bandes permet de calculer les valeurs de e~_,e+, A et (~[j+[~). On en d6duit ensuite les 6nergies des autres niveaux (fig. 7). On constate que la bande ~ qui 6tait d6j~t en bon accord avec la r6gle en I(I+ 1) reste bien d6crite. Ceci montre que l'interaction de Coriolis sur cette bande est faible. Par contre l'accord n'est que moyen pour la bande ~:. Notons que les 6nergies des niveaux de la bande 3+[651] sont mieux reproduites

,t EI_EI_ 1

2I

(keV)

_

bande 5 / 2 -

o

.

.

.

.

.

--

(o)

---

o

I

s/~

I

z/2

I

~/2

]/2

~ ~z~2

Fig. 6. Variations de ( E ~ - - E I _ I ) / 2 I en fonction de (21) 2 p o u r les quatre bandes de 2ZSAc. U n e variation discontinue d6note u n couplage de Coriolis important.

NIVEAUX DE 225Ac

32~.6

326.9 11/2

256,6

256.8 9/2 ,219.3

220.9 11/2

199.9

(1~.9) 7/2

155.5

(155.5)5/2 157.2 9(2

45

216.4 1112

105.1

(105.D?12

(105.1) 7/2

(~4.7

(64.7) 5/2

(6~.7) sl2

400

35.9 3/2

(40.0) 3/2

valeurs exp~rimentoles

~vec coup/age de Corgis A = 6.06 keV ~312=13.2keV : ~5/2=101ke v 1<5121J*1312>l=o ss

avec formule : E(I) = AI(I+I)+ A3(_)I+32G.I/2)([4/2)(Z,3/2) A=5.22keV A3=-O.O46keV

Fig. 7. Niveaux de parit6 positive de 225Ac. par l'expression ( l ) qui tient compte au premier ordre, des couplages avec les bandes ½+ [660] et }+ [642]. Nous n'avons cependant pas pu identifier les niveaux de la bande ½ qui dolt se situer au dessus de 400 keV. Il est ~t noter que dans le noyau voisin, 227Ac, Lourens et al. 21) ont suppos6 l'existence d'une bande ½+ [660] m61ang6e b. ½+ [400] et construite sur le niveau de 435 keV. Dans l'616ment non diagonal de la matrice d'interaction (2) le terme (~21J+13) peut ~tre calcul6 entre les 6tats 3 + [642] et 3 + [651]: (}+ [64211J+1½+ [651]) = ~jtCjtCj,~/(j-C~)(j+~)

= 6.6,

pour une d6formation 6 = 0.2 *. Cette valeur qui varie peu avec la d6formation, est environ 8 fois plus importante que la valeur d6duite exp6rimentalement: 0.85. 5.4. BANDES A PARITI~ NI~GAT[VEtt Le fait que nous poss6dions moins d'informations sur les deux bandes 3 - et { que sur les bandes ~t parit6 positive doit entratner de grandes r6serves sur les conclusions que l'on peut en tirer. Le choix d'une bande K = { bas6e sur le niveau de 120.8 keV repose essentiellement sur la coh6rence du moment d'inertie ainsi d6duit avec le moment d'inertie de la bande fondamentale. t Les coefficients Cjx sont extraits de l'appendice D de la r6f. 11). *1" Fig. 8.

46

P. A G U E R et al.

L'interaction de Coriolis doit aussi affecter ces deux bandes. La connaissance de l'6nergie des niveaux nous permet par un calcul analogue ~, celui fait p o u r les bandes positives, de d6terminer: l (½- [J+ l~:- > l = 0.56.

_3_U__.

313.7

1112

23~.8

23Z. 6

9/2

170.6

(170.6)

712

72o.e

(IZO.e)_2_5/2

138.6

77.5

30.0 0

valeurs exp~rirnenteles

(7Z5)

9/2

7/2

(30.0)

5/2

3.9

3/2

-

evec couploge de Corielis : A = 6. 95keV ~3/2 = - 30.0 key ~ S/2 = 59.1keV

1<5/zlJ,13/z>l=o.sa Fig. 8. Niveau de parit6 n6gative de Z25Ac.

