Spectroscopie de précision des atomes pioniques et antiprotoniques

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antiprotoniques

Pascal El-Khoury

To cite this version:

Pascal El-Khoury. Spectroscopie de précision des atomes pioniques et antiprotoniques. Physique Atomique [physics.atom-ph]. Université Pierre et Marie Curie - Paris VI, 1998. Français. �tel-00011776�

LABORATOIRE

KASTLER BROSSEL

ARIS

Thèse

de doctorat de

l’Université

Paris 6

Spécialité :

Physique Atomique

présentée

par

Pascal EL-KHOURY

Pour obtenir le

_grade

de

DOCTEUR

de

l’UNIVERSITE

PARIS

6

Sujet :

Spectroscopie

de

Précision

des Atomes

_Pioniques

et

_{Antiprotoniques}

Soutenue le 3 Avril 1998 devant

_{le jury composé}

de :

M. R. McCARROLL Président

M. G. BORCHERT

M.

_J.-P.

EGGER

_Rapporteur

M. O. GORCEIX

_Rapporteur

et Nucléaire sous la direction de M. Jean-Pierre

Briand,

et en un second

_temps

au

Laboratoire Kastler Brossel sous la direction de Mme Michèle Leduc. Je remercie M. Briand

pour l’aide

qu’il

m’a

apportée

au début de ma

thèse,

et Mme Leduc _{pour m’avoir si}

_gentiment

accueilli dans son laboratoire et _{pour l’intérêt}

_qu’elle

a

_porté

à l’avancement de mon travail.

Cette thèse a été

effectuée

sous la direction de M. Paul Indelicato. Je le remercie de m’avoir accueilli dans son

équipe

et de m’avoir

_permis

de

_participer

à

_plus

de 160

_jours

de travail sur

accélérateurs. Je remercie

_également

MM. Jean-Pierre

_Egger,

Olivier

Gorceix,

Gunter

Borchert et Ronald McCarroll d’avoir

_accepté

de

_faire

_partie

de mon _jury de thèse et d’avoir

lu avec attention et

_patience

ce mémoire.

Je remercie la Communauté

_Européenne

(contrat

n°

CHRX-CT94-0505)

et l’OTAN

_(contrat

n°

CRG-960623)

d’avoir

_pris

en

charge les frais

de mission au cours de mes

_{déplacements}

au

CERN,

à PSI et à Jülich.

Je voudrais remercier tous les membres de la collaboration

_européenne,

notamment:

Gunter Borchert _pour ses

explications

diverses sur les

_propriétés

des cristaux de

_Bragg,

son

chaleureux accueil

_{quand j’allais}

à

Julich,

sa bonne humeur et sa

_gentillesse,

Detlev Gotta

_qui

m’a initié

_{d’une façon inégalée}

au monde des

_expériences

sur accélérateurs.

Je _{le remercie pour la}

_{confiance qu’il}

m’a

accordée,

pour son enthousiasme à

_répondre

à mes

questions,

ses

explications

intéressantes sur le

fonctionnement

du

_{spectromètre,}

sur la

physique

nucléaire et la

_physique

des

_particules,

et _pour les discussions

_fructueuses

_{que j’ai}

eues avec

lui,

et

_qui

duraient

_{parfois jusqu’à}

4 heures du matin

_(!),

Jean-Pierre

_Egger

pour ses

_{explications indispensables}

sur le

fonctionnement

des

CCD,

_pour sa

_sympathie

et sa

_{simplicité malgré}

ses

_qualités

de

_{grand physicien,}

Leo Simons de n’avoir

_jamais

hésité à

_répondre

à mes

_questions

sur le

_{fonctionnement}

de la

trappe

cyclotron,

pour sa bonne humeur le

matin,

_pour le travail sérieux

_{qu’il a fait,}

Dimitrios

_{Anagnostopoulos}

_qui

a

_toujours

été

_disponible

_{pour m’aider dans}

_l’analyse

_des

données,

pour me

_fournir

les valeurs des

_{paramètres qui}

me

manquaient,

discuter avec moi et

m’encourager,

Klaus Kirch pour avoir

toujours

su

_répondre

à mes

_questions

et _pour nos discussions

enthousiastes et

_{intéressantes,}

Peter

_Hauser,

Didier Chatellard et Michel

_Augsburger

_{qui, grâce}

à leur humour et à leur

Rashid pour sa bonne humeur et sa

sympathie

lors des

_expériences

au

CERN,

et

_enfin,

mes

_collègues

allemands Hubert

Gorke,

Stefan

Lenz

et Thomas Siems _{pour les} bons

et les mauvais moments

_qu’on

a

_passés

ensemble.

Nombreuses sont les _personnes

_{que j’ai}

connues au cours de ma thèse:

Stéphane

Boucard avec

qui j’ai partagé

le même bureau

pendant

_presque deux ans, Thomas

Coudreau,

Antonio

Zelaquett-Khoury,

Matthias

_{Vaupel, Pierre-François}

Cohadon,

Hichem

Eleuch,

Laurent

Vernac,

Alberto

Bramati,

Gaëtan

Messin,

Jean-Pierre

Hermier,

Thibaut

Jonckheere,

Catherine

Schwob,

Benoît

Grémaud,

Astrid

Lambrecht,

Agnès

Maître,

_François

Nez,

Bruno

Manil,

Eric-Olivier Le

_Bigot

et

_beaucoup

d’autres. Je les _{remercie pour} les mots

_échangés

qui ont fait

du laboratoire un lieu

sympathique.

Je voudrais

_également

remercier Blandine Moutiers et Karine Gautier _{pour leur aide} dans les

différentes

démarches administratives. Je remercie tout

_{particulièrement}

Blandine d’avoir été pour moi non

_simplement

une

collègue,

mais une vraie amie. Avec son humour et sa

gentillesse,

elle a

_{apporté beaucoup}

de

_sympathie

aux moments

_qu’on

a

_passés

ensemble. Je

la remercie pour son

aide,

ses

_{encouragements}

et son amitié. A ce _propos,

_je

remercie

spécialement Pierre-François

de

_{m’avoir fait}

la

_chronique

du

_temps

au

_{secrétariat,}

et toutes les personnes

qui

se sont intéressées à mon

emploi

du _temps, en

espérant

_que cela les a aidées

à _penser à autre _{chose que la}

_physique!

Je n’oublierai _pas de remercier Francesca Grassia et Yassine

_Hadjar

_{pour avoir}

_prêté

une

oreille attentive à mes

problèmes.

Je leur en suis reconnaissant.

Un

_grand

merci

_collectif

à toutes _{les personnes du LPAN: Renaud}

_Pras,

Gilles

Borsoni,

Sébastien

Thuriez,

Gianni

Giardino,

Vincent Le

Roux,

Nicolas

Béchu,

Serge

Dreuil,

Guillaume

Machicohane,

Lucile de

_Billy,

Michèle

Lamoureux,

Pierre

Charles,

Annie De

Corte et bien d’autres _{pour leur} aide et leur amitié.

