Résolution spatiale

IV.1.3 Vérification des observables déterminées . . . . 71 IV.1.4 Conclusion . . . . 72 IV.2 Décroissance βp de52Ni . . . . 73

IV.2.1 État des lieux . . . . 73 IV.2.2 Analyse des événements d’implantation . . . . 74 IV.2.3 Analyse des spectres énergie des événements de décroissance . . . . 75 IV.2.4 Reconstitution de la trajectoire suivant l’angle azimutal φ . . . . . 76 IV.2.5 Analyse des spectres temps . . . . 78 IV.2.6 Angle zénithal θ et parcours total R . . . . 81 IV.2.7 Conclusion . . . . 84 IV.3 Radioactivité 2p de54Zn . . . . 84

IV.3.1 Observables macroscopiques . . . . 84 IV.3.2 Observables individuelles . . . . 86 IV.3.3 Analyse individuelle des événements de décroissance . . . . 90 IV.3.4 Résultats . . . 104

Ce chapitre traite de l’analyse des données obtenues lors de l’expérience réalisée au GANIL avec la TPC. Le but de cette analyse est de déterminer les corrélations en énergie et en angle des deux protons émis lors de la radioactivité 2p de 54Zn. Dans un premier temps, les performances du détecteur sont testées grâce à des mesures effectuées avec une source α. Une deuxième partie traite de l’analyse de la décroissance βp de52Ni, un noyau également produit et implanté dans la TPC lors de l’expérience. L’analyse des trajectoires des protons émis permet une deuxième caractérisation du détecteur. Une dernière partie est consacrée à l’analyse des événements de radioactivité 2p de54Zn, permettant de déterminer les corrélations entre les deux protons émis.

64 Chapitre IV. Analyse et résultats

IV.1 Performances du détecteur avec une source α

Cette partie traite des mesures effectuées pendant l’expérience avec une source α positionnée en haut du volume actif de la TPC, conduisant à une première caractérisation de la chambre.

IV.1.1 Résolution spatiale

Idéalement, si une particule se déplace verticalement dans la TPC, une seule piste sur chaque dimension est touchée. Cela n’est pas réaliste car il faut prendre en compte la résolution spatiale du détecteur. En effet, la dispersion des électrons d’ionisation induit un étalement du signal sur les pistes voisines. Le signal énergie obtenu a donc une certaine largeur de distribution qui, pour une trajectoire strictement verticale, représente directement la résolution du détecteur.

Ainsi, afin d’estimer la résolution spatiale, des mesures ont été effectuées avec une source α positionnée au-dessus d’un collimateur vertical. Les signaux énergie obtenus dans cette configuration ont une forme quasiment gaussienne sur les pistes au voisinage de la verticale du collimateur. Deux effets contribuent à la largeur de ces distributions. D’une part, comme expliqué ci-dessus, la résolution du détecteur induit un étalement du signal. D’autre part, le système de collimation (1 mm de diamètre) n’est pas suffisamment sélectif : des particules α n’ayant pas une trajectoire strictement verticale sortent du collimateur (voir figure IV.1). Il faut donc pouvoir distinguer ces trajectoires de celles qui sont strictement verticales.

Source

Résolution

Collimateur vertical

Fig. IV.1 – La résolution en position est mesurée en plaçant la source α au-dessus d’un collimateur vertical. La distribution du signal obtenu la plus étroite correspond aux trajectoires les plus verticales et donc à la résolution en position du détecteur.

Pour cela, une gaussienne est ajustée au signal énergie obtenu en fonction du numéro de piste pour chaque événement : la largeur de distribution (écart type σ de la gaussienne) est déterminée pour chaque événement ainsi que la position (numéro de la piste) du maximum (centre de la gaussienne). Sur la figure IV.2 sont représentées les largeurs à mi-hauteur des gaussiennes (FWHM ∼ 2,35σ) en fonction de leur centre, déterminées pour les dimensions X (gauche) et Y (droite). La position pour laquelle la largeur de distribution est au minimum

IV.1. Performances du détecteur avec une source α 65

correspond à la position où les particules arrivent verticalement. L’effet de manque de sélectivité du collimateur évoqué ci-dessus ne contribue pas à cette largeur minimale : c’est uniquement la résolution en position du détecteur qui y contribue. Une résolution de l’ordre de 8 mm est ainsi déterminée pour le détecteur X-Y.

Numero Piste X 220 240 260 FWHM X (mm) 8 10 12 14 16 Numero Piste Y 220 240 260 FWHM Y (mm) 6 8 10 12 14

Fig. IV.2 – Largeurs à mi-hauteur (FWHM) des distributions gaussiennes ajustées aux signaux énergie obtenus pour chaque événement en fonction du centre de ces gaussiennes (numéro de piste) pour les dimensions X (gauche) et Y (droite). Le minimum de cette fonction est atteint pour la piste en dessous de laquelle a été montée la source et la largeur de la distribution associée correspond à la résolution en position.

Notons que pour ces événements où la trajectoire de la particule est strictement verticale, c’est-à-dire les événements où la largeur de la distribution est minimale, les spectres temps correspondants montrent qu’une dizaine de pistes sont déclenchées.

Notons également que la résolution en position mesurée ainsi inclut deux effets. D’une part, elle est due à la dispersion des électrons d’ionisation le long de leur dérive dans le volume actif de la chambre. Cet effet est quantifiable grâce au calcul du coefficient de diffusion transverse des électrons lors de leur dérive. D’autre part, les GEM créent un effet défocalisant qui induit également une dispersion des électrons qui arrivent sur la matrice de détection.

Le coefficient de diffusion transverse peut être calculé à l’aide d’un programme de simulation Magboltz [56] développé au CERN qui résout les équations de transport de Boltzmann des électrons dans différents types de gaz sous l’influence de champs électrique et magnétique. Le coefficient de diffusion transverse pour des électrons dans du P10 soumis à un champ électrique de 256 V/cm déterminé est : DT = 672 µm/√cm. Pour une dérive de 16 cm, on obtient donc une résolution d’environ 0,8 mm. Or, la résolution est beaucoup plus dégradée que cela. Cela laisse supposer que la majeure contribution dans la largeur de la distribution est due à la dispersion des électrons en sortie des GEM.

De plus, des tests avaient été effectués avant l’expérience avec la source placée sur le côté en face d’un collimateur horizontal à différentes hauteurs, jusqu’à une hauteur quasiment nulle, c’est-à-dire juste au-dessus du premier GEM. Ces mesures ont montré que quelle que soit la hauteur de la source, la largeur de distribution du signal obtenu reste constante. Cela

66 Chapitre IV. Analyse et résultats

confirme que l’effet de la diffusion transverse des électrons le long de leur dérive est négligeable devant l’effet de dispersion qu’induisent les GEM.