Mesures de diffusion élastique d'électrons de 28 MeV par les noyaux lourds

Nuclear Physics 17 (1960) 141--152; (~) North-Holland Publishing Co., Arnsterdam Not to be reproduced by photoprint or microfilm without written permission from the publisher

M E S U R E S DE D I F F U S I O N i~LASTIQUE D'I~LECTRONS DE 28 MeV P A R LES N O Y A U X L O U R D S j . ]3. B E L L I C A R D et P. B A R R E A U

Section de Physique Nucldaire ~i Moyenne Energie, C.E.N. SaclaT,/ 1Re~u le 21 j a n v i e r 1960 A b s t r a c t : W e h a v e m a d e m e a s u r e m e n t s on 28 MeV elect ron s c a t t e r i n g b y gold a n d b i s m u t h nucleus. A n g u l a r d i s t r i b u t i o n s of s c a t t e r e d electrons h a v e a l l ow e d us to d e t e r m i n e t he root m e a n s q u a r e r a d i u s of t h e c h a r g e d i s t r i b u t i o n of the t w o nuc l e i w i t h a p r e c i s i o n of t w o pe rc e nt . For t h e p a r a m e t e r r 0 e n t e r i n g i n t o t h e e x p r e s s i o n for t h e r a d i u s R = r 0.-I ~ of t h e h o m o g e n e o u s s p h e r e a d o p t e d as c h a r g e d i s t r i b u t i o n model, we found (in u n i t s of 10 -~a cm) r 0 = 1.174-0.02 for gold, r 0 = 1 . 1 5 ± 0 . 0 3 for b i s m u t h . These results are in a g r e e m e n t w i t h h i g h - e n e r g y elect r o n s c a t t e r i n g results.

1. Introduction Le grand d~veloppement des mesures de diffusion 61astique des 61ectrons par le noyau a montr6 l'int6r~t de ces exp6riences pour la d~termination pr6cise de la distribution de charge des noyaux. Les mesures de diffusion 61astique effectu6es par Hofstadter 1,3) sur les noyaux lourds avec des ~lectrons d'6nergies relativement 61ev6es (E > 150 MeV) ont permis de d6terminer avec une bonne pr6cision les param~tres principaux des distributions de charge: rayon quadratique moyen (r 2) et 6paisseur de surface. Par contre, d'autres mesures effectu6es avec des 61ectrons d'6nergies moyennes 3,4) (30 MeV < E < 60 MeV) ont non seulement abouti ~ des r~sultats moins pr6cis sur la mesure de (r~), mais indiquaient des valeurs de ce param~tre inf6rieures de 5 it 10 % ~ celles trouv~es par Hofstadter. Les analyses th6oriques de la diffusion 61astique d'61ectrons par les noyaux lourds reposent sur la r6solution par la m6thode des ondes partielles de l'6quation de Dirac relative h la diffusion d'~lectrons par un noyau dont la distribution de charge statique est de sym~trie sph6rique 5,6, 7). Si l'6nergie des ~lectrons est inf6rieure ~. 30 MeV, l'analyse math6matique du probl6me d6montre que la distribution angulaire des 61ectrons diffusds ne d6pend el1 premiere approximation que du rayon quadratique moyen de la distribution de charge. Ces consid6rations nous ont conduits ~ effectuer une nouvelle s6rie d'exp6riences sur la diffusion d'61ectrons par des noyaux lourds tels que l'or et le bismuth. La comparaison de nos r6sultats avec les distributions angulaires th6oriques obtenues pour diverses valeurs du rayon quadratique moyen nous ont permis de d6terminer ce param~tre avec une pr6cision meilleure que 2 %. 141

