Evolution des pics `a 200 keV avec le Z d´etect´e ´

Les fragments de fission d´etect´es dans le premier t´elescope de FLUOX (θ = 16° `a

θ =28°) ont ´et´e s´epar´es en fonction de leur num´ero atomique Z en quatre groupes corres- pondant `a diff´erents m´ecanismes de r´eaction menant `a la production de fragments. Les m´ecanismes de r´eaction mis en jeu selon les diff´erentes s´elections en Z ont ´et´e extensive- ment ´etudi´es dans [23] (voir section3.1) et discut´es pour notre exp´erience `a la section6.1. La premi`ere r´egion que nous avons consid´er´ee correspond `a 35 ≤ Z ≤ 49. Cette r´egion contient des fragments de (quasi-)fission du Z=120 et de fission s´equentielle de l’uranium. Les fragments l´egers de Z∼38 produits par une fission asym´etrique du Z=120 gouvern´ee par la fermeture de couche `a Z=82 se situent dans cette r´egion. La deuxi`eme r´egion cor- respond `a 50 ≤ Z ≤ 65. Cette r´egion contient, elle aussi, un m´elange de fragments de (quasi-)fission du Z=120 et de fission s´equentielle de l’uranium. Les fragments issus d’une ´eventuelle fission sym´etrique du Z=120 se situent dans cette r´egion. La troisi`eme r´egion correspond `a 70 ≤ Z ≤ 79. Les fragments d´etect´es dans cette r´egion proviennent unique- ment du syst`eme composite Z=120 (voir section3.1). C’est donc dans cette r´egion que les multiplicit´es d’X caract´eristiques du Z=120 les plus ´elev´ees sont attendues. La quatri`eme r´egion correspond `a 80 ≤ Z ≤ 90. Tout comme pour la r´egion pr´ec´edente, les fragments d´etect´es proviennent exclusivement du syst`eme composite Z=120. `A cause de la proximit´e de la borne sup´erieure avec le Z du projectile et de la faible r´esolution en Z (voir section

proviennent de diffusions in´elastiques du projectile. De plus, cin´ematiquement il n’est pas possible pour les fragments ´emis `a l’´energie cin´etique pr´edite par la syst´ematique de Viola d’atteindre les angles de d´etection du premier t´elescope de FLUOX (θ = 16° `a θ =28°) comme le montre la figure 6.2. Les fragments de (quasi-)fission d´etect´es `a ces angles sont donc ´emis `a une ´energie cin´etique sup´erieure `a celle pr´edite comme la plus probable par la syst´ematique de Viola.

La statistique disponible, une fois les s´elections en Z appliqu´ees, est relativement r´eduite, et plus particuli`erement pour les Z sup´erieurs `a 70. Pour augmenter la statistique il est possible de sommer les spectres des d´etecteurs. Les d´etecteurs situ´es `a φ =30<sub>° et `a</sub>

φ =150° sont totalement sym´etriques par rapport aux t´elescopes FLUOX qui sont centr´es `a φ =90°. Les spectres de ces deux d´etecteurs, pond´er´es par leur efficacit´e de d´etection respective, vont donc ˆetre somm´es par la suite. En revanche, les spectres mesur´es par le d´etecteur germanium `a φ = 270° ne peuvent pas ˆetre somm´es. En effet, en cas d’´emission `a partir du fragment de fission d´etect´e par un t´elescope FLUOX `a φ ' 90_{° (ou de son} partenaire `a φ ' 270<sub>°), le d´ecalage par effet Doppler sera diff´erent pour le germanium `a</sub>

φ = 270° de celui pour les d´etecteurs `a φ = 30° et 150°.

La figure 6.12 montre la somme des spectres mesur´es `a φ = 30° et 150° et le spectre mesur´e `a φ = 270° pour les quatre s´elections en Z consid´er´ees. Trois grandes conclusions peuvent ˆetre tir´ees de ces spectres :

1. Un pic est pr´esent `a 200 keV pour toutes les s´election en Z, quelque soit l’angle du d´etecteur germanium.

2. Le pic d´etect´e `a φ = 270° paraˆıt parfois ˆetre plus ´etroit que le pic d´etect´e `a φ =30° et

φ = 150°.

3. Un pic `a 150 keV reste visible dans tous les cas mais, contrairement `a ce qui est observ´e pour les spectres inclusifs (figure 6.5) ou avec les spectres en co¨ıncidence avec de la diffsion ´elastique (figure 6.8), la surface de ce pic est toujours beaucoup plus faible que celle du pic `a 200 keV.

