La construction de la chambre à ionisation axiale CALIBER du dispositif FALSTAFF s’est achevée à l’été 2016. Lors de la caractérisation de CALIBER, une attention particulière a été portée à la grille de Frisch du détecteur. En effet les caractéristiques de la grille de Frisch, consti- tuée de fils, livrée avec le détecteur possède une inefficacité de 26 % selon le critère de Bunemann (ÉquationC.10.4) [195] mais seulement de 2 % selon le critère de Göök (Équation C.10.3) [196]. Pour inférer sur la validité de l’un ou l’autre des critères, une grille de Frisch en micro-grille a été construite. Elle possède une inefficacité de 2 % selon les deux critères. La détermination du régime de chambre à ionisation du détecteur pour ces deux grilles et la comparaison des résultats associés ont montrées que les grilles de Frisch en fils et en micro-grille sont équiva- lentes. Le même nombre de charges est collecté. Par conséquent la méthode de détermination de l’inefficacité selon la méthode de Bunemann n’est a priori pas valide dans notre cas. Les deux grilles de Frisch testées ont donc vraisemblablement une inefficacité de 2 %.
La résolution en énergie du détecteur avec des particules alphas est de 2.5 % (FWHM). Cette résolution varie énormément selon la chaîne électronique utilisée lors des tests. Une des voies d’amélioration de la résolution passera donc par la réduction du bruit électronique pro- venant essentiellement des pré-amplificateurs de charge. Le nombre d’électrons générés par les fragments de fission étant plus élevé que celui généré par des particules alphas, la résolution en énergie pour des fragments est meilleure. L’étalonnage du détecteur sous faisceau d’ions sur l’installation ALTO (IPNO, Orsay, France) en septembre 2017 permettra d’obtenir la résolution en énergie pour des fragments d’iode et de brome.
Le spectre d’une source de 252Cf, placée devant la fenêtre d’entrée de CALIBER, présente des rapports pic/vallée semblables aux spectres de252Cf de la littérature obtenus avec des détecteurs silicium.
10.5. CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES
dans le cahier des charges. Dans le futur, il serait intéressant de changer le corps de chambre de CALIBER actuellement en POM par un corps de chambre métallique pour regarder si l’évo- lution temporelle du spectre d’une durée de 1h30 suivant la mise sous-tension du détecteur est réellement liée à la capacité du corps de chambre.
CHAPITRE 11. RÉSULTATS DU PREMIER BRAS DE FALSTAFF
Chapitre 11
Résultats du premier bras de
FALSTAFF
La détermination de la masse des fragments après évaporation est réalisée avec la méthode EV. La vitesse des fragments est déterminée entre les deux détecteurs de temps de vol (Start et Stop) et leur énergie cinétique est mesurée dans la chambre à ionisation avec une grille de Frisch en micro-grille. L’étalonnage en énergie de la chambre n’ayant lieu qu’en septembre 2017, celui-ci a pour l’instant été réalisé à l’aide de la simulation Geant4 du dispositif. Les résultats présentés ici sont donc préliminaires. Néanmoins les différentes étapes mises en place pour l’analyse des données du premier bras sont présentées et resteront pertinentes.
11.1
Distribution en énergie cinétique des fragments
Le spectre en énergie des fragments de fission du252Cf obtenu avec la chambre à ionisation est présenté sur la Figure C.11.1 (gauche). Pour convertir le canal en énergie, le spectre en énergie des fragments calculé avec la simulation Geant4 (Figure C.11.1 droite) est utilisé. La géométrie implémentée (épaisseurs des feuilles émissives et de la fenêtre d’entrée de la chambre à ionisation) correspond aux conditions expérimentales. Les pics des fragments légers et lourds de chacune des distributions, expérimentales et simulées, sont ajustés par des gaussiennes. Les valeurs moyennes des pics permettent d’obtenir la droite de conversion permettant de passer d’un numéro de canal à une énergie. Le spectre expérimental étalonné est représenté en noir sur la FigureC.11.1. Cette figure montre que le pic des fragments lourds est plus étroit d’environ 1.0 MeV par rapport à celui de la simulation (courbe rouge). De plus l’amplitude du pic des fragments légers de la distribution expérimentale (énergie telle que mesurée dans la chambre à ionisation) est plus importante que celle de la distribution simulée. L’ajustement de chacun des groupes de fragments par une fonction gaussienne permet de calculer les différents rapports des amplitudes des pics et de la vallée des deux spectres. Les résultats présentés dans le TableauC.11.1montrent que les rapports expérimentaux sont semblables à ceux présents dans la littérature alors que le spectre simulé sous-estime ces rapports. Rappelons que la simulation est réalisée avec les résultats de FIFRELIN qui utilise les données de Varapaï et al. [48] comme point de départ.
11.1. DISTRIBUTION EN ÉNERGIE CINÉTIQUE DES FRAGMENTS Canal [ADC] 200 300 400 500 600 700 Nombre de coups 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 rience e Exp tique [MeV] e nergie cin E 20 40 60 80 100 120 0 0.005 0.01 0.015 0.02 0.025 0.03 0.035 rience e Exp Simulation
Figure C.11.1 – Spectres en énergie cinétique des fragments d’une source de 252Cf obtenus expérimentalement (gauche) et étalonné à l’aide la simulation (droite).
