Les ions sont produits nus lors de la ssion i.e sans cortège électronique (q=Z). Au fur et à mesure de la traversée dans la cible le cortège électronique se forme par échange d'électrons avec la matière. Ces phénomènes sont purement atomiques. Le nombre d'électrons dont le cortège est constitué après traversée est (Z-q). L'épaisseur des cibles est su samment élevée pour que les ions atteignent une distribution d'équilibre appelée ECSD (Equilibrium Charge-State Distribution). La forme de cette distribution résulte de plusieurs eets stochastiques, comme la capture électronique, la perte d'électrons et des eets de surface de la cible [BAU82]. La distribution en charge dépend du milieu traversé, mais aussi de la charge nucléaire et de l'énergie cinétique de l'ion [SHI86]. En faisant l'hypothèse de variation lente des sections e caces de capture et de perte d'électrons en fonction de la charge, Bohr [BOH41] a obtenu une forme gaussienne pour cette distribution. Toutefois, cette forme n'est pas valable si l'état de charge moyen est trop proche de l'état neutre ou de Z.
Comme illustré sur la gure 4.35 diérentes formes de distributions ont été observées en fonction de l'énergie. Compte tenu des énergies mises en jeu lors de la ssion une forme gaussienne est attendue et a déjà été observée à Lohengrin à maintes reprises.
Figure 4.35 Distribution en charge d'ion argent après la traversée d'une feuille de carbone pour 3 énergies cinétiques des ions argents[BAU82][SHI86]
Les charges moyennes et les largeurs des distributions sont actuellement connues grâce à des ajustements réalisés sur des mesures. Deux modèles en particulier sont utilisés pour décrire les distributions : le modèle de Nikolaev [NIK68] et celui de Shima [SHI82] (voir équation 4.1).
Toutefois d'autres formes de distributions en charges ioniques ont été observées [BEL89] et [SID89]. Ces diérents types de distributions ont deux origines distinctes. Celles présentées dans [SID89] (cf gure 4.36) sont dues à la présence de couches dans le cortège électronique. En fait les sections e caces des processus en jeu dans la détermination de q sont constantes à l'intérieur d'une même couche mais dièrent entre les couches. A chaque changement de couche on peut donc dé nir un point critique. Les points critiques pour les Z moyens de chaque pic sont présentés table 4.4.
Nom de la couche Numéro du dernier Charge critique Charge critique électron de la couche <Z> lourd=54 <Z> léger=41
K 2 52 39
L 10 44 31
M 28 26 13
N 46 8 X
Table 4.4 Charge (charge critique) à laquelle on s'attend à avoir un changement brutal de la forme de la distribution en charge ionique selon la couche électronique remplie pour le fragment lourd et le fragment léger
Comme on peut le voir ce phénomène ne sera pas d'une grande importance dans notre étude puisque les charges moyennes sont autour de 21 avec une largeur de 2-3 environ .
Le second type de distribution non gaussienne que l'on peut observer résulte de la présence d'un isomère nano-seconde. En eet, il arrive que le noyau soit produit dans un état isomérique excité. Il traverse la matière puis se désexcite par conversion interne ou cascade Auger. Si cette désexcitation a lieu après la feuille de Nickel mais avant l'entrée dans l'aimant alors la charge sélectionnée par l'aimant est plus élevée (q=24-28) comme illustré gure 4.37. La distribution en q peut donc ainsi être ajustée par deux gaussiennes, une centrée sur 21 et l'autre sur la charge de l'isomère avant désexcitation.
Figure 4.37 Explication schématique des distributions en charge ionique pour un noyau sans nanoseconde isomère (gauche) et avec nanoseconde isomère (droite) [BAI09]
La contribution de l'isomère dépend de l'énergie et de la masse. Comme illustré gure 4.38, elle peut être minoritaire (ex A=105,148) ou majoritaire (A=149). Pour certaines masses comme la masse 140 et 142 on note la présence de plusieurs isomères. Ces isomères sont appelés isomères nanosecondes car ils ont une durée de vie courte, typiquement de 10 ps à 1 ns. Ces durées caractéristiques sont déterminées par la distance entre la cible et la feuille de nickel. Ils ne sont pas toujours détectés car la détection ne peut se faire que si l'isomère est produit dans une quantité raisonnable et se désexcite par émission d'électrons. Les énergies de transitions entre niveaux pour ces noyaux est de l'ordre de 100 keV. Ainsi les noyaux avec nanosecondes isomères sont impairs-impairs.
S'il est assez évident visuellement que certaines masses présentent des nanosecondes, des doutes peuvent subsister pour certaines masses notamment la masse 136. De plus, l'ajustement par une seule gaussienne conduit souvent à des χ2
Aire 2 Gaussiennes Aire 2 Gaussiennes 2 Gauss. ML 2 Gaussiennes 1 Gaussienne
Moyenne 1.000 1.016 3.4 4.2 26.5
Ecart-Type 0.001 0.005 2.3 4.7 6.7
Table 4.5 Comparaison (moyenne et écart-type) des aires et des χ2r´eduit des 10 premières distributions en charges de la masse A=136 selon la fonction d'ajustement. ML signi e même largeur.
est une exception car le t par une seule gaussienne était concluant. Les masses 140 et 142 qui possèdent plusieurs isomères ont été ajustées par 3 gaussiennes (voir gure 4.38).
La largeur, résultant de la traversée de matière, doit être la même pour les deux gaussiennes. Cependant compte tenu des χ2
r´eduit pour les masses avec faible contribution (mais visible) du nanoseconde isomère (comme 102-105),
situés autour de 10, les largeurs ont seulement été contraintes dans un intervalle de ±30% ce qui a permis de réduire les χ2
r´eduitde moitié. Les aires obtenues dans les deux cas sont très proches : les diérences sont du même ordre de
grandeur que l'erreur statistique (0.5-1%) comme indiqué table 4.5.
La masse 136 a été suivie durant l'expérience destinée à la mesure des rendements en masse et lors de l'ex-périence destinée à la mesure des rendements isotopiques. Les χ2
r´eduitles plus faibles sont obtenus avec la fonction deux gaussiennes, les aires ne sont pas in uencées par une égalité de la largeur des gaussiennes (voir table 4.5 ). L'ajustement avec une seule gaussienne entraine une surestimation de 1.6% de l'aire de la distribution.
Figure 4.38 Exemples de distributions en charges ioniques pour diérentes masses A=136, A=140, A=149 et A=129
Le comportement gaussien est attendu pour un Z et un A donnés or lors de la mesure d'une masse on a une intégration en Z. Une question demeure : la forme gaussienne peut-elle être remise en cause par l'intégration en Z. Si comme illustré gure 4.39 on utilise la formule extraite de [SHI82] pour calculer la distribution en charge pour un fragment lourd et un fragment léger à une énergie xe et que l'on multiplie par le rendement de ce fragment alors on obtient la distribution en charge attendue pour la masse. Les rendements utilisés sont extraits de ENDF/B-VII.
Figure 4.39 Distributions en charge calculées avec [SHI82] pour la masse 105 (gauche) et la masse 136 (droite) Les distributions en masse obtenues sont gaussiennes, l'intégration en Z ne perturbe donc pas le caractère gaussien. Toutefois, il est à noter que les prédictions de Shima sont en désaccord avec les données pour les fragments lourds : la charge prédite est beaucoup plus élevée que celle observée.