Coïncidences triples neutron particules γ

▲ ▲ ▲^▲ ▲ ▲ _{▲ ▲} ▲ ▲ ❍ Triple coincidence 6He-n 0 20 40 Counts/keV ▲66Cu ❍65Cu ■67Cu ▲ ▲ ▲ ▲ ▲ ▲ ^▲ ▲ _▲ ^❍ ■ ■ Triple coincidence 4He-n (b)

FIG. 2.41: (a) Matrice de corrélation entre le temps entre le détecteur Silicium et

γ

et le temps entre le Silicium et le mur à neutron à E_lab

= 19.9

MeV. Le contour correspond aux neutrons. (b) Spectre

γ

en coïncidence avec les particules d’⁴He et des neutrons (c) Spectre

γ

en coïncidence avec les particules d’⁶He et des neutrons.

2.3.2.9 Coïncidences triples neutron particules

γ

Dans le système ⁶He+⁶⁵Cu, Chatterjee et al. [89] ont proposé d’utiliser la corrélation cinématique entre les noyaux⁶He et les neutrons en coïncidence avec les rayons

γ

du résidu de transfert⁶⁶Cu pour séparer le transfert de un et deux neutrons. Pour le transfert de un neutron, un neutron et une particule

α

sont émis dans la cassure de l’⁵He. La cinématique de la décroissance en vol restreint l’angle relatif entre les deux particules. Cette corrélation angulaire est inexistante dans le cas du transfert de deux neutrons, où le neutron est évaporé isotropiquement à partir du⁶⁷Cu fortement excité. Cette différence de cinématique permet la séparation des deux processus à partir de la mesures de l’angle relatif entre la particule

α

et le neutron.

La transposition de cette approche à l’étude du système⁸He+⁶⁵Cu en utilisant la décroissance en vol de l’⁷He présente plusieurs difficultés :

– L’intensité du faisceau d’⁸He est

∼ 200

fois inférieure à celle de l’⁶He. La statistique nécessaire à la détermination des angles des neutrons dans chacun des détecteurs du mur de neutrons est donc insuffisante.

– La structure interne de l’⁸He est plus complexe que celle de l’⁶He. En effet si l’⁴He constitue un coeur rigide sans excitation possible, l’⁶He possède des états excités non liés qui vont décroître par émission de neutrons. La séparation entre les transferts de un et deux neutrons est donc restreinte au cas du transfert de neutron(s) vers les états fondamentaux de l’⁶He de l’⁷He. Le transfert vers les états excités non liés est suivi par la décroissance par l’émission de plusieurs neutrons vers l’⁴He et la corrélation cinématique est perdue.

Les coïncidences triples ont été extraites pour évaluer la faisabilité de cette approche. La condition de coïncidence triple a été obtenue à partir de la matrice de corrélation entre le temps entre le détecteur Silicium et

γ

et le temps entre le Silicium et le mur à neutrons (Voir figure2.41(a)). La séparation entre les

neutrons et les rayons

γ

détectés dans le mur à neutrons est obtenue à l’aide du temps de vol. Le contour associé aux neutrons est représenté sur la figure. Le spectre

γ

en coïncidence avec au moins un neutron détecté dans tout le mur à neutrons et les noyaux d’^4,6He détectés sont présentés en figure2.41(b) et (c) pour l’ensemble des données collectées à E_lab

= 19.9

MeV. Dans le spectre en coïncidence avec les noyaux d’⁶He, les transitions caractéristiques du^65,66Cu sont observées et associées aux événements de transfert un et deux neutrons. Dans le spectre en coïncidence avec les noyaux d’⁴He, les transitions caractéristiques des noyaux de ^65,66,67Cu sont observées ce qui est en accord avec des événements de fusion et de transfert. Les spectres représentent les coïncidences triples avec l’ensemble des 45 détecteurs du mur à neutrons. La détermination de l’angle entre les deux neutrons et les particules chargées nécessite de traiter chaque détecteur séparément, et donc de diviser la statistique par au moins un ordre de grandeur. La mesure individuelle des distributions angulaires de transfert de un et deux neutrons avec l’⁸He est donc hors de portée avec les intensités de faisceau disponibles actuellement.