142

j . B . BELLICARD ET P, BARREAU

Dans cette limite, nos rdsultats sont compatibles avec ceux obtenus par Hofstadter et al. 1,2). 2. Appareillage

et

m6thodes

exp6rimentales

2.1. PRODUCTION DU FAISCEAU

Le faisceau d'dlectrons utilisd pour nos exp6riences de diffusion est celui de l'accdldrateur lindaire d'dlectrons de 28 MeV du Centre d ' ~ t u d e s Nucldaires de Saclay. A la sortie de l'accdldrateur, un analyseur magndtique 10) form6 de deux secteurs magndtiques de 60 ° permet d'obtenir un faisceau utile d'dlectrons d'dnergie E connue avec une prdcision de 2 °/0o; ces 61ectrons sont groupds dans une bande d'dnergie A E telle que AE/E m 2 O/oo. Ce faisceau est resserr6 sur la cible de diffusion par un syst6me de deux lentilles quadrupolaires; ses dimensions atteignent alors 2 m i n x 6 mm. 2.2. ANALYSE DU FAISCEAU DIFFUSI~

L'analyse du faisceau diffusd est assurde par un spectrom6tre magndtique double focalisation formd par un secteur de 162 °. L'angle du secteur et sa disposition par rapport ~ la chambre des cibles ont dt6 choisis pour assurer une analyse des dlectrons diffus6s sous des angles variant continfiment de 19 ° h 161 °. Le secteur magndtique, la pattie inf6r~eure de la chambre de diffusion, le syst&me de ddtection et sa protection sont montds sur une plateforme tournante dont l'axe de rotation passe par le centre de la cible (fig. 1). La pattie supdrieure de la chambre des cibles est maintenue fixe pendant la rotation de cet ensemble; un chemin de roulement assure sa liaison m6canique avec la pattie infdrieure, l'6tanch6itd de la chambre dtant assurde par un seul joint de ndopr6ne. Le changement de l'angle d'analyse peut ainsi ~tre effectual en gardant un bon vide dans tout l'ensemble des canalisations. Pour un angle solide d'acceptance m axi m um ~/4zr = 0.5 × 10 -~, les qualit6s optiques du spectrom~tre, dtudides avec une source d'61ectrons monocindtiques, permettent d'obtenir un pouvoir de rdsolution AE/E-~ 2.2 0/00; AE ddsigne ici la largeur ~ mi-hauteur de la raie enregistrde. La stabilitd du champ magndtique du spectrom&tre dtait assurde par la rdgulation de la tension d'alimentation des bobines d'excitation A mieux que 0.5 x 10 -3. L'dtalonnage du champ magndtique, effectud avec une sonde ~. effet Hall, nous donne, par mesure du courant circulant dans les bobines, la valeur du champ magndtique avec une precision de 2 x 10 -3.

La ddtection des dlectrons diffusds est effectude au moyen de scintillateurs plastiques. Les dlectrons traversent successivement deux scintillateurs de 0.5 mm d'dpaisseur; le premier est situd dans le plan focal du spectrom6tre; sa largeur (2 ram) est voisine de celle du faisceau; le second scintillateur, situd 10 cm du premier, sur le trajet du faisceau, a des dimensions plus larges,

MESURES DE DIFFUSION I~LASTIQUE D'ELECTRONS

X

143

DU FAI5CEAU

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10

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'~-"~ . / . / II1' / II /

I---I Fig. I. Sch6ma de l'installation du spectrom~tre plac6 dans la position d'analyse des ~lectrons diffus6s sous l'angle m i n i m u m 0rain = ~. On notera: (a) la c h a m b r e de cibles: (b) le dispositif de c o m p t a g e adopt6 p o u r la d6tection en coincidence des 61ectrons diffuses: les deux scintillateurs S t et S 2 plac6s sur le t r a j e t des dlectrons s o n t vus p a r deux photomultiplicateurs.

notamment pour tenir compte de la diffusion multiple des 61ectrons dans le premier. Les deux scintillateurs sont vus par des photomultiplicateurs 56 AVP qui commandent un circuit ~ coincidence, dont le temps de r6solution est de 10-s s. Ce syst6me a l'avantage de r6duire consid6rablement le bruit de fond.

