Choix des paramètres expérimentaux

Dans l'expérience que nous nous proposons d'effectuer l'interaction recherchée, entre le projectile moléculaire et la cible solide, fait interve-nir trois phénomènes : la dissociation, le sillage et la capture.

Le choix du projectile et de la cible résulte d'un compromis entre ces trois phénomènes, dans la limite des disponibilités techniques.

1) J,

£J£cJ^ile_:

Nous avons choisi d'utiliser des faisceaux moléculaires He H et NH+ de l'accélérateur VAN DE GRAAFF de 2,5 MV de l'I.P.N. de LYON. Dans les deux cas, l'un des partenaires est un proton; nous allons voir l'intérêt de ce point commun dans notre expérience.

Vis à vis de la capture, le proton se présente comme le cas le plus simple puisqu'il ne peut capturer le plus souvent qu'un seul électron.

Il y aura donc à considérer seulement deux états de charge possibles H° et H⁺.

Nous allons donc nous intéresser à l'état de charge du fragment hydrogène et rechercher s'il peut être affecté par le sillage induit par les ions hélium ou Azote. L'effet du sillage est directement lié à l'amplitude des oscillations de la densité électronique ou d'une manière équivalente à

69.

la profondeur du potentiel du sillage. Cette profondeur est proportionnelle à r; où Ze est la charge effective du fragment dans le solide? ainsi

Vi

pour V\ = 2 Vo on a respectivement pour He et N, Zeff Vi la vitesse du projectile,

up étant la fréquence de plasma du solide considéré.

1,7 et Zeff = 2,7,

W. SCHXFER a calculé â partir du modèle diélectrique local (voir § III 2) a; ;, la variation de la profondeur du potentiel du sillage, en fonction de la vitesse du projectile.

La figure 22 montre les résultats de ces calculs relatifs à la profondeur du premier minimum (n = 1) du potentiel du sillage ij>w normalisé à la charge Zj e de l'ion...

Fig. 22 : Calcul de la profondeur du premier minimum du potentiel de sillage +/„ en fonction de la vitesse Vj / Vo des projectiles dans du carbone. D'après W. SCHÂFER (Réf. (48) ) .

On constate que l'effet de sillage maximum correspond à un projectile de vitesse Vi œ 2 Vo.

D'autre part, ce sont principalement les électrons de valence qui sont concernés par les oscillations du sillage induit soit par He soit par N. Pour que le fragment H (arrière) puisse capturer un de ces électrons

de valence, il faut d'après le critère de BOHR que 3a vitesse incidente soit proche de la vitesse de ces électrons V,= V_.

Exemple : dans le cas du carbone V = 1,2 Vo

2) Cible :

La réponse collective du solide qui se traduit par la création d'un sillage, peut être caractérisée par deux paramètres relatifs à la nautre de la cible :

- de la fréquence du plasma up

] - la fonction d'excitation Im (~—i r^ )

e( u,k)

La fréquence du plasma détermine directement la longueur d'onde des oscillations A = . Plus A est grand, plus il faut atteindre

u p

de grandes valeurs de r (t) et par conséquent d'épaisseur de cible, pour décrire une oscillation. Il est donc préférable de choisir des cibles de grand up, afin de limiter les effets de décorrélation entre les fragments

(tels que la diffusion multiple) qui augmentent avec l'épaisseur de la cible.

Quant à la fonction d'excitation - Im ( — T — r r — ) , elle traduit la durée de vie des oscillations, qui est directement liée à l'amortissement due au milieu (chocs électron-électron et électron-noyau). On a donc intérêt à choisir un matériau pour lequel l'amortissement soit le, plus faible possi-ble.

Mis à part ces deux paramètres relatifs à la nature du solide, on se heurte à un problème technique concernant l'élaboration de cibles très minces autoportantes à partir de matériaux tels que Al ou Au, qui sont pour-tant les meilleurs candidats vis à vis de l'amortissement des oscillations.

Finalement, on a opté pour le carbone, qui grâce à sa bonne tenue mécanique permet la réalisation relativement facile de cibles ultra minces

o

d'épaisseurs comprises entre 100 et 1000 A, bien que les oscillations de la densité électronique sont notablement amorties au-delà de la deuxième période.