2.4. Conclusion 73

2.4 Conclusion

Dans ce second chapitre, les détails et résultats expérimentaux ont été présentés. Dans le but d’étu-dier les mécanismes de réaction avec le noyau d’⁸He, différentes techniques expérimentales ont été utilisées pour repousser les limites de détection associées aux études avec les faisceaux d’ions radio-actifs de faible intensité. Une nouvelle méthode de mesure “hors-ligne” des sections efficaces de fusion a été présentée. L’augmentation importante de la sensibilité expérimentale associée à cette technique rend possible la mesure précise de fonctions d’excitation de fusion impliquant des faisceaux d’ions radio-actifs de faible intensité. La mesure de la fusion dans le système⁸He+¹⁹⁷Au en fournit la démonstration. Les mesures “en ligne” inclusives et exclusives utilisées dans le système⁸He+⁶⁵Cu représentent une opportunité unique d’obtenir la mesure simultanée des différentes voies de réaction comme la diffusion élastique, le transfert et la fusion afin d’étudier l’interconnexion des voies de réaction. La possibilité d’ex-traire des sections efficaces à partir de la mesure inclusive de rayons

γ

pour l’étude des réactions avec un faisceau d’ions radioactifs d’intensité

∼ 10

5pps a été démontrée. L’utilisation de mesures exclusives impliquant les coïncidences entre les particules et les rayons

γ

résout l’ambiguïté d’identification des dif-férentes voies de réaction. Ces deux études avec le noyau radioactif d’⁸He illustrent la complémentarité des mesures “en ligne” et “hors ligne” pour l’étude des mécanismes de réaction autour de la barrière Coulombienne.

Dans le système⁸He+¹⁹⁷Au, les fonctions d’excitation de fusion complète et de transfert aux énergies autour de la barrière Coulombienne ont été obtenues pour le première fois avec un faisceau d’⁸He. La section efficace de transfert de neutrons est très importante. Elle domine aux énergies sous la barrière Coulombienne et est comparable à la fusion à la barrière où la section efficace est d’environ un barn. Cette section efficace totale correspond au transfert de un et deux neutrons.

Dans le système⁸He+⁶⁵Cu aux énergies au-dessus de la barrière Coulombienne, les sections effi-caces de transfert sont également importantes. Les mesures exclusives entre les particules chargées et les rayons

γ

caractéristiques ont permis d’obtenir les distributions angulaires de transfert de (

1n + 2n

). On soulignera que l’amplitude des distributions angulaires pour le transfert de (

1n + 2n

) est plus grande que celles dérivées pour la cassure du projectile. La séparation des voies de transfert de un et deux neutrons, obtenue dans le système ⁶He+⁶⁵Cu [89] à l’aide de coïncidences triples entre les neutrons, les particules chargées et les rayons

γ

ne peut être obtenue dans le cas présent, à cause de la faible intensité du faisceau et de la complexité du noyau d’⁸He.

L’ensemble de ces résultats expérimentaux suggèrent un rôle prépondérant du transfert dans les réactions impliquant l’⁸He aux énergies autour de la barrière Coulombienne qui nécessite l’analyse des données à l’aide de modèles de réaction en voies couplées. Les résultats obtenus seront confrontés aux modèles de réaction au Chapitre suivant. Un approche alternative pour obtenir des informations sur l’importance relative des transferts de un et deux neutrons avec le noyau d’⁸He sera discutée au Chapitre4.

C

HAPITRE

3

Comparaison aux modèles de réaction

Dans ce chapitre, les résultats expérimentaux présentés précédemment sont confrontés aux mo-dèles de réaction. Dans un premier temps, les différents momo-dèles utilisés pour étudier les mécanismes de réaction aux énergies autour de la barrière Coulombienne seront brièvement présentés. Ensuite une analyse simultanée dans le cadre du modèle CRC (Coupled Reaction Channels) des sections efficaces intégrales et différentielles obtenues dans les deux systèmes étudiés (⁸He+⁶⁵Cu et⁸He+¹⁹⁷Au) est uti-lisée pour interpréter les données expérimentales, illustrer l’interconnectivité des différentes voies de réaction et le rôle du transfert de neutrons aux énergies autour de la barrière Coulombienne.