Rapports pour le252Cf
Schmidt (1981) [204] Schmitt-Pleasanton (1966) [205] Expérience étalonnée Simulation
NL/NV 2.74 2.9 2.73 2.05
NH/NV 2.1 2.2 2.03 1.80
NL/NH 1.31 1.3 1.34 1.14
Tableau C.11.1 – Comparaison des rapports des amplitudes du spectre en énergie obtenus avec CALIBER par rapport aux données de la simulation et à celles présentes dans la littérature. Les symboles NL, NH et NV désignent respectivement les hauteurs des pics légers, lourds et de la vallée entre les deux pics.
La méthode EV est ici appliquée à partir des observables mesurées entre les deux MWPC- SeD. L’énergie cinétique mesurée dans la chambre à ionisation doit donc être corrigée des pertes d’énergie subies par les fragments dans la fenêtre d’entrée de ce détecteur et dans la feuille émissive du détecteur Stop. La perte d’énergie d’une particule à travers un matériau dépend :
• des propriétés de la particule telles que sa charge nucléaire, sa masse et sa vitesse. • des propriétés du matériau traversé telles que sa charge, sa masse, sa densité et son
épaisseur.
Dans ce travail la charge nucléaire des fragments est obtenue à partir de leur masse en utilisant l’hypothèse Unchanged Charge Density (UCD). Celle-ci stipule que le ratio de la charge nucléaire sur la masse est le même pour les fragments et le système fissionnant.
Afin d’appliquer la correction de perte d’énergie, il faut connaître les caractéristiques de la particule et celles du milieu traversé. L’influence de la méconnaissance de l’épaisseur du milieu traversé est maintenant discutée.
11.1.1 Influence de la méconnaissance de l’épaisseur des matériaux
Dans le cas du dispositif FALSTAFF, les fragments perdent la plupart de leur énergie ci- nétique dans les feuilles émissives des deux détecteurs de temps de vol et dans la fenêtre de la chambre à ionisation. La nature du matériau utilisé est connue lors de la fabrication de ces élé- ments. Néanmoins leur procédé de fabrication ne permet pas toujours de connaître avec précision leur épaisseur. Un dispositif de détermination d’épaisseur de feuille a donc été développé pour en déterminer l’homogénéité. La méthode de reconstruction du profil en épaisseur des feuilles et l’étude de l’influence de ce profil sur les observables de fission ont fait l’objet d’un article [181] à la suite de la conférence Nuclear Data 2016 (Bruges, Belgique). La description du banc de mesure d’épaisseur et l’article publié décrivant les différentes étapes de cette étude sont présentés
RÉSULTATS DU PREMIER BRAS FALSTAFF l’incertitude sur l’épaisseur donnée par le fabricant. En effet, la grande incertitude annoncée par le constructeur de 20 % (0.5 µm ± 20 %) conduit à une incertitude sur la multiplicité des neutrons en fonction de la masse des fragments de 2 à 4 neutrons [181]. La mesure de l’épaisseur a permis de déterminer l’épaisseur moyenne de chacune des feuilles. La valeur mesurée est de 0.53 µm ce qui est différent de la valeur annoncée par le constructeur. L’incertitude de notre mesure est de 2 %.
11.1.2 Distribution en énergie avant le détecteur Sed
Le procédé de fabrication des feuilles émissives est maintenant maîtrisé (collage de la feuille sur son cadre et évaporation de l’aluminium sur la feuille) et l’épaisseur moyenne de la feuille de mylar est de 0.53 µm. Le dépôt d’aluminium est de 30 nm. Par conséquent, l’épaisseur moyenne d’une feuille émissive est de 0.56 µm. Ici, on suppose que la perte d’énergie subie par les fragments dans une épaisseur de 30 nm d’aluminium est équivalente à celle perdue dans 30 nm de mylar. L’épaisseur moyenne de la fenêtre d’entrée de la chambre à ionisation ne peut pour l’instant être déterminée car ses dimensions sont trop grandes par rapport à la taille du banc de mesure d’épaisseur. De ce fait l’épaisseur moyenne pour la détermination des pertes d’énergie est celle donnée par le fabricant (0.9 µm).
Après corrections des pertes d’énergie, les spectres en énergie des fragments avant leur passage dans la fenêtre d’entrée de la chambre à ionisation et avant leur passage dans la feuille émissive du détecteur Sed sont ceux représentés sur la FigureC.11.2. Pour les fragments légers, en moyenne (déterminée par l’ajustement des pics par une gaussienne), les corrections de perte d’énergie sont respectivement de 7.7 MeV et de 7.3 MeV pour la fenêtre et la feuille émissive. Pour les fragments lourds elles sont respectivement de 9.3 MeV et 8.5 MeV.
tique [MeV] e nergie cin E 20 40 60 80 100 120 140 0 0.005 0.01 0.015 0.02 0.025 0.03 0.035 Dans ChIo Avant fenetre ChIo Avant Sed
Figure C.11.2 – Spectres en énergie cinétique des fragments d’une source de252Cf obtenus dans la chambre à ionisation (ChIo) (courbe noire), après corrections des pertes d’énergie subies dans la fenêtre d’entrée de la ChIo (courbe rouge) et après corrections des pertes d’énergie subies dans la feuille émissive du Sed (courbe verte).