Hormis cette limitation, le carbone présente les avantages suivants - La fréquence de son plasma ( ft ujp = 25 e V) est parmi les plus grandes qui

• * * <4 9>

existent

71. / 9-2.

- le carbone possède quatre électrons de valence, de vitesse V - 1,2 Vo, F

et seulement deux électrons de coeur, dont la vitesse approximative est donnée par V = Z Vo = 6 Vo. Ceci détermine la vitesse optimale du

coeur

projectile pour que la capture ait lieu principalement parmi ces électrons de valence.

- la diffusion multiple subie par les fragments est une fonction croissante du numéro atomique Z2 du projectile. Le carbone est donc un matériau solide dans lequel la diffusion multiple est parmi les plus faibles.

3) toiiclusion :

- l'excitation collective engendrant le sillage ne peut avoir lieu dans un so-lide qu'avec des particules chargées de vitesse Vj> V et doit être maximum pour Vj = 2 Vo.

- Pour capturer les électrons de valence, le projectile doit avoir une vitesse V, proche de V„.

D'autres phénomènes physiques rentrent en jeu, en particulier la diffusion multiple et l'effet écran qui affectent surtout la dissociation.

Leurs effets sont d'autant plus importants que la vitesse est faible. On aurait donc intérêt à augmenter la vitesse pour les minimiser.

Nous avons choisi d'utiliser des projectiles de vitesse

v = 2 Vo donc . d'énergie de l'ordre de 100 KeV/ amu (soit E = 500 KeV pour He H+.

Malheureusement pour l'ion NH une telle énergie n'est pas dispo-nible dans la voie de faisceau de notre expérience. L'énergie maximale que l'on peut obtenir est E = 1300 KeV correspondant à la vitesse V = 1,86 Vo.

CHAPITRE V : SPECTROMETRY DES FRAGMENTS H⁺ ET H° ÉMERGEANT À 0 ° LORS DE LA DISSOCIATION DES IONS MOLÉCULAIRES HeH+et NH+

DANS DES CIBLES MINCES DE CARBONE

1) P r i n c i p e de l a méthode :

Un faisceau d'ions moléculaires He H ou NH d'énergie r e s p e c t i v e -ment 0.5 < E < 2 MeV e t E = 1,3 MeV traverse une c i b l e mince de carbone

o

d'épaisseur 100 < x < 1000 A. Le faisceau émergent est constitué de frag-ments résultant de la dissociation d'ions moléculaires. Un collimateur d'ouverture angulaire 0,25 mrd, placé à l'angle 6 = 0 par rapport à la direc-tion du faisceau, permet de sélecdirec-tionner les fragments issus de la dissociadirec-tion d'ions moléculaires dont l'axe interatomique est incliné de moins de 20 mrd (pour une énergie incidente E = 100 KeV/ amu), et qui sont donc pratiquement _arallèles à la direction du faisceau.

Ces fragments émergent avec une distribution d'états de charge caractéristique de leurs vitesses. Les proportions relatives de ces états de charges sont données dans le tableau (V, 1) où figurent les distributions expérimentales des états de charge pour des projectiles atomiques He

(50) H

(12,13)de même vitesse que les fragments He et H qui résultent de la disso-ciation d'ions He H d'énergie E.

0,5 0,8 1,2 1,6 2

He° 10 5 1

-

-H e+ 60 40 23 14 10

\ H e+ + 30 55 76 86 90

H° 24 9 2,2 1 0,5

H⁺ 76 91 97,8 99 99,5

Tableau (V, 1)

7H.

Pour des ions NH de 1,3 Me V les fractions d'états de charge correspondant aux projectiles atomiques H et N de même vitesse sont les suivantes :

H° 30%, H+ 70% (H_ négligeable)

N² 50%, N³ 40 %, N¹* 8 % les autres états de charges sont dans des proportions négligeables.

Notre expérience consiste à déterminer les spectres en énergie des fragments H et HD résultant de la dissociation d'ions He H et N H émergents à 9 = 0= à l'aide d'un système d'analyse en charge et en masse constitué principalement d'un spectrometre magnétique à haute résolution.