Pour

_finir,

_je

voudrais remercier chaleureusement toute ma

famille

_qui

n’a

_jamais

cessé de me soutenir et de

_{m’encourager}

tout le

_long

de mes

longues

années d’études. Je dédie ce

mémoire tout

_{particulièrement}

à mon

_père

à

_{qui je}

dois ma _{vocation pour la}

_physique,

et

_qui

était et

_qui

reste mon

professeur préféré.

INTRODUCTION

GÉNÉRALE...5

1. NOTIONS FONDAMENTALES...9

1 1 INTRODUCTION AUX ATOMES EXOTIQUES ... 9

1 1.1.

_Définition

et _aperçu

_historique

... 9

1.1.2

_{Propriétés générales}

des atomes

_{exotiques ... 10}

1.1 3 Formation des atomes _exotiques et _{cascade atomique ...} 10

1.2. MOTIVATION... 12

1 2 1 Mesure de la masse du pion ... 12

1 2 2 Etude du _protonium... 14 2. DISPOSITIF

EXPÉRIMENTAL ... 19

2 1. INTRODUCTION ... 19 2 2 LA TRAPPE CYCLOTRON... 21 2 2 1 Introduction... 21 2.2.2 _{Description ...} 22 2 2

_{3 Principe de fonctionnement... 23}

2.2.4

_{Réglage ...}

24 2 3 LE SPECTROMÈTRE DE BRAGG... 25

2 3.1 Loc de Bragg...25

2 3

_{2 Acceptante}

_angulaire

d’un cristal ... 26

2 3.3 Cristaux de

_Bragg

... 28 2 3 4 Géométrie du

_{spectromètre ... 29}

2 3 5 Le

_{spectromètre}

de Julich ... 32 2 4 LE DÉTECTEUR CCD... 35 2 4.1

_Description

... 35 2.4 2. Puits de

_potentiel

... 36

2.4 3. Lecture d’un CCD

_(couplage

des _{charges)...37}

244

_{Bruit thermique}

... 39

2 4.5 Fonctionnement du CCD ... 39

2 4 6

_{Caractéristiques}

des CCD de Neuchâtel... 40

3. ANALYSE DES

DONNÉES...43

3.1. INTRODUCTION ... 43

3 2 POSITION DU PROBLÈME ...45

3 2.1

_Spectres

de calibration ... 45

3 2 2. Spectres en énergie des atomes exotiques...46

3 3.1

_{Etude de la diffusion de charges (Charge-splitting)}

... 48

3 3 2 Rejet du bruit de fond ...

51

3.3 3.

_{Principe du calcul...}

52

3 3.4 Efficacité de la méthode ...

56

3 4 SPECTRE EN POSITION ... 56

3 5 CORRECTIONS AUX SPECTRES ... 60

3 5

_{1 Correction de la courbure du réflexe}

... 60

3 5.2. Détermination du décalage entre les CCD

... 64

3 5

_{3 Elimination des pixels défectueux ...66}

3 6 DÉTERMINATION DE L’ÉNERGIE DE LA TRANSITION ... 70

3 7 CALCUL DE LA LARGEUR DE LA RAIE ... 72

3 8 CORRECTIONS A L’ÉNERGIE...73

3.8.1. Correction due à

_{l’alignement}

du CCD ... 73

3.8 2 Correction due à la rotation du cristal...75

3.8

_{3 Effet}

de l’indice de _réfraction du cristal - Correction de la loi de

_Bragg

... 78

4. MESURE DE LA MASSE DU PION...81

4 1 INTRODUCTION ... 81

4 2 PRODUCTION DES PIONS ... 83

4 3 PRÉPARATION DE L’EXPERIENCE... 84

4 3 1 Transitions pioniques ...

84

4 3 2 Rate de calibration...56

4 3 3 Choix des cristaux ... 87

4 4 MESURES ... 87

4 4 1 Azote pionique ...

89

4.4 2 Calibration ... 90

4 5

ÉNERGIE

DE LA TRANSITION PIONIQUE ...93

4 5 1. Calcul de l’angle de calibration 03B8

Cu

... 94

4 5 2

_{Positions réelles de l’azote pionique... 95}

4 5 2 1 Calcul de 0394X rot ... 95

4 5 2 2 Calcul de 0394X

align

.... 95 4 5 2 3 Défocalisation .. 97 4 5 2 4 Effets géométnques ... 97

4 5 3 Energie de l’azote pionique

... 98

4 6 CALCUL D’ERREURS ... 99

4 7 RELATIONS DE DISPERSION ... 101

4 7 1 Evaluation des corrections... 102

4 7 2

_{Résolution instrumentale et explosion coulombienne}

... 102

4 8 MASSE DU PION ... 103

4 9. RÉSULTATS ET DISCUSSION... 104

5.

SPECTROSCOPIE

X DU PROTONIUM ...109

5 2 PRODUCTION DES ANTIPROTONS ... 110 5 3 PRÉPARATION DE L’EXPÉRIENCE ... 113 5 4 MESURES ... 115 5 4 1 Résolution instrumentale ... 115 5 4 2 Spectre de silicium ... 117 5 4 3

_Hydrogène

antiprotonique ... 118

5 5 DÉTERMINATION DES PARAMÈTRES DE L’INTERACTION FORTE POUR _{L’HYDROGENE ANTIPROTONIQUE} 121

CONCLUSION...125

générale

Le

_{développement}

des accélérateurs

modernes,

fournissant des faisceaux intenses de

particules,

a

permis

un essor

important

de la

physique

des atomes

_exotiques.

Un atome

exotique,

où un des électrons est

_remplacé

_par une autre

_particule

de

_{charge négative,}

est un

système simple

d’un

grand

intérêt en

_physique.

En

_effet,

suivant la nature de la

particule

et le choix de la

transition,

l’étude de l’atome

_exotique

_peut

fournir des

informations,

soit sur la

_particule

_elle-même,

soit sur le noyau ou bien encore sur

l’interaction entre les deux

_composantes

du

_système.

On a ainsi étudié la distribution

de

_charge

de nombreux _noyaux

_atomiques,

en mesurant

_l’énergie

des

_rayons-X

émis

par des atomes

_muoniques;

aussi,

les masses du

pion

et du kaon ont été déterminées

par

spectroscopie

des atomes

_{exotiques appropriés.}

_Ainsi,

la

_physique

des atomes

exotiques

s’avère être un domaine

_{multidisciplinaire qui}

se situe à l’interface de la

physique atomique,

la

_physique

nucléaire et la

_physique

des

_particules

élémentaires. Notre

_équipe

s’intéresse surtout aux interactions

fondamentales,

et mène à cet effet

une activité de recherche fondamentale tant au niveau

_théorique

_{qu’expérimental.}

Au

cours de ma

thèse,

j’ai

été concerné _par la

partie expérimentale qui

_porte

sur la

spectroscopie

de

_précision

des atomes

_exotiques.