La bande fondamentale a 6t6 choisie c o m m e 6tant l'6tat :}- [532] de Nilsson. En ce qui concerne la bande K = :~ on a l e choix entre les deux 6tats g2-[512] et -~-[523], p o u r lesquelles les d6terminations th6oriques nous donnent: 1(2~ - [512]1j+1~- [532]}1 = 0.062, I(~-- [523]1j+1~:- [532]}1 = 4.4. L'effet des couplages n6glig6s se traduisant par une diminution des 616ments de matrice de Coriolis, implique que la bande K = } soit construite sur l'6tat } - [ 5 2 3 ]. Ce facteur de r6duction est donc 6gal ~t ~-, et est identique h celui observ6 p o u r les bandes positives. 5.5. DISCUSSION

(i) On constate que les bandes b. parit6 positive et n6gative ont des c o m p o r t e m e n t s semblables. Cela ressort:

NIVEAUX DE 22SAc

47

(a) de l'allure g6n6rale du sch6ma de niveaux (fig. 4); (b) des courbes de la fig. 6, oO l'on remarque que l'interaction de Coriolis affecte de fa~on comparable les deux groupes de bandes; (c) des valeurs tr~s proches des facteurs d'att6nuation de l'interaction de Coriolis.

(3/2+) ref 17 2291, 92~ x , ~ =80% "x

20%

o

S12(±) 91 u,. >99Yo

(3/2 +) ref 17 225Th .

%

3/2(-) 225A~ 89~" " ~ - r e f

5/2¥ [633] 2297~.

~ o 3

(3/2+) ref 16

Fig. 9. Sch6ma de d6croissance des noyaux voisins de =ZSAc.Les grandeurs entre parentheses ne sont pas ~tablies avec certitude.

De cette ressemblance, il ressort que nos conclusions restent valables si on intervertit les parit6s. Ceci entraine une ambiguit6 qui ne peut pas ~tre lev6e par la eonnaissance que nous avons des noyaux voisins de 22SAc, dont la d6croissance aboutit ~t ce dernier (fig. 9). Parmi ceux-ci, seul 229Th a u n niveau fondamental dont l'identification a 6t6 faite avec certitude. Notre choix de la parit6 du niveau fondamental de 22SAc ne repose done que sur la comparaison avec 227Ac. (ii) Nous essayons d'expliquer le facteur d'att6nuation des 616ments de matrice de Coriolis par deux possibilit6s: (a) I1 peut exister un couplage AN = 2 entre les 6tats de protons }+ [651 ] et }+ [402]. Le m~me couplage a d6j~t 6t6 mis en 6vidence entre les m~mes 6tats de Nilsson pour les neutrons dans la r6gion des terres rares (Gd et Er) 12), ainsi que pour le X55Dy (N = 89) ,3). Mais ce couplage n'est pas envisageable pour les bandes n6gatives dans la r6gion de 225Ac. (b) Malgr6 l'absence de rayonnements E1 intenses entre les niveaux ~± et ~ : , nous pouvons n6anmoins envisager l'existence d'un couplage niveau de particule-vibration octupolaire entre ces niveaux. En effet, des niveaux tt caract~re vibration octupolaire K = 1- ont 6t6 observ6s tt basse 6nergie (environ 250 keV) dans les noyaux pairspairs voisins. Ce couplage doit affecter les bandes positives aussi bien que n6gatives.

