Distributions angulaires des neutrons, sections efficaces et multi-

La granularité de DéMoN et la grande distance des modules par rapport à la cible nous permettent de mesurer l’angle d’émission des neutrons avec une bonne résolution (inférieure à 1,5◦). Cela nous donne la possibilité de déterminer la distribution angulaire des neutrons détectés en coïncidence avec un fragment dans le télescope. Cette grandeur est importante car elle nous fournit des premières informations sur la voie de réaction sélectionnée, étant directement liée à la section efficace différentielle des neutrons par la relation :

dσn

dΩ ⁼K^dN

dΩ (4.3)

où dN

dΩ représente la distribution angulaire des neutrons corrigée de l’efficacité intrinsèque des détecteurs et le coefficient K est obtenu de la même façon que pour la section efficace

96 Résultats inclusive suivant la relation :

K = _N ^M

incρxNA

(4.4) où nous retrouvons les grandeurs définies dans le paragraphe précédent. La distribution angulaire est obtenue à partir du nombre de neutrons détectés par chaque module corrigé de l’efficacité intrinsèque de détection à l’énergie considérée (Ncorr), divisée par l’angle solide couvert par le détecteur :

dN dΩ ⁼ Ncorr π^R 2 ef f d2 (4.5) où R_{ef f} et d sont respectivement le rayon effectif du détecteur (§ 3.6.3) et sa distance à la cible. En raison de la cinématique inverse, la couverture angulaire a été concentrée aux angles avant (0 - 30◦), pour maximiser l’efficacité de détection des neutrons.

Les distributions angulaires sont présentées en figure 4.3. Elles ont été obtenues en re-groupant les modules DéMoN situés à des angles voisins pour obtenir des points avec une plus grande statistique. Les courbes représentent des ajustements obtenus en utilisant des distributions lorentziennes. Ces ajustements nous ont servi, entre autres, à déterminer la largeur à mi-hauteur des distributions. Toutes les distributions sont étroites, exception faite de celle des neutrons en coïncidence avec les fragments de12Be. L’étroitesse des distribu-tions angulaires indique la possibilité d’avoir des états non liés à des énergies très basses. Ceci est particulièrement évident pour les distributions des neutrons en coïncidence avec les fragments de 9Li (θ1/2 = 4,0±0,2 ◦) et11Li (θ1/2 = 5±2◦), pour lesquels nous nous attendons à avoir des états très près du seuil d’émission de neutrons (cf. § 1.4.2). En re-vanche, la distribution angulaire des neutrons provenant des coïncidences avec le 12Be présente une largeur à mi-hauteur plus grande que celle relative à l’6He, ce qui pour-rait impliquer une distribution en énergie de décroissance plus étendue pour le système

12Be+n.

En intégrant les distributions angulaires nous pouvons aussi déterminer les sections efficaces totales correspondantes :

σn= Z dσn dΩ ^{dΩ = 2π}K Z 30◦ 0◦ dN dΩ ^{sin θ dθ .} (4.6) Pour prendre en compte les effets de la couverture limitée en angle solide, ce calcul a été réalisé avec deux procédures différentes qui ont été ensuite comparées :

1. en évaluant l’intégrale à partir des points expérimentaux ;

2. en intégrant sur l’angle solide la courbe obtenue lors de l’ajustement aux points. La première procédure est indépendante de la forme de la fonction choisie pour l’ajuste-ment, mais pourrait cependant être sujette aux altérations éventuellement introduites par le dispositif expérimental. La deuxième méthode vise à s’affranchir des effets des distinuités dans la couverture angulaire, car elle est basée sur l’intégration d’une courbe con-tinue ajustée aux données. Toutefois, le choix de la forme étant arbitraire, d’autres sources d’erreur peuvent apparaître. C’est pourquoi nous avons calculé l’intégrale plusieurs fois pour chaque système en utilisant différentes formes fonctionnelles1, afin d’évaluer

l’in-1. Les ajustements ont été réalisés en utilisant une distribution lorentzienne, une gaussienne simple et une somme de deux gaussiennes de largeur différente. De plus, pour chacun des cas, nous avons comparé les