Plus

_{particulièrement,}

nous nous sommes intéressés à deux

_types

d’atomes

_exotiques:

les atomes

_pioniques

et les atomes

_{antiprotoniques.}

La

_présente

thèse traite donc de deux

_sujets

différents

_qui

portent,

l’un sur la

_physique

nucléaire,

l’autre sur la

physique

des

_particules

élémentaires,

mais comme

_je

viens de le

mentionner,

les deux

sujets

tombent dans le

même cadre

_{expérimental,}

celui des atomes

_exotiques:

le même

_dispositif

expérimental

est utilisé sous différentes

conditions,

_{pour obtenir des résultats}

différents.

D’une

_part,

nous avons

_porté

notre attention sur les atomes

_{antiprotoniques, plus}

particulièrement

sur les atomes

_légers

comme

_{l’hydrogène antiprotonique (système}

pH

ou

_pp),

_appelé

encore

_{« protonium}

», et l’hélium

antiprotonique

(p

4

He

+

)

ainsi

que sur leurs

_isotopes:

le deutérium

antiprotonique

(pD)

et l’hélium 3

_{antiprotonique}

(p

3

He

+

paramètres

expérimentaux,

nécessaires au

développement

_théorique

du

_potentiel

d’interaction entre nucléons Net antinucléons

N.

D’autre

_part,

nous nous sommes intéressés aux atomes

_pioniques

dans le but de

mesurer la masse du

_pion;

le

_pion

ou le méson-03C0 étant la

_{particule d’échange}

de

l’interaction nucléaire forte entre hadrons à basse

_énergie.

Le travail s’est déroulé dans le cadre d’une collaboration

_{européenne qui comprend,}

en

plus

de notre laboratoire

_(Laboratoire

Kastler

_Brossel),

un laboratoire allemand de l’Institut de

_Physique

Nucléaire du Centre de Recherche

_Scientifique

de Julich

(IKP-KFA

Jülich)

1

,

un laboratoire suisse de l’Université de

Neuchâtel

2

,

un deuxième

laboratoire suisse de l’Institut Paul Scherrer

(PSI)

3

et un laboratoire _{grec de}

l’Université

d’Ioannina

4

;

le laboratoire allemand étant le

_responsable

de cette collaboration. Les différentes tâches du travail sont distribuées entre les différents

membres de la collaboration.

Ainsi,

la formation des atomes

_exotiques

est de la

compétence

du groupe du PSI

(L.M. Simons),

la

_{dispersion spatiale}

des

_rayons-X

_par

des cristaux de

_Bragg

est _{l’0153uvre du groupe} de Julich

_{(G. Borchert,}

D.

_Gotta),

tandis

que la détection des

rayons-X

relève de la

responsabilité

du groupe CCD de l’Institut

de

_Physique

de Neuchâtel

_(J.-P.

_Egger).

Notre

_{équipe participe}

aux

_montages

et

réglages

des

_{expériences,}

à la

_prise

et

_l’analyse

des

données,

ainsi

_qu’au

calcul

théorique

des

_énergies

des transitions X dans les atomes

_exotiques,

ce calcul étant

indispensable

au bon déroulement des

expériences.

Les

_expériences

se sont déroulées dans les centres de recherche

_{spécialisés, capables}

de fournir les

_particules

nécessaires à la formation des atomes

_exotiques.

Les

expériences

portant

sur les atomes

_{antiprotoniques}

ont été effectuées au

CERN

5

sur

l’anneau de

_{stockage d’antiprotons}

de basse

_énergie

LEAR

6

,

_tandis

_que

_{l’expérience}

sur la masse du

_pion

s’est déroulée au PSI où un faisceau intense de

_pions

_peut

être

obtenu.

Ce mémoire

_comporte

_cinq

_chapitres:

Dans le

_{premier chapitre,}

nous

_rappellerons

des notions fondamentales sur les atomes

exotiques,

nous

_parlerons

donc des

propriétés

générales

de ces atomes et de certaines de leurs

_{applications.}

Nous ferons aussi le lien entre les atomes

_exotiques

et les deux

1

Institut fur

Kernphysik -

Forschungszentrum Julich, D-52425 Julich,

_Allemagne

2

Institut de

_Physique

de l’Université de Neuchâtel, CH-2000 Neuchâtel, Suisse

3

Paul Scherrer Institut, CH-5232

_Villigen

PSI, Suisse

4

Department

of Physics,

University of Ioannina, GR-45110 Ioannina, Grèce

5

Conseil

_Européen

pour la Recherche Nucléaire connu

aujourd’hui

sous le nom de Laboratoire

Européen

_pour

la

_Physique

des Particules, CH-1211 Genève 23, Suisse

6

sujets

de ce

_travail,

tout en montrant _{l’intérêt que}

_présentent

les mesures _que nous avons voulu effectuer.

Ensuite,

dans le deuxième

_chapitre,

nous

_{présenterons}

le

_{dispositif expérimental}

_qui se

compose

principalement

de trois

parties

nécessaires à la formation des atomes

exotiques,

à la

_{dispersion spatiale}

et à la détection des

_rayons-X

émis _par ces atomes lors de leur désexcitation. Nous discuterons des conditions de

_production

de ces

atomes, de la

géométrie

du

_{spectromètre,}

et nous

présenterons

les

caractéristiques

des

détecteurs

_utilisés,

_qui

font d’eux un outil

indispensable

à la réussite de nos

expériences.

Puis,

nous aborderons dans le troisième

chapitre,

la méthode

d’analyse

des données

qui

consiste,

d’une

_part,

à

_rejeter

le bruit de fond

_{expérimental}

afin d’obtenir des

spectres

avec un bon

_rapport

_signal

sur

_bruit,

et d’autre

_part,

à calculer

_l’énergie

de la transition à

_partir

de la

_position

de la raie sur le détecteur et la

_géométrie

du

spectromètre.

Nous

_parlerons

aussi des différentes corrections

_qu’il

faut

_apporter

à ces

deux

_opérations.

Le

_{quatrième chapitre}

est consacré à la mesure de la masse du

_pion.

Nous montrerons

en détail comment les calculs et les corrections sont faits et nous

présenterons

notre

résultat sur la masse du

_pion.

Enfin,

le

_cinquième

et dernier

_{chapitre parle}

de

_{l’expérience}

de

_{spectroscopie}

du

protonium.

Les calculs ne seront _{pas détaillés}

_puisqu’ils

ressemblent bien à ceux

présentés

dans le

_Chapitre

4. Les

_paramètres

de l’interaction forte du niveau

_2p

du

Chapitre

NOTIONS

FONDAMENTALES

Une définition

_générale,

ainsi _que

_plusieurs

_propriétés

des atomes

_exotiques,

sont

présentées

dans le

_{premier paragraphe}

de ce

_chapitre.

