Calibration avec une cible de plomb

Maintenant que nous avons sélectionné la voie de réaction, il est indispensable de cali-brer les télescopes SiRi an de déduire l'énergie d'excitation du noyau composé d'après l'équation de la conservation de l'énergie et de l'impulsion. Pour cela, une mesure des éjectiles provenant de la réaction entre une cible de208P bet un faisceau de deuton a été eectuée. L'utilisation d'une cible de208P ba été motivée par plusieurs raisons. D'abord il s'agit d'un noyau doublement magique, donc très stable et facile d'accès. De plus, ces premiers états sont susament éloignés pour être discernables dans une représentation ∆E-E donnée par un télescope. Enn les énergies d'excitation de ces états sont parfaite-ment connues et l'énergie de l'éjectile détecté se déduit aiséparfaite-ment à partir de l'équation D.6. La gure D.2 représente la perte d'énergie des éjectiles dans les deux parties du télescope pour une piste à 126° choisie arbitrairement, suite à la réaction d +208P b.

Pour des raisons pratiques, la notation Ax sera utilisée pour évoquer le xième état excité d'un noyau cible A. Ainsi on distingue sur cette gure l'état fondamental (x = 0), et les quatre premiers états excités du209P b. Les deuxième et troisième états excités du 209P b ne sont pas distinguables et ne peuvent donc malheureusement pas être pris en compte lors de la procédure de calibration des télescopes.

La connaissance des énergies d'excitation des états sélectionnés du 209P b permet de remonter à l'énergie totale des éjectiles Eej d'après l'équation D.6. Or, on rappelle que l'énergie totale de l'éjectile Eej se distribue selon l'équation :

D. Analyse des données

Figure D.2.: Perte d'énergie des éjectiles dans les deux parties du télescope pour une piste ∆E-E (à 126°). Les états d'excitation du 209P b utilisés pour la calibration des SiRi sont signalés en noir. Les lignes en pointillés symbolisent la position de la valeur moyenne (en canaux) de la perte d'énergie des protons provenant des états P b0, P b1 et P b4 dans les parties E et ∆E de la piste du télescope.

Figure D.3.: Droites de calibration de la perte d'énergie des protons dans les parties ∆E (à gauche) et E (à droite) pour une piste ∆E − E (à 132°) pour la réaction 208P b(d, p). La courbe rouge correspond à un ajustement linéaire des points de calibration représentés en noir.

LISE++ [LISE] est un logiciel qui peut notamment réaliser des calculs de perte d'énergie de particules qui traversent des matériaux. Il fournit la répartition de l'énergie totale de l'éjectile entre les trois termes du membre de droite de l'équation D.7. Les pertes d'énergie des protons dans ∆E et E étant désormais connues, une courbe de calibration peut être obtenue en représentant la perte d'énergie des protons en MeV dans les deux parties du télescope avec les valeurs obtenues expérimentalement (en ch), résultant de la projection de l'énergie sur l'axe correspondant (gures D.2 et D.3). On peut de cette façon déterminer l'énergie en MeV que dépose chaque proton dans les deux parties du télescope.

Notons que l'énergie du faisceau de 11 MeV a été choisie de sorte que l'énergie des éjectiles de la réaction 208P b(d, p) correspondent (d'après l'équation D.5) à des éner-gies d'excitation du 239U^∗ autour de Sn. Cette manière de procéder permet de calibrer précisément la réaction 238U (d, p) dans la région d'énergie d'intérêt. Une analyse des données de l'expérience a d'abord été réalisée en utilisant les paramètres de calibration extraits de cette méthode.

