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Submitted on 1 Jan 1963
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Les deutons polarisés du cyclotron de Saclay et leur emploi dans les diffusions (d, d) et réactions (d, p)
R. Beurtey, R. Chaminade, A. Falcoz, R. Maillard, T. Mikumo, A. Papineau, L. Schecter, J. Thirion
To cite this version:
R. Beurtey, R. Chaminade, A. Falcoz, R. Maillard, T. Mikumo, et al.. Les deutons polarisés du cyclotron de Saclay et leur emploi dans les diffusions (d, d) et réactions (d, p). Journal de Physique, 1963, 24 (11), pp.1038-1044. �10.1051/jphys:0196300240110103801�. �jpa-00205594�
1038.
MÉCANISMES D’INTERACTION DANS LES RÉACTIONS (03B1, n) SUR 9Be ET 13C
Par G. DECONNINCK, M. DE VROEY, J. P. MEULDERS et J. SIMONET,
Centre de Physique Nucléaire, Louvain.
Résumé. 2014 Les réactions 9Be et 13C(03B1n)16O sont étudiées pour une énergie incidente comprise
entre 14 et 23 MeV. En ce qui concerne la première réaction, les résultats révèlent l’existence de mécanismes de noyaux composés et d’interaction directe. Au delà de la région de résonance aux
environs de 18 MeV, la réaction peut s’interpréter comme un phénomène de pur knock-on à
partir d’un calcul basé sur l’approximation de Born.
La réaction 13C(03B1n) 16O est étudiée entre 17 et 23 MeV. Les distributions angulaires sont com- plexes et semblent refléter l’interférence de plusieurs mécanismes.
LE JOURNAL DE PHYSIQUE 24, NOVEMBRE 1963,
LES DEUTONS POLARISÉS DU CYCLOTRON DE SACLAY ET LEUR EMPLOI DANS LES DIFFUSIONS (d, d) ET RÉACTIONS (d, p)
Par R. BEURTEY, R. CHAMINADE, A. FALCOZ, R. MAILLARD,
T. MIKUMO, A. PAPINEAU, L. SCHECTER et J. THIRION,
Centre d’Études Nucléaires de Saclay, Seine-et-Oise.
Résumé. 2014 Nous décrivons l’état actuel de la source de deutons polarisés du cyclotron de Saclay. Outre des faisceaux de polarisation vectorielle maximale réversible ± 2/3, nous pouvons
également obtenir différents mélanges de polarisation vectorielle et tensorielle. Les asymétries
obtenues avec de tels faisceaux polarisés sont présentées pour quelques réactions (d, p).
Abstract. 2014 The present state of the polarized deuteron source at the Saclay cyclotron is des-
cribed. In addition to a maximum vector polarization ± 2/3 (reversible) we can also obtain various mixtures of vector and tensor polarization. The asymmetries obtained with such polarized
beams are given for several (d, p) reactions.
LE JOURNAL DE PHYSIQUE TOME 24, NOVEMBRE 1963,
1. État actuel de la source de deutons polarisés.
-- Comparée aux versions antérieures [1], la source
actuelle possède, grâce à une nouvelle idée de A. Abragam et J. M. Winter [2]’, une plus grande
efl’lcacité de polarisation et une souplesse de fonc-
tionnement appréciable.
A. RAPPELS THÉORIQUES. - La polarisation la plus générale d’un faisceau de deutons doit être décrite à l’aide de 8 paramètres (les 8 paramètres
de la matrice-densité représentant l’état de spin du faisceau). Pour des raisons théoriques évidentes [3],
cette matrice densité est généralement décomposée
sur 8 matrices de base possédant des propriétés simples par rapport aux rotations et représentant
des opérateurs tensoriels irréductibles d’ordre 1
(partie vectorielle, trois matrices T 1.1, T 1’0’ T 1.-1)
et d’ordre 2 (partie tensorielle proprement dite, cinq matrices T 2,2, T 2,1, T 2,0, T2,-li T2,-,). Cette décomposition a donc la forme :
les coefficients Pi.j décrivant la polarisation du
faisceau.
En fait, l’ionisation des atomes de deutérium ayant lieu en champ magnétique fort, si l’on choisit le champ du cyclotron comme axe de quantification,
p est une matrice diagonale et les seuls coefficients
non nuls sont Pl,o et P2,,’ P peut s’écrire
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:0196300240110103801
1039
Notre polarisation est obtenue en opérant, sur
des atomes de deutérium pour lesquels les états (+ 1, 0, - 1) des deutons en champ fort seraient
également peuplés, le transfert d’une de ces popu- lations sur celle d’un autre état.