2.3.PROCI~DURE EXPI~RIMENTALE Le monitorage des exp6riences est effectu6 au moyen d'un cylindre de Faraday dont les dimensions permettent d'arrfiter compl6tement le faisceau d'~lectrons et de contr61er constamment son intensit6 au cours de l'exp6rience 11). La direction et la concentration du faisceau sur la cible ont 4t6 contr616es au moyen de lames de verre impressionn6es par le passage du faisceau. E n raison de la grande variation de la section efficace de diffusion en

da/dD

fonction de 0,

[t da \o=~o°1 ) / da

(~O)O=leOOm 104,

J. B. BELLICARD ET P. BARREAU

144

nous avons utilis6, pour chaque distribution angulaire, deux cibles dont l'6paisseur variait dans un rapport 10 environ. Pour l'or, nos cibles avaient des densit6s superficielles de 109 Fg/cm 2 et de 920/~g/cm 2. Pour le bismuth, ces densit6s ~taient de 120/~g/cm 2 et de 1230/~g/cm 2. Le raccordement des mesures effectu6es avec chaque cible 6tait r~alis6 pour 0 = 90°; au cours des mesures, les cibles 6taient orient6es de fa£on ~ faire un angle de 15 ° avec le faisceau incident. Pour chaque angle de diffusion, le relev6 complet du pic 61astique 6tait effectu6 cinq lois en moyenne. Les distributions angulaires ont 6t6 6tablies avec les comptages relev6s au sommet du pic; ces comptages sont Ionction de la r6solution du spectrom~tre qui reste constante au cours d'une s~rie d'exp6riences. Cette m6thode nous a permis de v~rifier le recoupement statistique de chaque s6rie de mesures. 600

'

I

I

500 A~97 400

79

28 M e V

8=150 °

u7 td oe"

300

.¢' n," F-

200

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I

100 tO hi

\

t

b'-

23

27.5

27.6

27.7

27.8

27.9

284

28.2

t

28.3

28.1

28.2

28.3

280

E N E R G I E ~N M e V 6000

"N

5000 Z

A 197

g m

4000

X

3000

79

0 : 33 °

ii

2000

1000

2Z5

F

1r

28MeV

\. 27.6

27.7

27.8 ENERGIE

27.9

28.0

EN M e V

F i g . 2. D i f f u s i o n d e s ~ l e c t r o n s p a r l'or. C o u r b e s t y p i q u e s d o n n a n t les t a u x de c o m p t a g e en f o n c t i o n

d e l'6nergie d e s d l e c t r o n s diffusds p o u r 0 = 3 3 ° e t 0 =

1 5 0 °.

MESURES DE DIFFUSION ~LASTI~UE DI~LECTRONS

145

Nous donnons le relev6 typique de deux pics 61astiques pour l'or A 33 ° et 150 °. La r6solution obtenue 3 E / E = 4.5 °/0otient compte de l'optique du spectrom~tre et de la d6finition en 6nergie du faisceau incident (fig. 2).

3. A n a l y s e th6orique La distribution angulaire des 61ectrons diffus6s par le noyau est donn6e par ddr

= sec'

½011(0)1~,

I

(1)

/(0) = 2ik ~-" eZ'~,(i+½)( P,-½ (cos O)+ P,+½ (cos 0)),

(z)

~j ---- ~jo+6j,

(3)

oh j e s t le moment angulaire total de l'onde partielle, et k le nombre d'onde de F~lectron. Le d~phasage ~ de chaque onde partielle est la somme de deux termes: ~/Je repr6sente la partie purement Coulombienne de la diffusion (c'est-~t-dire la diffusion par un noyau ponctuel de charge Ze); le d6phasage suppl6mentaire 6j d~pend de l'6nergie et de la r6partition de charge envisag6e par la valeur prise par la fonction 7j(kR) ~ la surface du noyau: ~x,~(kR)

r~(kR) -- $*,,(kR)'