Nous montrerons ensuite deux

exemples

d’application

aux atomes

_pioniques

et

_{antiprotoniques,}

en

_présentant

l’intérêt des mesures _que nous avons voulu faire.

1.1.

Introduction

aux

atomes

exotiques

1.1.1. Définition et _aperçu

_historique

Dans un atome

_"ordinaire",

_{le noyau de}

_{charge positive interagit}

avec des

électrons,

pour former des états

atomiques

liés.

Lorsqu’un

électron de l’atome est

remplacé

par

une autre

_particule,

différente de

l’électron,

on obtient ce _{que l’on}

_appelle

un "atome

exotique".

La

_particule

en

question

doit être

chargée négativement

_{pour former} des

états liés dans le

_potentiel

coulombien _{du noyau,} et a une masse

_{plus importante}

_que

celle de l’électron. Le

_plus

souvent, cette

_particule

est un muon

_,

_03BC

_-

un

_pion

_03C0-, un

antiproton

p ,

un kaon K- ou encore un

_{03A3-hypéron}

03A3-.

_Ainsi,

à titre

_d’exemple,

en

remplaçant

un électron de l’atome par un muon, un

_pion

ou un

_antiproton,

on forme

respectivement

un atome

_{muonique, pionique}

ou

_{antiprotonique.}

L’existence des atomes

_exotiques

a été

_postulée

_{par Wheeler}

_{[1] en}

1947 _{ainsi que par}

Fermi et Teller

_[2],

_{juste après}

la découverte du méson-03C0. Les

_{premières espèces}

observées

_{expérimentalement}

via leurs émissions de

_rayons-X

_{caractéristiques}

des transitions

_atomiques

ont été les atomes

_pioniques

_[3]

en 1952 à

_Rochester,

_puis

les atomes

_muoniques

_[4]

en 1953 à Colombia. La

_première

observation des atomes

kaoniques (K-mésoniques)

[5]

a été faite en 1965 à

_Argonne,

tandis _{que la} formation

des atomes

_{03A3-hypéroniques [6]}

et

_{antiprotoniques}

_[7]

date de 1970 au CERN où ces

1.1.2.

_Propriétés

_générales

des atomes

_exotiques

Les

_propriétés

les

_{plus remarquables}

des atomes

_exotiques

_peuvent

être facilement

comprises

dans le cadre du modèle

_classique

de Bohr.

_L’énergie

de liaison

En

d’un niveau

_{atomique n}

est donnée _{par la} formule de Balmer:

où 03BC est la masse réduite du

système noyau-particule,

Z est la

_charge

_{du noyau,} 03B1 la

constante de structure

fine,

n le nombre

_quantique

_principal

et c la vitesse de la

lumière dans le vide.

Le rayon de Bohr

correspondant

rn est donné par:

étant la constante _{de Planck divisée par}

_203C0,

et e la

_charge

de l’électron. Comme la

masse de la

particule

est

_grande

_par

_rapport

à celle de

l’électron,

le rayon de Bohr

correspondant

est

_petit,

et la

_particule

se trouve donc bien à l’intérieur du

_cortège

électronique,

même pour des valeurs de n relativement

grandes.

Dans la mesure où le

noyau

peut

toujours

être considéré comme

_ponctuel,

l’atome

_exotique

_peut

être traité au

_premier

ordre

d’approximation

comme étant un atome

_{hydrogénoide,}

_puisque

l’écrantage électronique

de la

_charge

nucléaire _{n’intervient pas,} ou du moins est

négligeable;

le facteur Z est alors entièrement

_applicable.

Suivant la masse de la

particule,

on s’attend donc à des

_énergies

de transitions allant du keV

_jusqu’au

MeV. Pour les faibles valeurs de n, le rayon de Bohr de la

_particule

est

_plusieurs

ordres de

grandeur plus petit

que celui dans un atome

_ordinaire,

et le recouvrement des fonctions

d’onde de la

_particule

et _{du noyau} devient

_important.

Cette dernière

_{caractéristique}

fait

des atomes

_exotiques

un outil excellent _{pour étudier la} structure _{du noyau.}

1.1.3. Formation des atomes

_exotiques

et cascade

_atomique

En

_principe,

la formation des atomes

_exotiques

est très

_simple.

Il suffit de ralentir la

particule

incidente dans la

cible,

jusqu’à

une

_énergie

de

_quelques

eV. A cette

_énergie,

la

_particule

a une vitesse

_qui

est du même ordre de

_grandeur

_{que celle des} électrons

dans l’atome.

_{Lorsqu’elle}

_passe à

_proximité

d’un _{noyau, la}

_particule

est alors attirée par le

champ

coulombien de ce dernier.

D’après

des affirmations communément admises sans démonstration

_[8,9,10],

il est

supposé

que la

probabilité

de

capture

est

_{plus grande}

_pour les états où le recouvrement des fonctions d’onde de la

_particule

et du

_{système électronique}

est

_important.

Ainsi,

la

particule

remplace

dans la

_plupart

des cas 1 électron de la couche

_K,

où la densité

électronique

est

_{plus grande.}

Au moment de sa

_capture,

la

_particule

a donc un _{rayon de}

Bohr

_égal

à celui d’un électron K.

_{D’après l’équation}

(1.2),

on

_peut

calculer le nombre

quantique

principal

nex de la

particule

lors de sa

_capture,

et on trouve facilement

_(pour

un électron

_{K, n}

_e

=

1)

où 03BCex et _03BCe sont les masses réduites des

_{systèmes particule-noyau}

et

_{électron-noyau}

respectivement.

Pour les

_systèmes

_pp

et

_pD

on obtient

n

ex

(pp)=30

et

n

ex

(

pD)

= 35. Pour l’azote

pionique

03C0

-14

N ,

la valeur _{nex ~} 16 _est obtenue.

On voit donc que la

particule

est

_capturée

dans un état de

_grand

n et doit subir une

cascade

_atomique

_{pour atteindre le niveau} fondamental. La cascade

_atomique

se

manifeste en un

_premier

_temps

_par des transitions non

radiatives,

où l’atome

_éjecte

ses

électrons _{par effet}

_Auger,

et en un second

_temps

_{par des transitions} radiatives où la désexcitation se

_produit

_{par émission} de

_photons

X.

La durée de vie d’un atome

_exotique

est limitée _{par la} durée de vie de la

_particule,

dans le cas où la

_particule

est

instable,

ou _{par la durée de la cascade}

_atomique,

le

_temps

que met la

_particule

_{pour atteindre le noyau. Dans le} cas des atomes

_hadroniques,

la

particule

est alors _{absorbée par le noyau via} l’interaction forte. Dans le cas des atomes

muoniques,

le muon se

désintègre

à la fin de la

cascade,

ou bien il est

_capturé

_{par le} noyau via l’interaction faible. Le

temps

de

_capture

de la

_particule

et de la cascade

atomique

est relativement court _par

_rapport

à la durée de vie de la

particule.

