La question de la calibration des SiRi

D.2.2.1. Méthode

Tout comme pour le faisceau de deuton, une mesure expérimentale avec une cible de plomb a été réalisée avec le faisceau d'3He an d'utiliser les états discrets bien connus pour calibrer chacune des voies de réactions. Malheureusement, le gain de l'amplicateur utilisé pour la détection des éjectiles a été mal réglé, empêchant la détection des états d'énergies du plomb qui auraient pu être utilisés pour la calibration. De plus, rien ne garantissait le succès de la calibration en utilisant cette méthode comme c'était le cas avec la réaction (d, p) où la cause a été attribuée à une mauvaise dénition de l'énergie du faisceau de deuton.

La calibration avec la cible de plomb n'étant pas possible, il convient de trouver une solution alternative. La présence de contamination pour la voie (3He, d)permet d'utiliser la même méthode de calibration que pour la voie (d, p) décrite à la section D.1.1.4. Il

n'est pas possible de l'appliquer pour des réactions que l'on nommera propres pour lesquels aucune forme de contamination n'est à déplorer comme pour les voies (3He, t) et (3He,⁴He). Cependant, le comportement des télescopes est similaire vis à vis de la détection d'éjectiles de même nombre de charge Z. Les coecients de calibration de la voie (3He, d) peuvent ainsi raisonnablement être utilisés pour la voie de transfert (³He, t). Pour la voie (3He,⁴He), deux points de calibration peuvent être utilisés. Le premier est le point représentant la diusion élastique du faisceau sur la cible d'238U. Pour obtenir le second, une mesure expérimentale supplémentaire de quelques heures a été eectuée sur une cible de 90Zr an d'obtenir le point représentant la diusion élastique3He +⁹⁰Zr →³He +⁹⁰Zr.

D.2.2.2. Le problème de l'eet levier

Malheureusement, aucune des voies de calibration n'a été calibré correctement en utilisant la méthode décrite précédemment, ce qui peut sembler surprenant, surtout lorsqu'on étudie le cas de la voie (3He, d)qui est très similaire à celui de la réaction238U (d, p). En eet, après analyse, le seuil de ssion de première chance pour les trois noyaux étudiés se situe environ 1 MeV au-delà du seuil des données neutroniques. Il est théoriquement possible que le seuil de ssion soit décalé vers des énergies d'excitation plus hautes si la distribution de spin peuplée au cours des réactions de transfert est centrée sur des valeurs plus élevées que celle peuplée lors des réactions induites par neutron. Cependant, ce résultat n'a jamais été observé jusqu'à présent pour des réactions similaires. C'est par exemple le cas de Gavron et al [Gav76], Petit et al., [Pet04] ou encore Kessedjian et al. [Kes10] qui ont observé des seuils de ssion de première chance très proches de ceux des voies induites par neutron correspondantes pour les réactions238U (³He, t),232T h(³He, p) et243Am(³He,⁴He), respectivement.

Pour comprendre la raison de ce problème rencontré, nous reprenons les données de la voie238U (d, p)et testons diérentes calibrations. La gure D.26 représente le spectre singles pour la voie 238U (d, p)obtenu pour diérentes calibrations. En haut de la gure D.26 est représentée une illustration des droites de calibration de la perte d'énergie de l'éjectile dans ∆E pour diérents cas. La courbe bleue est un ajustement linéaire de cinq points contaminants (O0, C0, C1, C4, C5) considérés pour l'analyse de la voie 238U (d, p), il s'agit donc de la calibration de référence. La droite rouge ne prend en compte que trois points (C1, C₄, C₅) alors que la courbe verte n'en considère que deux (C4, C₅). Une calibration est d'autant plus précise que le nombre de points considéré est important et lorsqu'ils couvrent une large gamme d'énergie d'excitation. Les trois cas de calibration ont en commun les points C4 et C5, il semble donc cohérent que les spectres singles coïncident dans la région énergétique voisine à ces points. Par contre, on observe un décalage qui augmente entre les spectres à basse énergie, qui est directement lié au nombre et à la précision des points contaminants pris en compte par l'ajustement linéaire : c'est l'eet levier.