3.1 Modèles de réaction

Pour décrire une réaction nucléaire entre deux noyaux de masse

A

₁et

A

₂, il faut résoudre l’équation de Schrödinger pour chaque nucléon situé dans le potentiel créé par les autres nucléons. On obtient alors un système de

A

₁

+ A

₂équations que l’on ne sait en général pas résoudre.

Dans le cadre du modèle optique [152], on suppose que l’interaction entre le projectile et la cible peut être correctement décrite par un potentiel central qui représente l’interaction moyennée entre les nucléons, le potentiel optique, qui peut être écrit comme

U(r) = V (r) + iW (r)

. La partie imaginaire,

W (r)

, est introduite pour tenir compte des voies non-élastiques de réaction qui correspondent à une absorption de flux. Les paramètres du potentiel optique sont ajustés aux données expérimentales pour décrire la diffusion élastique entre les deux noyaux.

Au delà de la diffusion élastique, la description des processus non élastiques peut être obtenue par différentes approches : les approches utilisant les ondes distordues (DW) et les approches en Canaux Couplés (CC) [3, 153]. L’idée physique derrière les méthodes utilisant les ondes distordues comme la DWBA (Distorted Wave Born Approximation) est que la diffusion élastique est le processus dominant et que les voies non élastiques (inélastique, transfert, ...) peuvent être généralement traitées par une théorie perturbative. Les différentes voies sont considérées comme indépendantes. Cependant, pour les réactions autour de la barrière Coulombienne, plusieurs voies de réactions peuvent contribuer significati-vement et les couplages entre ces voies peuvent être importants. Le traitement perturbatif n’est alors plus applicable et l’approche de Canaux de Réactions Couplés (CRC) est utilisée pour résoudre les équations couplées et obtenir les fonctions d’ondes pour chaque voie de réaction. Le jeu d’équations couplées à résoudre est donné par :

µ

−^¯h

2

2µ^{∇ +V (r) − E}

¶

ψ

_α

(r) +∑

β

hφ

_α

(r)|V

_coupl

|φ

_β

(r)iψ

_β

(r) = 0

(3.1) où

V (r)

,

ψ

_α

(r)

,

φ

_α

(r)

,

V

_coupl correspondent respectivement au potentiel d’interaction, à la fonction d’onde propre du système dans la voie

α

, à la fonction d’onde intrinsèque associée à la voie

α

et au potentiel de transition de couplage entre les voies

α

et

β

;

r

correspond à la distance entre les deux

noyaux et

µ

est la masse réduite du système. Cette approche est une manière naturelle de relier la structure des noyaux et les mécanismes de réactions et peut être vue de la façon suivante. Les noyaux qui entrent en collision sont considérés dans leur état fondamental quand la distance qui les sépare est infinie. Lorsque la distance diminue, à l’approche du point de contact, sous l’effet du couplage entre les voies de réaction, la fonction d’onde du système commence à contenir des composantes non nulles des autres configurations excitées du système et ne représente plus un état propre du système qui est alors décrit comme une combinaison linéaire des états fondamentaux et des différents états excités (associés à l’excitation inélastique ou au transfert). Le comportement asymptotique des fonctions d’ondes, solutions des équations couplées, correspond alors aux observations expérimentales et peut être comparé aux différentes observables (distributions angulaires, sections efficaces intégrales). Dans l’approche CRC, la fusion, associée à la pénétration de la barrière Coulombienne par effet tunnel, est obtenue comme flux transmis à travers la barrière. L’utilisation d’un potentiel imaginaire intérieur situé à une faible distance inter-nucléaire permet d’obtenir les sections efficaces d’absorption. La section efficace totale de fusion est alors assimilée à la somme des sections efficaces d’absorption pour chaque voie de réaction.

Dans le document Fusion et réactions directes autour de la barrière Coulombienne avec le noyau riche en neutrons ⁸He (Page 78-83)