De ce

fait,

la durée de vie de l’atome

_exotique

se trouve limitée _par la durée de la cascade

atomique qui

est de l’ordre de

10

-15

s.

~ Pour

conclure,

notons

_qu’il

_y a en _{gros deux}

régimes

différents dans un atome

exotique.

Il est utile de se référer à la taille moyenne du noyau

R

N

et le _{rayon moyen de}

l’orbite de la

_particule

_<r

_x

_>

_{pour décrire} ces deux

_régimes:

(i)

Régime hydrogénoïde:

R

N

_<r

_x

_>

(ii)

Régime

nucléaire:

R

N

~

_<r

_x

_>

Le

_{régime hydrogénoïde}

_permet

la détermination de certains

_paramètres

de la

particule,

comme la masse ou le moment

_magnétique.

_{En outre, si} on considère que les

propriétés

de la

_particule,

_{ainsi que les niveaux}

_{d’énergie (calculés}

_par

l’investigation

des

_propriétés

_{du noyau}

_atomique,

ou de l’interaction de la

particule

avec le _noyau.

1.2.

Motivation

1.2.1. Mesure de la masse du

pion

La

_question

de savoir si les neutrinos ont une masse non nulle est d’une

_grande

importance

en

_cosmologie.

En

fait,

les neutrinos sont de bons candidats _{pour la}

matière cachée de l’Univers. Une masse non nulle des

neutrinos,

influencera la valeur de la densité de

l’Univers,

et

_permettra

une meilleure

_description

de son

_expansion.

Une méthode utilisée au PSI pour mesurer la masse du neutrino

_muonique

_repose sur

la

_{désintégration}

d’un

_pion

au _repos

[11,12].

Un

pion

positif

(03C0

+

)

se

_désintègre

_pour

donner un muon

_positif

(03BC

+

)

et un neutrino

_muonique

_(03BD

_03BC

_):

En écrivant le 4-vecteur

_{impulsion-énergie}

de

_{l’équation}

(1.4),

pour un

_pion

se

désintégrant

au _repos, on remonte facilement à la masse du neutrino

_muonique

au

carré

_(m

₂

_v03BC

_),

_{qui s’exprime}

en fonction de la masse du

_pion

_(m

_03C0

₊

_),

la masse du muon

(m

03BC

+)

et

_{l’impulsion}

du muon lors de cette

_{désintégration}

du

_pion

au _repos

_(p

_03BC

₊

_):

Pour calculer la masse du neutrino

muonique,

il suffit de connaître les trois

_quantités

physiques figurant

au second membre de

l’équation

(1.5). L’expérience

effectuée au

PSI _pour mesurer la masse du neutrino

_muonique

consiste à mesurer

l’impulsion

du muon. La méthode utilisée a atteint une

_précision

telle que l’incertitude sur la masse

du

_pion

(±

2.5

_ppm)

donne la

_{plus grande}

contribution à l’erreur finale sur la masse du

neutrino

_muonique

_{(cf. § 4.9).}

Afin de fournir une meilleure détermination de la masse

du

neutrino,

une mesure

plus

_précise

de la masse du _pion est souhaitable.

D’autre

_part,

la valeur la

_plus

_précise

de la masse du _pion, déterminée lors d’une

expérience

au PSI _{par Jeckelmann} et al.

_[13,14],

où _{les pions} sont arrêtés dans du

magnésium

à l’état solide

₍

₂₄

_Mg),

_présente

une

_ambiguïté

_provenant

de

_{l’hypothèse}

sur

le nombre d’électrons K

_recapturés

de la cible. La

_Figure

1-1 montre le

_spectre

mesuré de la transition

_{4f ~}

3d du

_magnésium

_pionique.

_{L’asymétrie}

de la raie est

_reproduite

en _majeure

_partie

_par deux

pics.

Le

pic

_principal

est attribué à la

_présence

de 1 électron dans la couche K lors de la transition

_pionique

_{4f ~}

3d,

le second à zéro électron dans

configuration possible

consiste à attribuer 2 électrons-K à la

_composante

_principale,

et 1 électron-K à la seconde

_{(solution B) [15]:}

m

03C0

-

(A)

= 139.56782 ± 0.00037 MeV

_(1.6)

m

03C0

-

(B)

= 139.56995 ± 0.00035 MeV

_(1.7)

Figure

1-1

_Spectre

en _énergie de la transition

_{4f ~}

3d du

_magnésium

_{pionique, enregistré} avec un

spectromètre à cristaux de _quartz de _type DuMond [13] L’axe des x est en unités _optiques La

fonction

d’ajustement

est la somme de 3 _pics attribués à zéro, un et deux électrons _présents dans la couche K durant la transition du _pion.

Le

_changement

entre ces deux solutions a un

_impact

_important

sur la masse du neutrino

_muonique

au carré. La solution A mène à une valeur

négative

à 6.2 déviations

standards

_(équation

_(1.8)),

alors _{que la solution B donne} une valeur

_compatible

avec

zéro

_(équation

(1.9)) [16]:

Vue

_{l’importance}

des

_{implications,}

une mesure

_{indépendante}

de la masse du

_pion

était

problèmes

de

_recapture

_{électronique}

de la cible

solide,

l’utilisation d’un _{milieu gazeux} est

_{indispensable.}

_Ainsi,

_{l’écrantage}

_{électronique}

n’intervient _pas et

_{l’ambiguïté}

de la détermination de la masse du

pion

n’existe _pas. Cela est

_{possible grâce}

à l’utilisation d’une

_trappe

_cyclotron.

_L’énergie

de la transition est mesurée à l’aide d’un

spectromètre

de

_Bragg

de haute résolution.

1.2.2. Etude du

_protonium

Lorsqu’un

antiproton

est arrêté dans de

_{l’hydrogène,}

un atome

_{d’hydrogène}

antiprotonique,

appelé

plus

couramment «

protonium

» et noté

_{pp ,}

_pourrait

se former suivant la réaction

L’électron de l’atome

_{d’hydrogène}

est

_éjecté

_par effet

_Auger.

L’atome

_exotique

_pp

se

trouvant dans un état très excité

_(état

de

_grand

_n),

se désexcitera _{par effets}

_chimiques

ou coulombiens

_(menant

à la dissociation ou à une excitation rotationnelle et

vibrationnelle de la molécule

_{d’hydrogène}

_H

₂

_),

_par effet

_Auger

externe

_(impliquant

l’ionisation des molécules

_{d’hydrogène}

voisines),

ou _{par émission} de

_rayons-X.