On obtient donc 6 mélanges possibles, 2/3 des
deutons étant dans l’un de ces états et 1/3 dans
l’un des deux états restants. D’où les valeurs de pi,o et P2,0 :
(mélange de polarisations vectorielle et tensorielle). (3)
Pour les réactions ou diffusions obtenues avec de
tels deutons, il est plus normal de choisir pour axe de quantification la direction du faisceau incident.
Posant pi,o = oc, P2,o = p et opérant là rotation
nécessaire, la section efficace aura la forme géné-
rale :
où les paramètres p2’o, p§’i, P2,2 décriraient la pola-
risation des deutons dans la réaction inverse à
l’angle 6. 1,’angle ? est l’angle entre le plan de symétrie du faisceau (horizontal) et le plan de la
réaction. Ce sont ces paramètres qui sont liés à la
matrice de réaction et qu’il convient de mesurer.
1) Une première mesure à l’angle rp = 0 avec
des deutons de polarisation vectorielle pure (ot = + g/2/3, p = 0) permet d’obtenir pi.i(6).
Un premier comptage est obtenu (N+ ) avec
a = + V2/3, un deuxième (N_) avec oc = - B1’2/3.
D’où : .
Une telle mesure est équivalente à celle d’une
« asymétrie droite gauche » ( cp - 0 et 7t) où oc
serait constant. Mais le renversement périodique
de oc permet de n’avoir qu’un détecteur et d’éviter
les erreurs géométriques.
2) Deux autres mesures permettent d’atteindre
p2,0(0) et p2.2(6)’ Pour cela, travaillant avec un
faisceau de polarisation tensorielle pure p (oc = 0),
on choisit deux angles (y) de détection donnant,
dans (4), des combinaisons linéaires différentes des
quantités ps.o et p2,2 à mesurer.
Par exemple, pour qp = /4, p; = + i/B/2, on
obtiendra deux comptages N+ et N- (les signes correspondant aux signes de p tels que :
et, à p == 7r/2, le même rapport fournir
B. AMÉLIORATION DE LA POLARISATION DE LA SOURCE DE DEUTONS. - Grâce à une idée récente de A. Abragam et J. M. Winter, nous pouvons pro- duire un faisceau de polarisation vectorielle plus
élevée et des faisceaux polarisés tensoriellement.
FIG. 1. - Structure hyperfinc de l’atome de deutérium.
a) Le principe de base consiste (fig. 1) à opérer
une transition en champ magnétique faible et pas- sage adiabatique sur des atomes de deutérium après séparation Stern et Gerlach. A un tel champ (8 gauss, 7,5 MHz) on aboutit, en passage adiaba-
tique, aux échanges de populations suivants :
On voit,, après passage en champ fort, qu’un
telle transition opérant seule donne une polari-
sation vectorielle (pure) due - 2/3 (c’est-à-dire
P1.0 = -V2/3).
b) Si l’on fait suivre cette première transition de deux autres, il est possible d’obtenir une polari-
sation de + 2/3. Pour cela, on ajoute successi-
vement : ,
- une transition en champ fort (1 015 gauss, 2 875 MHz) fonctionnant sur les deux états
(transition A, fig. 1). ; ,
’ 1
1040
- une transition semblable à la première (champ faible) donnant les mêmes échanges que (7).
c) Afin de moduler cette polarisation vectorielle entre ces deux valeurs extrêmes, constatant que la transition no 2 ne change pas elle-même les polari-
sations nucléaires en champ fort, on fait fonction-
ner les deux premiers systèmes en continu et on
coupe périodiquement le troisième (par blocage de
l’oscillateur de radiofréquence par signal rectan- gulaire, la durée de coupure étant rigoureusement égale à celle de fonctionnement).
d) Pour obtenir une polarisation tensorielle, on
réalise un ensemble à 4 états de polarisation à l’aide
des mêmes trois systèmes de transitions, à ceci près
que la transition (B) en champ fort opère l’échange F = 3/2, M:F = 1/2 e > F 1/2, JIIP = 1/2, et
que les oscillateurs des deux transitions extrêmes
en champ faible sont mis en service suivant les 4 possibilités temporelles :
Il suffit pour cela de mettre en service et couper
les oscillateurs extrêmes pendant des temps égaux.
On obtient alors, en champ fort, les 4 mélanges
suivants
Le résultat consiste, pour les combinaisons 1)
et 2), en des deutons de même polarisation tenso-
rielle (p - 1/B/2), mais de polarisations vecto-
rielles opposées. L’ensemble 1) + 2) est donc équi-
valent à un faisceau de polarisation tensorielle pure
p = 2 J 2. Et de même 3) + 4) est équivalent à
un faisceau de polarisation tensorielle B = 2013 1 /B/2.