La pr´esence d’un pic `a 150 keV pourrait r´esulter d’une mauvaise soustraction des co¨ınci- dences fortuites. Dans cette hypoth`ese, une fraction des ´ev´enements pr´esents dans le pic `a 200 keV r´esulterait ´egalement de co¨ıncidences fortuites. Pour obtenir une estimation maximale de ce pourcentage, le rapport du nombre de coups dans le pic `a 150 keV sur celui dans le pic `a 200 keV est pr´esent´e pour chaque s´election sur la figure6.13et compar´e avec le mˆeme rapport mesur´e pour les spectres en inclusif et pour des mesures en co¨ınci- dence avec la diffusion ´elastique et quasi-´elastique du nickel dans le t´elescope 3 o`u seuls des

E (keV) 150 200 250 300 Coups -50 0 50 100 150 200 E (keV) 150 200 250 300 Coups -80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 100 120 140 E (keV) 150 200 250 300 Coups -20 -10 0 10 20 30 40 50 E (keV) 150 200 250 300 Coups -20 -10 0 10 20 30 40 50 E (keV) 150 200 250 300 Coups) -50 0 50 100 150 E (keV) 150 200 250 300 Coups) -50 0 50 100 150 E (keV) 150 200 250 300 Coups) -40 -20 0 20 40 60 E (keV) 150 200 250 300 Coups) -40 -20 0 20 40 60 80 Ni 6,6 MeV/A 64 U + 238 = 150° φ = 30 et φ

Somme des détecteurs à

= 270° φ Détecteur à Z < 50 ≤ 35 Z < 50 ≤ 35 Z < 66 ≤ 50 Z < 66 ≤ 50 Z < 80 ≤ 70 Z < 80 ≤ 70 Z < 91 ≤ 80 Z < 91 ≤ 80

Fig. 6.12 – ´Evolution de la somme des spectres obtenus `a φ =30° et 150° et du spectre obtenu `a φ = 270° en fonction du Z du fragment d´etect´e dans le premier t´elescope de FLUOX.

γ issus de la d´esexcitation des transitions de la bande rotationnelle de l’uranium peuvent

ˆetre d´etect´es. Nous voyons sur la figure que ce rapport, lorsque l’on est en co¨ıncidence avec une des quatre zones de fragments lourds s´electionn´ees, est tr`es inf´erieur au mˆeme rapport lorsque l’on ne fait aucune s´election (inclusif) ou lorsque l’on fait la s´election d’une co¨ıncidence avec un noyau de nickel diffus´e ´elastiquement, d´etect´e en arri`ere de l’angle d’effleurement dans le t´elescope 3. Ces rapports montrent que, pour les 4 zones de fragments s´electionn´ees, les co¨ıncidences fortuites avec un γ de 200 keV provenant de la d´esexcitation des bandes rotationnelles de l’uranium sont tr`es fortement r´eduites : en faisant l’hypoth`ese que la totalit´e du pic `a 150 keV subsistant vient de la d´esexcitation de l’uranium, la proportion de fortuites dans les pics `a 200 keV ne d´epasse jamais 18%. Le pic observ´e `a 200 keV correspond donc essentiellement `a des co¨ıncidences vraies avec les fragments d´etect´es.

Dans le cas d’une ´emission `a partir d’un noyau compos´e de Z=120, des raies X ca- ract´eristiques sont attendues, comme observ´e, pour toutes les zones de fragments s´electionn´es et un ´elargissement notable de ces raies est attendu (section 3.2.2) r´esultant, outre les em- pilements, de 3 causes principales :

– L’´elargissement Doppler dˆu `a l’ouverture angulaire des d´etecteurs d’X – L’´elargissement des raies dˆu au temps de vie du noyau ´emetteur – Les diff´erentes configurations atomiques.

La figure6.14 montre une d´econvolution arbitraire du pic observ´e `a 200 keV en trois gaussiennes d’´ecart type σ = 7 keV et centr´ees `a 178 keV, 198 keV et 218 keV. Ces ´energies sont peu significatives dans la mesure o`u les param`etres des gaussiennes ont ´et´e fix´es et ne sont pas le r´esultat d’un ajustement rendu trop incertain par la faible statistique. Elles ne sont cependant que l´eg`erement sup´erieures aux ´energies calcul´ees pour les 3 raies Kα1,

Kα2et Kβ par l’approche MCDF (voir tableau3.1) et corrig´ees pour l’effet Doppler (figure

3.9), soit 174 keV, 190 keV et 212 keV.