(4)

oh $1, $, sont les solutions des ~quations radiales de Dirac pour l'61ectron dans le champ du noyau. Seules les premieres ondes partielles sont affect6es par l'extension des charges; pour des 6nergies ~ 30 MeV, la valeur 6½ est pr6pond6rante pour d~crire cet effet: A 28 MeV nous avons d~j~ 6t __<0.02 6½. Pour le mSme domaine d'6nergies, plusieurs auteurs, Elton 12), Bodmer a), Glassgold s), utilisant des m6thodes approch6es pour le calcul de 7~(kR), ont tent6 de montrer que, dans la limite de pr6cision des exp6riences, la distribution angulaire des ~lectrons diffus6s ~tait ind6pendante du module de distribution de charges pourvu que le rayon quadratique moyen (r *) soit le m~me pour deux types de distribution de charge consid~r~s. Cela conduit par exemple A donner au rayon R s d'une sphere creuse charg6e superficiellement une valeur Rs = ( )½RH, R H d6signant le rayon de la sphere pleine dquivalente; Reignier 9) a d6montr6 que deux distributions de charge sont 6quivalentes ,,du point de vue de l'onde partielle ~"et de l'6nergie E "si elles donnent la m~me valeur ~t la valeur moyenne

146

J.B.

BEI.LICARD ET P. BARREAU

d'une certaine fonction J ~ (kr) prise sur l'dtendue du noyau. Aux basses 6nergies (J~(kr)) s'exprime au moyen des moments des charges; par exemple,

b2(0) =

(r.)

-

l--g-

(5)

oh b ( 0 ) = V(O)--E est l'6nergie cin6tique de l'61ectron prise au centre du noyau. Cette analyse nous conduit (r2)H=a(r2)s,

~>

1 ( e = 1.02

pour E =

281VIeV).

La sphere creuse 6quivaJente ~ la sphere pleine du point de vue de l'onde partielle ~' ---- ½ doit avoir un rayon quadratique moyen (r2)s plus petit que celui de la sphere pleine (r~)H, si l'on veut que le d@hasage supplfmentaire d½ soit le m~me pour les deux distributions. Le calcul exact de 81 pour les deux types de distributions de charge confirme cette appreciation. Si l'on veut d6terminer (r 2) ~ une pr6cision supfrieure de 2 %, il faut adopter un module de charge aussi voisin que possible de la distribution de charge r6elle; c'est pourquoi nous avons adopt6 un module de sphere pleine pour calculer les distributions angulaires des 61ectrons diffusfs pour diff6rentes valeurs de (r 2) = 0.6R~. Pour se conformer aux notations habituelles,

R H = roA½× 10-lz cm; c'est entre diff6rentes courbes reli~es A des valeurs d6finies de r 0 que nous opterons.

4. Analyse des exp6riences Les r~sultats bruts recueillis au cours de l'exp~rience doivent subir des corrections qui tiendront compte de la g6om6trie de l'exp6rience (angle solide du spectromfitre, direction moyenne, dimensions et ouverture du faisceau), des ph6nom~nes secondaires subis par les 61ectrons dans la cible (diffusion multiple, pertes radiative@ 4.1. C O R R E C T I O N S

DE

Gt~OMI~TRIE

L'angle minimum sous lequel la diffusion des 6lectrons peut ~tre observ~e est fl = 19°. Le spectrom&tre 6tant en place pour cette observation, une rotation d'un angle 9 de la plateforme qui le supporte permet d'observer la diffusion sous l'angle 0 tel que cos 0 = cos fl cos ~0. Une variation AO de 0 s'exprime lindairement en fonction des variations A~0et Aft qui en sont l'origine:

AO = cotg 0 (A~ tg ~+Afl tg fl).

