Spectromètre Lohengrin

Lohengrin (l'instrument PN1 sur la gure 3.1) est un spectromètre de masse installé directement à la sortie du tube H9 du réacteur de l'ILL et ayant une vue directe sur une cible ssile (ou fertile) placée à 50 cm du coeur. L'installation est maintenue à un vide poussé (p < 5 10−5 mbar). Le spectromètre mesure donc les fragments avec (quasiment) leur énergie cinétique à la ssion et sans pertuber leurs rendements respectifs, contrairement aux sources de type ISOL où les fragments qui s'échappent de la source doivent être accélérés avant d'être envoyés vers un spectromètre. Le spectromètre illustré à la gure 3.2 est composé d'un aimant dipolaire (dipole magnet sur la gure 3.5) et d'un condensateur (deux plaques courbées sur lesquelles une diérence de potentiel est appliquée et qui peut atteindre 800 kV). Les fragments sont déviés en fonction de leur masse (A), charge ionique (q) et énergie cinétique (E) par les champs magnétiques et électriques, générés respectivement dans l'aimant et le condensateur, vers des collimateurs horizontaux et verticaux placés en sortie du spectromètre. Ainsi seuls les fragments avec un certain rapport A/q et E/q. sont transmis en sortie du spectromètre.

La mesure de l'énergie des fragments grâce à une chambre d'ionisation en position expérimentale 1 permet de dénir de manière unique la masse du fragment mesuré et d'obtenir ainsi les rendements en masse (en relatif). La mise en place d'un dispositif de spectrométrie gamma à la position expérimentale 2 permet d'obtenir les rendements isotopiques.

Figure 3.2  Spectromètre Lohengrin [MAR13]

La cible vue par Lohengrin est placée à 50 cm du c÷ur et reçoit un ux de neutrons thermique Φ = 7 1014n.cm⁻²soit Φ(equivalent capture au point thermique) = 5 1014n.cm⁻². Pour les mesures des rendements de l'242Am, la cible est constituée d'un dépôt de 7 cm*1 cm d'241Am(99%) sur une ne plaque de Ti. L'épaisseur des dépôts d'actinides varie selon le but des expériences et est choisie entre 50 et 400 µg/cm2, pour optimiser soit la résolution énergie, soit le taux de fragments détectés. Toutes nos cibles avaient une épaisseur de 300 µg/cm2. Compte tenu de la durée de vie du fondamental de l'242Am, l'utilisation d'une cible d'242Amétait impossible, une réaction de double capture présentée gure 3.3, a donc été préférée. La cible d'242Am est donc faite en ligne. Elle permet l'étude de la ssion de l'état fondamental et celle de l'état isomérique de l'242Am en eectuant une mesure avant et après un arrêt du réacteur (voir gure 3.3 droite). Comme tenu de la section ece de ssion de l'^{241}Am, e taux de ssion de ce dernier est de l'ordre de 3% du taux de ssion total et est donc négligé.

Figure 3.3  Réaction de double capture sur l'241Am (gauche) et variation du rapport du taux de ssion entre l'242mAmet l'242gsAmen fonction du temps de mesure (droite)

double capture (environ 600 barns). Le nombre de fragments de masse A entrant dans le spectromètre Nf ragments sera proportionel au rendement de cette masse Yf ragment et à l'acceptance géométrique de l'aimant de Lohengrin p = 3.2 10⁻⁵/(4π) = 2.5 10⁻⁶.

N_{f ragments} = p ∗ Y_{f ragment}∗ N_{f ission}avec N_{f ission}= N_atomes∗ σ ∗ Φ (3.1)

et Natomes= epaisseur[g.cm⁻²] ∗ surf ace[cm²] ∗ Navogadro/A

Nf ragments ∼ 2.5 10⁻⁶∗ 0.01 ∗ 300 ∗ 10⁻⁶∗ 7 ∗ (6 1023/241) ∗ 600 10⁻²⁴∗ 5 1014

Nf ragments∼ 4 104f ragments s⁻¹

Compte tenu des sélections eectuées, on mesure au point focal un nombre beaucoup plus réduit de produits de ssion. En eet, on ne mesure qu'une seule charge (soit pour le maximum environ 20% de l'ensemble des charges) et un intervalle en énergie très étroit (soit environ 2% de la distribution en énergie). On a donc un taux de comptage de l'ordre de 200 Hz.

N_{f ragments mesur´es}∼ 0.20 ∗ 0.02 ∗ 4 10⁴∼ 2.10²f ragments mesur´es s⁻¹ (3.2)

Notre cible, illustrée de manière schématique gure 3.4, est composée d'un dépôt de matière active (ici 99% d'241Am) sur une plaque de titane an d'assurer la tenue mécanique. Le titane a été choisi car il s'active peu et le dépot d'241Amy est possible. La matière active est recouverte d'une feuille ultra ne de nickel (0.25 µm) an de réduire la perte de matière active par sputtering. Lorsque les fragments sortent de la matière active ils constituent des noyaux très lourds et très énergétiques, ils emportent donc avec eux une partie de la matière nucléaire ; ce phénomène est appelé  sputtering .

On suppose que les fragments émis sont nus à la ssion i.e leur charge ionique q est égale à la charge nucléaire Z. Lorsque les fragments traversent de la matière, un équilibre de charge a lieu et les fragments  récupèrent  des électrons. Leur charge ionique à l'entrée du spectromètre, égale à celle à la sortie de la feuille de nickel, est donc plus faible et de l'ordre de 21. La traversée de matière induit également une perte d'énergie. L'énergie cinétique du fragment E correspond alors à :

E = Ef ission− ∆Ematiere active− ∆Enickel avec ∆Ematiere active∼ 1 − 2 M eV et ∆Enickel∼ 7 M eV

Après traversée de la cible, les fragments rentrent dans l'aimant (voir gure 3.5) qui dééchit les fragments selon leur moment sur la charge. En eet l'équation du mouvement dans un aimant [MAR13] donne

Av² ρ_B ^{= qvB} où ρB est le rayon de courbure de l'aimant et B le champ magnétique.

Le condenseur placé en aval réalise une seconde sélection en fonction du rapport E/q : Av²

ρE ^{= qε}

où ρE est le rayon de courbure du condenseur et ε le champ électrique. On trouve :

A/q = B²ρ²_B/ερE (3.3)

et

Figure 3.5  Sélection des diérents élements du spectromètre Lohengrin (www.ill.eu)

La résolution en masse dépend des collimations horizontales et de la taille de la cible. Dans notre cas, ∆A/A = 1/400 toutes les masses sont donc résolues pour les fragments de ssion. La résolution en énergie est quant à elle déterminée par les collimations verticales et la longueur de la cible.