Dans un _{gaz, où les} collisions entre les molécules voisines

_{d’hydrogène}

sont très

réduites,

la cascade

_atomique

de l’atome

_pp

est

_{plus régulière}

et la désexcitation de l’atome _{par émission} de

_rayons-X

est

_{prédominante.}

A la fin de la

cascade,

lorsque

l’antiproton

atteint un état de

petit

moment

_angulaire,

il s’annihile avec le

_proton

_par l’intermédiaire de l’interaction forte. L’interaction forte entre le

_proton

et

_{l’antiproton}

induit un

décalage

de

l’énergie

des

plus

bas niveaux

atomiques

_par

_rapport

à leurs

valeurs

_purement

_{électromagnétiques,}

alors _{que l’annihilation} réduit la durée de vie du

niveau,

et les transitions X de ce dernier se trouvent donc

_élargies.

Des mesures

précises

du

décalage

en

_énergie

et de

_{l’élargissement}

des niveaux

atomiques,

livrent de

_précieuses

indications sur la nature et la forme de l’interaction

forte

_agissant

entre nucléons N et antinucléons

N

à

_énergie

nulle.

Dans le cadre de la théorie des

collisions,

l’amplitude

de

_diffusion,

_qui

contient toute la

_physique

de l’interaction

_{projectile-cible,}

_peut

être

_développée

dans une base de

polynômes

de

_Legendre,

_pour être alors

_quantifiée

selon le nombre

_quantique

relatif au

moment

_cinétique

l.

Ainsi,

on fait

_{apparaître séparément}

la contribution des ondes de

diffusion

_partielles

S

_(pour

l =

0),

P

(pour

l =

1),

etc...

(voir

par

exemple

[ 17]

ou

[18]).

Le

_problème

revient dans ce cas à déterminer les

_amplitudes

de diffusions

partielles f

l

,

quantifiées

selon l.

A

_énergie

_nulle,

les valeurs limites

_{des f}

_l

sont

_appelées

les «

longueurs

de diffusion » _al

correspondant

aux ondes de diffusion définies par l.

Ainsi,

l’amplitude

totale de

diffusion à

_énergie

_{nulle, peut}

être

_exprimée

en fonction des

longueurs

de diffusion al. Les

_longueurs

de diffusions constituent donc les

_{paramètres importants}

_{pour l’étude de} l’interaction forte aux faibles

_énergies.

Dans une

_expérience

de

_diffusion,

les

longueurs

de diffusion sont _{obtenues par}

_{extrapolation}

des

_amplitudes

de diffusion à

énergie

nulle.

A ce

stade,

_remarquons

qu’il

existe une

_analogie

entre la diffusion à basse

_énergie,

extrapolée

à

_énergie

nulle,

et la mesure directe de l’effet de l’interaction forte dans les

atomes

_exotiques,

soit le

_décalage

et

_{l’élargissement}

_hadroniques

des niveaux

atomiques.

En

effet,

le

_décalage

et

_{l’élargissement}

d’un niveau

_(n,l)

sont reliés

directement à la

_longueur

de diffusion de l’onde

l,

par la relation connue sous le nom

de formule de Deser

_[19],

et

_qui

s’écrit en

_{première approximation}

sous la forme

générale

suivante:

où _{03B5had :}

_décalage

et

₀₃₉₃

_had

_:

_{élargissement}

_hadroniques

du niveau

_(n,l)

de l’atome

_{pp ;}

a

pp

:

longueur

de diffusion

complexe

du

proton

et de

l’antiproton.

En mesurant les

_paramètres

de l’interaction forte dans un atome

_exotique,

nous

accédons alors directement aux

_longueurs

de diffusions.

Les atomes

_hadroniques

forment un outil

exceptionnel

_pour l’étude de l’interaction

forte aux faibles

_énergies.

Ce domaine

_{d’énergie, important}

_{pour la}

_{compréhension}

des

symétries

de l’interaction forte et de leurs mécanismes de

brisure,

reste

_cependant

mal

compris,

tant au niveau

_{expérimental}

_que

théorique.

En

effet,

aux faibles

_énergies

(grandes

distances),

la force entre les

_quarks

_augmente

avec la distance et l’utilisation

d’une théorie

_{perturbative,}

valable seulement

_quand

les forces d’interaction sont

faibles,

devient

_impossible

ce

qui

implique

des

complications

énormes dans les

calculs. D’autre

_part,

_{l’extrapolation}

des résultats des

_expériences

de diffusion à

énergie

nulle reste

_trop

_imprécise.

L’évaluation des

_paramètres

de l’interaction forte dans les atomes

_hadroniques

_permet

une mesure directe des

_longueurs

de

diffusion,

évitant ainsi les

_problèmes

d’extrapolation

à

_énergie

nulle rencontrés avec une

expérience

de diffusion. D’autre

part,

on a une distinction

parfaite

entre les ondes de diffusion

(S,

P,

...),

aussi bien

qu’une

distinction entre les contributions de diffusion

_élastique

(décrite

par

03B5

had

)

et

Pour une

_{description plus quantitative, plusieurs}

modèles ont été

_développés

_pour étudier l’interaction nucléons-antinucléons

(NN)

dans les atomes

_hadroniques.

Ces

modèles décrivent les états liés de

_{l’antiproton}

avec le noyau et

_permettent

de

_prédire

le

_décalage

et

_{l’élargissement hadroniques}

des niveaux. Une méthode _{habituelle pour}

décrire l’interaction

NN

se base sur un

_{potentiel optique (complexe)}

dont la

_partie

réelle dérive du

_potentiel

de

_Paris,

_par

_application

de la transformation de

_G-parité,

alors _que la

_partie

_imaginaire,

décrivant

_{l’annihilation,}

est

_ajoutée

d’une

_façon

phénoménologique

[20].

Dans le Tableau 1-1 nous montrons les

_prédictions

de différents _{modèles pour} les deux

premiers

niveaux

_atomiques

du

_protonium.

La structure

_hyperfine

de ces deux niveaux

est notée

(1

1

S

0

,

)

1

S

3

1

_et

(2

3

P

2

,

1

,

2

P

3

2

1

P

1

,

2

3

P

0

),

car dans l’atome du

_protonium,

la structure

_hyperfine

est du même ordre de

_grandeur

_{que la} structure fine. On

_recouple

alors les

_spins

du

_proton

et de

_{l’antiproton}

_{pour donner le} label final. Les calculs

théoriques

pour ces niveaux ne sont

_cependant

_pas très

consistants,

ce

_qui

montre

qu’un

travail au niveau

théorique

reste à faire.

Tableau 1-1:

_Décalages

03B5had et

_{élargissements}

_0393had

_hadroniques

des premiers niveaux

hyperfins

du

protonium (notation: n 2S+1LF, où S est _{le spin} total du _proton et de

_{l’antiproton),}

calculés avec

différents

modèles

VM(03B5 had

) valeurs moyennes du

décalage hadronique

03B5haddu groupe des trois transitions

(2

3

P

2

,

2

3

P

1

,

2

1

P

1

)

calculées _{pour chacun des}

_différents

modèles en tenant _{compte des}

_poids

statistiques

Du côté

_{expérimental,}

seuls les

_paramètres

du niveau 1s ont été mesurés directement

(Tableau 1-2).