MESURES DE DIFFUSION ~LASTIQUE D'~LECTRONS

'147

L'angle solide d'acceptance du spectrom~tre est d61imit6 par un diaphragme d'ouverture rectangulaire S qui permet de recevoir sur le d6tecteur des 61ectrons diffus6s sous des angles 00+A0; les valeurs extremes de AO sont d6finies par A9

=

+1.6

°,

A/5=

+2.8

°.

I1 en r6sulte que la section efficace moyenne des 61ectrons diffus6s dans l'angle d'acceptance du spectrom~tre est

?

,~1 = /

(~(0) dA~o dA ~0

,as

S

off a(O) au voisinage de 0o peut s'exprimer par a = a(Oo)e-a°/a,

G = cte.

(6)

La connaissance de al permet de corriger l'intensit6 revue sur le d6tecteur et de la rapporter ~ a(0o): cette correction atteint 1 % A 30°; 0.3 % ~ 150°; elle est A peu pros n6gligeable. La dimension et l'ouverture angulaires du faisceau pourraient introduire d'autres corrections sur la mesure de a. Si l'on admet que ces deux effets sont repr6sent6s par une distribution gaussienne, la section efficace moyenne mesurde ~ 0o est dO' = a(0)o e-la'/4v*l ~(o) = (~iA)-~f_+: a(O') exp --(0--0')2 A2 avec A ~ 1°; a(O') est donn6 par (6). Cette valeur moyenne de la section efficace mesur6e donne une nouvelle correction de l'intensit6 revue par le d6tecteur; elle est inf6rieure A la pr6c6dente et n~gligeable. 4.2. PHt~NOMt~NES SECONDAIRES DANS LES CIBLES La diffusion multiple des 61ectrons dans les cibles est n6gligeable: pour la cible de bismuth la plus 6paisse (1230 #g/cm 2) l'angle moyen de diffusion multiple est inf6rieur ~ 18'. Les 6lectrons diffus6s qui subissent des pertes radiatives sup6rieures l'intervalle d'6nergie A E accept6 par les d6tecteurs ne sont pas compt~s dans le pic 61astique. L'intensit6 1 = Io e-~ reque par le cristal est inf6rieure A celle, I o, qu'il recevrait en l'absence de pertes radiatives. Schwinger et Suura 13,1,) ont 6tudi6 l'interaction de l'6lectron avec le champ de radiation et calcul6 le coefficient (5 qui permet d'6valuer les pertes radiatives en fonction de la r6solution du spectrom&tre et de l'angle 0 de diffusion:

148

J.

=

log

B. B E L L I C A R D

-

E T P. B A R R E A U

log

sin½0 -½

(7)

Dans le cas de l'or, si A E / E ---- 3 × 10-3, le pourcentage d'~lectrons perdus dans le comptage par effet radiatif passe de 12 ~ A 30 ° ~ 17 ~/o ~- 150°. I1 est donc n6cessaire d'en tenir compte dans l'estimation de I o. 4.3. CONFRONTATION DES R]~SULTATS EXP]~RIMENTAUX ET TH]~ORIQUES

L'exp~rience nous d61ivre la distribution angulaire des ~lectrons diffus6s en valeur relative. La diffusion des ~lectrons sous des angles faibles, 0 ~ 30 °, est tr~s peu d6pendante de la distribution de charge et nous permettrait A la rigueur d'ajuster nos r6sultats exp6rimentaux A une courbe de distribution angulaire th6orique. Cette m6thode ne donne qu'un r~sultat pr61iminaire qui peut ~tre utilis6 ensuite darts l'emploi de la m~thode des moindres carr~s pour ajuster avec pr6cision notre courbe de distribution angulaire exp6rimentale une courbe th~orique. La m6thode des moindres carr6s indique que l'expression