La gure D.4 représente une partie du spectre singles Ns(E^∗) du 209P b pour une piste à 126° en fonction de l'énergie d'excitation de ce noyau. La valeur de l'énergie d'excitation des premiers états excités est représentée en noir et est comparée à la valeur théorique. Pour le pic le plus intense, les valeurs de P b2 et P b3 sont données car la résolution σ du dispositif ne permet pas de distinguer ces niveaux. Cette dernière est estimée à l'aide d'un ajustement gaussien du dernier pic et s'élève à environ 40 keV à 2 MeV d'énergie d'excitation. Ces résultats montrent que la réaction 208P b(d, p) a été correctement calibrée pour un faisceau de deutons incident de 11 MeV.

D. Analyse des données

Figure D.4.: Spectre singles Ns(E^∗) du 209P b pour une piste à 126° en fonction de l'énergie d'excitation. La valeur de l'énergie d'excitation des pics expéri-mentaux (en noir) est comparée à la valeur théorique (en rouge). Un zoom du dernier pic est aussi représenté pour estimer la résolution σ du dispositif à cette énergie à l'aide d'un ajustement gaussien du pic (en rouge).

La gure D.5 représente quant à elle le spectre des coïncidences gammas Ncγ(E^∗) pour trois pistes (126°, 132° et 140°) en fonction de l'énergie d'excitation de l'239U^∗. Le détail de la procédure appliquée pour l'obtention des spectres de coïncidences se situe à la section D.1.3, il s'agit ici simplement de montrer qu'en usant d'arguments physiques, les spectres représentés en gure D.5 ne peuvent pas avoir été calibrés correctement avec la méthode décrite précédemment.

En eet, comme décrit au chapitre A, l'émission gamma est l'unique voie de désex-citation de l'239U^∗ pour des énergies d'excitation inférieures au Sn, alors que l'émission neutron intervient au-delà de cette énergie. C'est pourquoi une chute forte du nombre de gammas émis par l'239U^∗ n'est attendue qu'à partir de l'ouverture de la voie de désexci-tation par émission neutron, c'est à dire à partir de Sn. Or, la chute forte des spectres de coïncidences gammas de la gure D.5 intervient environ 100 keV avant Sn, donc avant le seuil minimal d'émission neutron et ce, pour les trois angles de détection de l'éjectile. Que l'émission neutron soit fortement limitée sur une certaine plage d'énergie au dessus de Snest physiquement envisageable (si la distribution en spin de la réaction de transfert est centrée sur des valeurs très élevées), mais que l'émission neutron intervienne avant Sn est physiquement impossible. Ce résultat fournit la preuve que la méthode de calibration avec une cible de208P bn'a pas fonctionné pour cette réaction, ce qui est surprenant car ce problème n'a jamais été rencontré par le groupe de recherche au cours des précédentes mesures de transfert utilisant cette méthode. Soulignons que diérents tests de calibra-tion ont été eectués en utilisant d'autres points identiables sur la gure D.2 comme l'état fondamental et les deux premiers états excités du207P bde la voie de réaction (d, t). Malheureusement, toutes les calibrations ont menées au même résultat. L'analyse des

Figure D.5.: Spectres des coïncidences gamma-proton pour trois pistes à diérents angles (126°, 132° et 140°) en fonction de l'énergie d'excitation de l'239U^∗. Ces spectres ont été obtenus en calibrant la réaction grâce à une cible de208P b. autres pistes de SiRi pour tous les angles nous fait parvenir à la même conclusion : il existe un problème de calibration systématique dont l'impact ne peut pas être accepté tant l'interprétation des résultats dépend d'une calibration en énergie de qualité.

L'origine de ce problème ne peut pas provenir de l'incertitude angulaire ∆θ = ±1° de détection de l'éjectile puisqu'elle entraînerait alors une erreur de moins de 10 keV sur l'énergie d'excitation du noyau composé, ce qui est très inférieur à l'erreur constatée d'environ 100 keV. En revanche, ce problème peut être expliqué si la dénition de l'énergie du faisceau de deuton que fournit le cyclotron est légèrement diérente de 15 MeV. Il n'y a malheureusement aucun moyen d'armer avec certitude qu'il s'agisse bien de l'explication du problème de calibration rencontré.