La

_précision

_{obtenue n’a pas}

_permis

la résolution de la structure

hyperfine.

Ce niveau est d’ailleurs très

_{large (800}

eV)

à cause de l’annihilation du

proton

avec

_{l’antiproton.}

Aucune mesure du

décalage

du niveau

2p

n’a été faite.

L’élargissement hadronique

de ce niveau a été déduit indirectement du

_rapport

d’intensité de toutes les transitions L alimentant le niveau

_2p,

et la transition K03B1

Figure

I-2:

_Séparation

des niveaux

_{2p hyperfins}

_{(en haut)} et cascade _atomique 3d ~

_2p

~ 1s _{(en bas)}

dans le protonium. Les calculs

_{électromagnétiques}

_0394B

_QED

sont _pris de _[28], le

_décalage

Tableau 1-2: Mesures

_{expérimentales}

du

_décalage

03B5had et de

_{l’élargissement}

_0393had

_hadroniques

des niveaux

1s et

_2p

du

_protonium.

Notons

_qu’aucune

mesure n’a

_{été faite}

_pour le

_décalage

du niveau

_2p,

alors que

l’élargissement

de ce niveau a été mesuré indirectement.

Une mesure directe des

paramètres

de l’interaction forte du niveau

_2p

_peut

être réalisée à l’aide d’un

_{spectromètre}

de

_Bragg

de haute résolution

_[33].

La

_Figure

1-2 montre la

_séparation

des niveaux

_hyperfins

_2p

obtenue avec le modèle Dover-Richard

incluant les effets de l’interaction forte

_[27,34].

Le

_décalage

et

_{l’élargissement}

hadroniques

étant

_{plus importants}

_pour le niveau

_hyperfin

2

3

P

0

_{que pour} les autres, on

peut

diviser ces niveaux en deux _{sous-groupes:}

(2

3

P

2

,

,

1

P

3

2

2

1

P

1

)

et

(2

3

P

0

).

Avec la

précision prévue

de ~ 0.3 eV de notre

_{spectromètre,}

nous nous attendons à

_pouvoir

mesurer le

décalage

et

_{l’élargissement}

du niveau

₂

₃

_P

₀

_{ainsi que} le

_décalage

et

l’élargissement

moyens du sous-groupe

(2

3

P

2

,

,

1

P

3

2

2

1

P

1

).

Notons que les mesures

antécédentes

_opéraient

avec une

_précision

de - 160 eV.

Les

_techniques

_{expérimentales}

_{utilisées pour} la réalisation de cette mesure et celle de la masse du

_pion

font

l’objet

du

chapitre

suivant.

Chapitre

DISPOSITIF

EXPERIMENTAL

2.1.

Introduction

L’appareillage expérimental

se _compose

_{principalement}

de trois

_{parties :}

1)

la

_trappe

_cyclotron,

2)

le

_{spectromètre}

de

_Bragg,

3)

le détecteur CCD.

A cela

_s’ajoute

bien

entendu,

les accélérateurs de

_particules

des centres de recherche

spécialisés

où

_{l’expérience}

doit se dérouler.

La

_trappe

_cyclotron

se connecte à la

_ligne

du _{faisceau pour décélérer} et

_capturer

les

particules

incidentes afin de former les atomes

_exotiques

à étudier. Le

_{spectromètre}

se

connecte à la

_trappe

_pour recevoir les

_rayons-X

émis _par ces atomes lors de leurs

désexcitations,

et les diffracte à l’aide de cristaux de

_Bragg

sur le détecteur CCD

monté sur le bras du

spectromètre.

Les différentes

parties

sont interconnectées en

respect

de la

géométrie

de diffraction de

_rayons-X

_{par les cristaux de}

_Bragg.

Le tout est maintenu sous vide pour éviter l’atténuation des

rayons-X

due à

_{l’absorption}

dans

l’air. La

_Figure

2-1 illustre

_{l’image globale}

sous

_laquelle

se

_présente

le

_dispositif

expérimental.

Dans les

_paragraphes

_qui

suivent,

on trouve une

_description

détaillée des différentes

parties

citées ci-dessus. Nous commencerons _par une

explication rapide

du

fonctionnement de la

_trappe

dont le rôle se limite à la formation des atomes

_exotiques

dans les meilleures conditions

_{envisageables.}

Le

_{spectromètre}

de

_Bragg

recevra une

attention

_{particulière}

vue son

importance majeure

dans la détermination des

_énergies

des transitions radiatives.

Enfin,

on donnera une

_description

détaillée du CCD

puisqu’elle

est

_{indispensable}

à la

_{compréhension}

de la formation des

_spectres.

Cette

dernière

_opération

nécessite

_plusieurs

_étapes

définies _{par la} structure même du

_CCD,

Figure

2-1 Vue

_globale

du

_{dispositif expérimental.}

Les

_particules

sont arrêtées à l’aide du _champ

magnétique

dans la cible gazeuse au centre de la _{trappe cyclotron.} Les

_rayons-X

des atomes

ainsi

_formés,

sont

_dispersés

selon leurs

_énergies,

par

réflexion

sur les cristaux En utilisant des

détecteurs CCD, on _peut déterminer

_{précisément l’angle}

de

_diffraction

des _rayons-X, et obtenir

ainsi une mesure

_précise

de

_l’énergie

L’utilisation de deux bras du

_{spectromètre}

_permet

2.2. La

_trappe

_cyclotron

Figure 2-2: La _trappe

_cyclotron

lors de son installation dans la zone

_{expérimentale}

03C0E5 au PSI, _pour

l’expénence

sur la mesure de la masse du _pion.

2.2.1. Introduction

Les

_{premières expériences}

visant le domaine de la

_physique

des atomes

_exotiques,

ont

utilisé des milieux modérateurs solides ou

_liquides

dans le but d’arrêter les

_particules

incidentes. De tels milieux ne conviennent pas pour effectuer nos

_expériences

sur les

atomes

_{antiprotoniques}

ou les atomes

_pioniques.

En

fait,

le

_{problème primordial}

dans la

_{spectroscopie}

des atomes

_{antiprotoniques}

a

toujours

été la faible

_statistique

dans les

raies,

même avec les intensités des faisceaux

de

_particules

modernes

_qui

_peuvent

atteindre

_quelques

5 10

8

_p/heure

au

CERN-LEAR. L’atome

_pp

étant relativement

_petit

et

_{électriquement}

neutre

_peut

traverser les atomes voisins. Il est

_soumis,

lors des collisions avec les molécules

_H

₂

du milieu

modérateur,

à un

_{champ électrique}

intense et fluctuant. L’effet Stark lève alors la

dégénérescence

du moment

_angulaire,

et les états

_atomiques

se

_mélangent,

ce

_qui

perturbe

la cascade de

_{l’antiproton}

vers l’état fondamental. Ceci mène à une

principal).