(o,),

(8)

dolt ~tre rendue minimum par ]e choix d'une courbe th~orique appropri~e; a~ et ~ sont les sections de choc de diffusion th~orique et exp~rimentale l'angle 0~, N~ d6signe le nombre total de coups compt&sdans rexp6rience pour ]'angle 0~. Le param~tre ~ est introduit pour tenir compte du fait que /}~ n'est connu qu'en valeur relative. Pour chaque courbe th~orique,]e param6tre sera choisi de fa$on ~ rendre minimum l'expression (8):

=

(0)

5. R~sultats 5.1. DIFFUSION ]~LASTIQUE SUR L'OR L'or est un noyau tr~s peu d~form6, comme le montre la vaieur de son moment quadrupolaire; la valeur p de son moment magn6tique n'est pas nulle. L'~tude th6orique a montr6 que la contribution magn6tique dipolaire qui en r6sulte d~pend de la m~me fa~on que la charge de la taille finie du noyau. Le rapport de ces deux contributions est de l'ordre de (~/Z) 2et n'est appr6ciable que pour les noyaux Mgers i, is). Le noyau d'or peut donc ~tre consid6r~ dans nos exp6riences de diffusion comme une distribution de charge statique ~ sym6trie

149

MESURES DE DIFFUSION I~LASTIQUE D'~LECTRONS

sph~rique; les m~mes conclusions seront valables pour le bismuth. L'or pr~sente deux niveaux & 77 et 268 keV; ceux-ci ne donnent pas de contribution appreciable ~ la diffusion is); le pic correspondant au niveau de 268 keV qui pourrait ~tre s~par~ facilement du pic ~lastique n'a pas ~t~ vu, m~me & grand angle (160 °) avec une cible plus ~paisse (8 mg/cm~); l'examen des pics ~lastiques relev~s aux grands angles montre qu'ils ne prdsentent pas de d~formation susceptible d'indiquer une contribution du niveau de 77 keV. La m~thode des moindres carrds appliqu~e & la distribution angulaire exp~rimentale (fig. 3) des dlectrons diffuses par l'or sous des angles 0 tels que 33 ° _< 0 _< 150 ° nous indique que le meilleur accord est obtenu pour la courbe t00

197

Au

to I

I L_

{b) "10 -1 I

i

i 10 -~

--

~

t

1171

I I J_. . . . 10 °

30 °

50 °

70 °

90 °

110 °

130 °

150 °

170 °

9

Fig. 3. Xl~Au. (a) D i s t r i b u t i o n a n g u l a i r e des dlectrons diffus6s. Les p o i n t s e x p 6 r i m e n t a u x s o n t distribuSs s u r la c o u r b e t h d o r i q u e r o = 1.17. Les f l u c t u a t i o n s s t a t i s t i q u e s s o n t b e a t m o u p t r o p faibles p o u r y figurer. (b) Courbe th~orique c o r r e s p o n d a n t a u n o y a u ponctuel.

1E0

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BELLICARD

ET

P. B A R R E A U

de distribution angulaire thdorique qui correspond ~ la diffusion par un n o y a u sphdrique h o m o g d n e de r a y o n R = r o A } X 1 0 -is cm = 6 . 8 1 × 1 0 -I~ cm. La prdcision o b t e n u e sur la mesure des paramdtres e x p d r i m e n t a u x (angle de diffusion, dnergie des dlectrons incidents), leurs ldgdres fluctuations au cours des mesures, nous ont amends A conclure que la prdcision o b t e n u e sur r 0 est meilleure que 2 %; p r a t i q u e m e n t r 0 = 1 . 1 7 + 0 . 0 2 . 5.2. DIFFUSION t~LASTIQUE SUR LE BISMUTH La distribution angulaire e x p e r i m e n t a l e des dlectrons diffusds (fig. 4) par le n o y a u de b i s m u t h s'dtend sur un d o m a i n e angulaire plus faible que dans le cas du n o y a u d'or; elle est comprise dans des limites telles que 62°.5 < 0 < 150°; la 100

2d~ 20~

B~ 10

~"\,\

\\

"\ \\, ",\\

\

10-1

\

\\ \

'\ ~.