P. AGUER et al.

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6. Conclusion D a n s cette 6tude nous a v o n s 6t6 guid6s p a r la c o m p a r a i s o n ave¢ 227Ac" C o m m e ce dernier, 22 SAc peut s'expliquer p a r une structure en bandes de r o t a t i o n : dans un intervalle de 150 keV q u a t r e bandes o n t &6 propos6es. Les m o m e n t s d'inertie de ces q u a t r e bandes de r o t a t i o n font a p p a r a i t r e une d & o r m a t i o n q u a d r u p o l a i r e du m ~ m e o r d r e de g r a n d e u r q u e celle de 227Ac. P a r contre des differences d ' a t t r i b u t i o n des ~tats de Ni l s s o n existent entre les deux noyaux. D a n s la r6gion de A = 225 une d6f o r m a t i o n hexad6capolaire 54 = - 0 . 0 4 a 6t6 pr6vue p a r les calculs de N i l sso n 14) et c o m m e l ' o n t m o n t r 6 Ogle et al. 1 s) une telle d 6 f o r m a t i o n entraine des modifications i m p o r t a n t e s dans l ' o r d r e des 6tats. Les diff6rences ¢onstat6es p o u r r a i e n t d o n c p r o venir d ' u n e 6volution possible de la d & o r m a t i o n 54 entre les deux noyaux. N o u s tenons ~ r e m e r c i e r M. P i e p e n b r i n g des r e m a r q u e s int6ressantes q u 'i l nous a faites.

R6f6rences 1) R. Foucher, A. G. de Pinho et M. Valadares, Congr6s international de physique nucl6aire, Paris, 1964, CNRS (Paris, 1964) tome I[, p. 62 2) A. G. de Pinho, E. D. da Silveira et N. L. da Costa, Phys. Rev. C2 (1970) 572 3) C. F. Leang, th6se de doctorat, Orsay, 1969; J. Phys. 31 (1970) 269 4) I. Perlman, F. Stephens et F. Asaro, Phys. Rev. 98 (1955) 262; F. S. Stephens, Jr., thesis, Univ. California, UCRL-2970 (1955); F. Asaro, F. S. Stephens, J. M. Hollander et L Perlman, Phys. Rev. 117 (1960) 492 5) M. W. Hill, thesis, Univ. California, UCRL-8423 (1958) 6) V. B. Subramanyam, thesis, Univ. California, UCRL-11.082 (1963) 7) G. Bastin et R. J. Walen, Colloque international sur la physico-chimie du protactinium, Orsay, 1965, CNRS (Paris, 1966) p. 315 8) R. Jory, th6se 36me cycle, Orsay, 1972 9) C. F. Leang, th6se de 36me cycle, Orsay, 1962 10) I. Hamamoto et T. Udagawa, Nucl. Phys. A126 (1969) 241 11) J. P. Davidson, Collective models of the nucleus (Academic, New York and London, 1968) 12) P. O. Tjom et B. Elbek, Mat. Fys. Medd. Dan. Vid. Selsk. 37 (1969) 7; 36 (1967) 8 13) J. P. Torres, P. Paris, D. Lecouturier et P. Kilcher, Nucl. Phys. A189 (1972) 609 14) S. G. Nilsson, C. F. Tsang, A. Sobiczewski, Z. Szymanski, S. Wycew, C. Gustafson, I. L. Lamm, P. M611er et B. Nilsson, Nucl. Phys. A131 (1969) 1 15) W. Ogle, S. Wahlborn, R. Piepenbring et S. Fredriksson, Rev. Mod. Phys. 43 (1971) 424 16) E. F. Tret'yakof, N. I. Tret'yakova, V. F. Konyaev, Yu V. Khrudev, A. C. Beda, G. F. Kartashev et L N. Vishnevskii, Izv. Akad. Nauk SSSR (ser. fiz.) 34 (1970) 856 17) C. P. Ruiz, thesis, Univ. California, UCRL-9511 (1961) 18) F. S. Tompkins, M. Fred et W. F. Meggers, Phys. Rev. 84 (1951) 168 19) G. R. Hagee, R. C. Lange, A. G. Barnett et A. R. Campbell, Nucl. Phys. All5 (1968) 157 20) C. F. Leang, J. Phys. 32 (1971) 95 21) W. Lourens, B. O. ten Brink et A. H. Wapstra, Nucl. Phys. A171 (1971) 337