Par

_{conséquence,}

le taux des transitions X entre états

_atomiques

de faible n

se trouve considérablement réduit

[35].

Comme cet effet

_dépend

de la

_probabilité

de

collision avec les atomes

_voisins,

il est

_{prépondérant}

dans les milieux

_denses,

c’est à

dire les milieux solides et

_liquides.

En ce

_qui

concerne les atomes

_pioniques,

le

_problème

vient de la

_recapture

d’électrons du milieu modérateur. Comme

_expliqué

au

_§

_1.2.1,

une ionisation totale de l’atome

pionique

est nécessaire _pour une bonne

interprétation

du résultat

expérimental.

Or,

pour les atomes

_{plus légers}

_{que le}

_magnésium,

l’ionisation totale est _{atteinte par} effet

Auger

lors de la cascade

_atomique

du

_{pion. Cependant,}

dans un solide ou un

_liquide,

la

recapture

électronique

est inévitable vu le nombre d’électrons

_présents

au

_voisinage

de

l’ion

_pionique.

On se retrouve en fin de

_compte

avec

_quelques

électrons dans le

cortège atomique.

On

_peut

s’affranchir des

_problèmes

cités ci-dessus en utilisant un milieu _{gazeux pour}

arrêter les

_particules.

En

_effet,

les

_{probabilités}

de collisions et de

_recapture

électronique

deviennent très faibles dans un _gaz. L’utilisation d’un milieu _gazeux

nécessite une nouvelle

technique

de décélération. Ici intervient la

_trappe

_cyclotron

(Figure

2-2).

2.2.2.

_Description

La

_trappe

_cyclotron

est un

_dispositif

destiné à ralentir les

_particules

incidentes

_jusqu’à

leur arrêt en son _centre, où se trouve _{le gaz}

_cible,

afin de former les atomes

_exotiques

[36].

Elle est constituée

_{principalement}

de deux bobines

_{supraconductrices}

refroidies à l’hélium

_{liquide, qui}

_engendrent

un

_{champ magnétique}

de 2.8 Teslas au centre de

l’appareil (Figure

2-3).

2.2.3.

_Principe

de fonctionnement

Le _processus de décélération diffère selon

_qu’on

_opère

avec des

_particules

stables

comme les

_antiprotons,

ou instables comme les

_pions.

Dans le cas des

_antiprotons,

le centre de la

_trappe

est

_rempli

_{de gaz. Le gaz} est isolé du

_{spectromètre}

et de la

_ligne

du

faisceau par des fenêtres en

Kapton~

1

.

A

l’entrée de la

_trappe,

les

_antiprotons

sont

pris

par le

champ magnétique engendré

par les

bobines,

et décrivent alors une

trajectoire

circulaire à cause de la force

de Lorentz. Suite aux collisions

successives

_qu’ils

subissent dans _{le gaz,}

les

_{antiprotons perdent progressivement}

de leur

_{énergie cinétique,}

et orbitent avec

un _{rayon de}

plus

en

_{plus petit, jusqu’à}

atteindre le centre de la

_trappe

où ils sont

arrêtés

_après

avoir effectué une centaine de révolutions

_(Figure

_2-4).

Figure

2-4: Suite aux collisions

_qu’elles

subissent dans _{le gaz,} et sous l’action du

_champ

magnétique,

les

_particules

décrivent une

_spirale

qui les amènent au centre de la cible _gazeuse où elles sont _stoppées

Les

_pions

étant des

_particules

instables

(durée

de vie = 26

_ns),

il faut les arrêter très vite avant

_qu’ils

ne se

_{désintègrent.}

Les collisions des

_pions

avec le gaz ne

sont _{pas suffisantes pour} les ralentir

rapidement.

En

_plus,

à cause des

conditions de

_production

_{(cf. § 4.2),}

le faisceau a une extension

_spatiale

assez

grande

(diamètre ~

10

_cm)

et une

trajectoire régulière

amenant les

_pions

au centre du _gaz comme dans le cas des

antiprotons

n’est pas

envisageable.

Dans ce _cas, des modérateurs

_larges

et

fins en

_{polyéthylène,}

et une

_petite

cible

gazeuse

cylindrique

sont utilisés. Les

modérateurs sont

placés

sur le parcours

du faisceau de _{pions, alors que la cible gazeuse} est installée au centre de la

_trappe

(Figure

2-5).

Les

_pions

_perdent

_pratiquement

toute leur

_{énergie cinétique}

dans les

modérateurs et sont arrêtés dans _{le gaz} de la chambre

_cible,

_qui

forme ainsi la source

Figure

2-5 Plusieurs modérateurs sont

utilisés pour ralentir les pions

rapidement

et les arrêter _{dans la cible gazeuse}

_placée

au centre de

de

_rayons-X.

La

_répartition

des

_pions

dans la cible est

_uniforme,

ce

_qui

assure

l’homogénéité

des

_rayons-X

émis.

La cible _gazeuse est constituée d’un

_cylindre

en

Kapton~

de 50 03BCm

d’épaisseur,

de 6

cm de diamètre et de 10 cm de

longueur.

Elle

_peut

être

déplacée

horizontalement en

avant et en arrière de

façon

à libérer le centre de la

_trappe

_cyclotron

_{pour y} introduire

une cible

solide,

comme celle utilisée _{pour la} calibration

(cible

en cuivre par

exemple).

2.2.4.

_Réglage

Le résultat

_dépend

étroitement des conditions initiales et donc de

_{l’injection}

des

particules

dans la

_trappe.

Le

_réglage

de

_{l’injection}

est une

_opération

délicate

_qui

s’effectue à l’aide de

_{plusieurs dégradeurs}

fins et d’un scintillateur. Les

_dégradeurs

sont de

_simples

feuilles minces en

_plastique

et sont _{utilisés pour éviter que le faisceau}

ne sorte de la

_trappe.

Placé à l’entrée de la

_trappe,

le scintillateur a _{pour rôle de}

délivrer un

_{signal optique}

lors de la traversée du faisceau. Ce

_signal,

_capté

_par un

photomultiplicateur,

est transformé en un

signal

_électrique

_qui

nous donne une mesure

du flux des

_particules

_qui

sont

_injectées

dans la

_trappe,

et aussi sur la

_façon

dont elles

sont

_injectées.

Des détecteurs en

Si(Li)

ou en Ge sont utilisés _pour contrôler

_{l’injection}

en mesurant le taux de

_production

d’atomes

_exotiques.

Ainsi,

on

_peut

ajuster

les

paramètres

qui optimisent l’injection -

comme _par

_exemple

la hauteur de la

_trappe

_par

rapport

au

_faisceau,

la

_pression

_{du gaz,} ou bien les

_paramètres

du faisceau - afin