10 -2

\

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_

\ 10 °

30 °

50 °

70 °

90 °

110 °

130 °

150 °

170 °

e

Fig. 4. 2°9Bi. (a) Distribution angulaire des dlectrons diffusds. Les points e x p d r i m e n t a u x sont port4s sur la courbe th4orique r o = 1.15. (b) Courbe th~orique correspondant au n o y a u ponctuel.

MESURES DE DIFFUSION t~LASTIQUE D'ELECTRONS

151

pr6cision statistique des points exp6rimentaux est dgalement moins bonne. I1 en r6sulte que la pr6cision obtenue sur r0 est sensiblement moindre que pour l'or: r 0 = 1.154-0.03. 6. C o n c l u s i o n s La valeur du rayon quadratique moyen de la distribution de charge des noyaux lourds qui r6sulte des valeurs trouv6es pour le param~tre r 0 est en accord avec celle donn6e par les exp6riences de Stanford r6alis~es avec des 61ectrons d'6nergies plus 61ev6es (150 MeV < E < 185 MeV). Ces exp6riences donnaient pour l'or r 0 = 1.184-0.01 et pour le bismuth r o = 1.204-0.025 e). Les valeurs plus faibles du param~tre r 0 trouv~es par Pidd et Hammer 4) ne sont pas confirm6es: elles semblent r6sulter de la faible pr~cision des mesures (r o est connu avec une pr6cision de 10 %) et d'un dispositif exp6rimental moins avantageux que le n6tre. Dans la limlte de pr6cision des exp6riences, la comparaison de nos r6sultats avec ceux obtenus par Hofstadter et ses collaborateurs indique que les distributions angulaires des 61ectrons diffus6s sont expliqu6es par des distributions de charge dont le rayon quadratique moyen ne semble pas varier avec l'6nergie. Ils soulignent qu'il n ' y a pas d'interaction non 61ectromagn6tique dans les exp6riences de diffusion 61ectron-noyau. Pour pr6ciser ce point d6j~ soulev6 par Hofstadter et al. 2), il faudrait, non seulement obtenir une pr6cision tr~s sup6rieure dans la mesure des param&tres d6finissant le mod~le, mais encore v6rifier exp6rimentalement la distribution angulaire des pertes radiatives. L'int6r6t de la diffusion 61astique des 61ectrons de basse 6nergie par les noyaux a 6t6 soulign6 par les travaux th6oriques de J. Reignier 9) et confirm6 par nos exp6riences pour les noyaux lourds. Les derniers travaux r~alis6s l'Universit6 de Stanford par U. Meyer-Berkhout et al. sur la diffusion ~lastique des 6lectrons par les noyaux lp 17) ont 6galement d6montr6 que des donn~es exp~rimentales obtenues ~ basse dnergie (80 ~ 160 MeV pour les noyaux consid6r6s) 6taient indispensables pour dficrire compl~tement un mod~le de r6partition de charge. Nous tenons ~ remercier MM. J. Thirion et C. Tzara pour l'intdr~t et l'aide qu'ils nous ont apportfs en vue de la r6alisation de ce travail. Nous voulons exprimer 6galement notre reconnaissance ~ M. J. Reignier, de l'Universit6 Libre de Bruxelles, pour les conseils qu'il nous a donn6s au cours de discussions thdoriques sur le probl~me examine. Nous remercions 6galement M lie \Vahl et le Bureau de Calcul du Centre d't~tudes Nucl6aires de Saclay de leur assistance technique pour le calcul des sections efficaces de diffusion, ainsi que l'6quipe de fonctionnement de l'acc616rateur lin6aire pour son d6vouement au cours de nos exp6riences.

152

J.

B.

BELLICARD

ET

P.

BARREAU

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