4.3 Les systèmes fragment-neutron 97

θ

n (°)

d

σ

/d

Ω

(mb/sr)

6

He+n

9

Li+n

11

Li+n

12

Be+n

FIGURE 4.3 – Distributions angulaires des neutrons en coïncidence avec les fragments chargés d’6He,9,11Li et12Be. Les courbes correspondent à des ajustements avec des distributions lorentz-iennes. Les barres d’erreur ne prennent pas en compte l’incertitude sur K. L’angle θ1/2correspond à la demie-largeur à mi-hauteur déduite à partir des ajustements.

certitude de la méthode. Les valeurs ainsi obtenues ont été enfin comparées avec celle issue de la première méthode. Dans les deux cas, l’incertitude totale sur la section effi-cace provient de l’erreur sur l’intégrale, de celle associée à la mesure de l’épaisseur de la cible et de l’incertitude sur l’efficacité intrinsèque du détecteur (autour de 5 % pour les énergies des neutrons en jeu). Le tableau 4.3 montre la comparaison des sections efficaces obtenues en utilisant les deux méthodes décrites. Pour toutes les voies de réaction les deux méthodes donnent des valeurs très similaires.

ajustements obtenus en utilisant les distributions centrées sur zéro aux distributions dont la valeur centrale est laissé libre de varier.

98 Résultats Réaction σn⁽¹⁾(mb) σ⁽²⁾n (mb) C(14B,6He+n)X 1,56 ± 0,22 1,65 ± 0,21 C(14B, 9Li+n)X 2,25 ± 0,29 2,30 ± 0,32 C(14B,11Li+n)X 0,045 ± 0,013 0,043 ± 0,015 C(14B,12Be+n)X 1,86 ± 0,25 1,94 ± 0,31

TABLEAU4.3 –Sections efficaces des voies fragment+neutron calculées à partir des distributions angulaires des neutrons. Les valeurs σ⁽¹⁾n et σ⁽²⁾n sont obtenues en utilisant les deux méthodes décrites dans le texte.

À partir des sections efficaces totales pour la voie fragment+neutron et de celles inclu-sives de production d’un fragment, il est possible d’estimer la multiplicité M_nde neutrons émis au cours de la collision. Cette quantité est donnée par le rapport σ_n/σf. La valeur attendue dépend fortement du mécanisme de réaction qui mène à l’état final.

Le tableau 4.4 présente les multiplicités de neutrons pour les différentes réactions sui-vant un nombre croissant de neutrons disponibles dans la voie de sortie (N_n). En premier lieu, nous observons une allure croissante de Mn au fur et à mesure que le nombre de neutrons disponibles augmente. Deuxièmement, pour toutes les voies de réaction, on re-marque de faibles valeurs de M_n par rapport au nombre de neutrons disponibles. Cette disparité peut être attribuée aux effets d’ombre [Mar96] qui peuvent se manifester aux paramètres d’impact typiques de ces réactions, comportant une forte absorption des neu-trons ou leur diffusion à des grands angles. Une dernière remarque concerne les multi-plicités relatives aux fragments de 11Li et 12Be. Dans les deux cas un seul neutron est disponible, mais on observe une différence non négligeable entre les multiplicités de neu-trons. Une explication possible peut être donnée en termes du mécanisme de réaction, knockout d’un et deux protons respectivement pour12Be et11Li. L’énergie de séparation de deux protons dans le 14B est beaucoup plus grande (41 MeV) par rapport à celle de séparation d’un seul proton, déjà élevée (17 MeV). L’hypothèse d’un effet d’ombre en-core plus marqué est alors envisageable, car dans un schéma simplifié, un tel processus implique des paramètres d’impact plus réduits.

N_n Réaction M_n 1 ^C(14B,11Li+n)X 0,13 ± 0,04

C(14B,12Be+n)X 0,26 ± 0,04 3 C(14B, 9Li+n)X 0,33 ± 0,05 5 C(14B,6He+n)X 0,40 ± 0,06

TABLEAU4.4 –Multiplicité de neutrons émis pour les différentes voies de réaction. Les réactions sont regroupées suivant le nombre de neutrons potentiellement disponibles au cours de la réaction N_n(voir texte).

4.3 Les systèmes fragment-neutron 99