La description de ce phénomène est simpliée ici et n'a pour objectif que d'en expli-quer le principe puisqu'une calibration complète requiert également les valeurs des pertes d'énergies dans E et pas uniquement dans ∆E. De plus, l'écart à la linéarité des points

D. Analyse des données

Figure D.26.: Illustration du principe de l'eet levier. Spectres singles obtenus pour diérentes calibrations pour la réaction 238U (d, p). Le spectre bleu est identique à celui de la gure D.10 et représente donc la calibration de référence. Les points de calibration pris en compte dans chaque cas sont symbolisés par les èches de couleur

contaminants de la courbe bleue a été exagéré pour mieux illustrer le problème. Cepen-dant, cette description exprime clairement qu'un manque de points de calibration sur une large gamme en énergie d'excitation peut représenter un fort handicap pour calibrer une réaction. Dans le cas de la réaction (3He, d), les quatre contaminants présents (voir gure D.26) correspondent à des E∗(²³⁹N p)de plusieurs MeV au dessus de Sn. La ré-gion pour les hautes E∗(²³⁹N p)est ainsi calibrée correctement, au contraire de la région proche de Sn, qui subit l'inuence de l'eet levier par manque de contaminants à ces énergies.

L'eet levier est donc une conséquence du manque de points de calibration sur une large gamme en énergie, mais aussi de la mauvaise résolution en énergie des pics contam-inants. En eet d'après l'équation D.5, l'impact de l'incertitude de l'angle de détection θ_ej sur l'énergie déposé par l'éjectile (et donc sur l'énergie d'excitation du noyau com-posé) sera d'autant plus élevé que la masse du noyau de recul est faible. C'est pourquoi il est en général préférable d'utiliser des états du plomb plutôt que des états de noyaux contaminants légers pour la calibration, puisque ces derniers possèdent une moins bonne résolution en énergie. Cette incertitude sur les énergies ∆E et E déposées est également responsable de l'eet levier lors de l'extrapolation des droites de calibration. La méth-ode utilisée pour calibrer la réaction (3He,⁴He)n'a pas non plus fonctionnée à cause de l'utilisation de deux points de calibration seulement. Il n'est pas exclu que l'impossibilité de calibrer correctement la réaction ne soit pas également lié en parti à une mauvaise dénition du faisceau comme cela avait été le cas pour la réaction 208P b(d, p).

A cause de l'eet levier, une procédure itérative est mise en place an de calibrer le seuil de ssion de première chance des réactions (3He, t)et (3He,⁴He)à celui extrait des données des réactions neutroniques correspondantes. Concernant la réaction (3He, d), les données sont calibrées sur la chute de la probabilité de ssion qui survient au Sn. En eet, pour les noyaux ssiles comme le 239N p, la probabilité de ssion est élevée avant Sn, puis elle chute dès l'ouverture de la voie de désexcitation par émission neutron.

Cette procédure de recalibration consiste à modier manuellement les coecients de calibration des droites ∆E et E jusqu'à ce que les seuils de ssion des réactions de transfert et des réactions induites par neutron coïncident à la résolution près du détecteur. Comme l'illustre la gure D.26, cette méthode de recalibration se résume à l'application d'un décalage non linéaire du spectre singles et des spectres des coïncidences. L'utilisation de cette procédure est justiée grâce aux résultats préliminaires d'une expérience réalisée à l'IPN d'Orsay en 2015 faisant intervenir les mêmes réactions de substitution. Au cours de cette expérience, la dénition de l'énergie du faisceau d'3He est très précise, et les télescopes ont pu être calibrés de façon indépendante avec la réaction3He +²⁰⁸P b. Les seuils de ssion et d'émission gamma pour les trois voies de réaction étudiées coïncident parfaitement avec les seuils des mesures induites par neutron. Ces résultats valident ainsi la méthode de recalibration exploitée pour les réactions impliquant l'utilisation du faisceau3He.

D. Analyse des données