En modulant le système de détection par la
même horloge que celle qui coupe et met en service
le deuxième oscillateur en champ faible, on obtient
bien des particules correspondant à des réactions ou
diffusions par des deutons de polarisations tenso-
rielles pures et opposées.
On remarque également que les ensembles
1) + 3) et 2) + 4) correspondent à des polari-
sations vectorielles pures et opposées.
FIG. 2. - Source de deutons polarisés.
1041
C. RÉALISATION. - La figure 2 représente l’en-
semble de la source de deutons polarisés. Outre les parties déjà existantes [1] (dissociateur-injecteur ; sextupôle de séparation Stern et Gerlach, transi-
tion de radiofréquence en champ magnétique fort),
on remarque les deux systèmes de transition en
champ faible. Chacun d’eux est constitué d’un électro-aimant fonctionnant à 8 gauss, le faisceau
atomique traversant l’entrefer dans un tube de
quartz. Autour de ce tube est enroulée une bobine
excitée par un oscillateur de puissance variable (0-70 watts) et de fréquence réglable. Les pièces polaires sont taillées de façon à obtenir, entre les
extrémités de la bobine, la variation de champ (+ 2 gauss) nécessaire au passage adiabatique. Le champ magnétique devant être faible, les deux
aimants sont protégés par un blindage des champs magnétiques forts du cyclotron et de l’aimant en
« C » de la transition en champ fort.
Pour obtenir une polarisation vectorielle maxi- male (± 2/3), la.puissance injectée dans la cavité
est de 60 watts environ. Le premier système à champ faible fonctionne en continu, le deuxième est mis en service et coupé pendant des temps ré- glables de 1/10 s à 10 s, le temps de montée des impulsions de coupure étant de quelques micro-
secondes.
Pour obtenir une polarisation tensorielle maxi- male et modulée, la puissance injectée dans la
cavité est de 350 watts environ (transition plus
« difficile o). L’horloge met en service et coupe les deux oscillateurs pendant des temps égaux, mais déphasés d’un quart de période, ce qui permet
d’obtenir les 4 états désirés.
L’ionisation au centre du cyclotron est obtenue
par une source du type « magnétron inverse » [4J.
L’inconvénient de cette source est sa faible effi- cacité. Son avantage réside dans le fait qu’il n’y a
pas de dépolarisation des deutons. Un premier essai
avec une source à arc de forte intensité avait per- mis d’obtenir un faisceau externe de 2 X 101° s, mais
complètement dépolarisé. Ceci était dû proba-
blement aux chocs sur les ions du plasma et sur
la cathode et le réflecteur. Avec la source actuelle,
pour un faisceau atomique de l’ordre de 1015/s/cm2
au centre du cyclotron nous obtenons environ 2 X 108 deutons/s sur la cible, sur une surface de 3X2mm2.
La contamination en deutons non polarisés est
actuellement faible ( 10 %). Elle peut être me-
surée par coupure du faisceau de deutérium ato-
mique et comptage des deutons résiduels.
2. Expériences réalisées avec des deutons pola-
risés vectoriellement et tensoriellement. - L’inten- sité du faisceau étant relativement faible, nous
avons réalisé un système de détection à plusieurs angles qui nous permet d’obtenir rapidement les
distributions angulaires des paramètres de polari-
sation vectoriels et tensoriels.
FIG. 3. - Chambre pour deutons polarisés.
A) ENSEMBLE DE DÉTECTION. - Les figures 3 et
4 représentent la chambre de diffusion et l’ensemble de détection, qui comprend :
- un moniteur d’alignement permettant d’obte-
nir des réglages du cyclotron et des aimants de
focalisation donnant une intensité maximale (ce
moniteur est suivi d’un intégrateur) ;
- un moniteur proprement dit, constitué de deux jonctions placées dans le plan vertical conte-
nant le faisceau incident ;
B
FIG. 4. - Ensemble cibles détection.
- un ensemble de détection comportant huit posi-
tions angulaires qui peut tourner autour de la
chambre (0 = 60 mm) ; l’ensemble (chambre +
détecteurs) peut subit une rotation autour de la
direction du faisceau incident.
Les détecteurs sont des jonctions carrées de 1 mm d’épaisseur (jonctions au lithium SSR) au nombre
de quatre. Chacune est divisée en deux par. des scintillateurs plastiques (dEJdX) de dimensions 1 X 2 x 10 mm. La lumière est envoyée sur deux photomultiplicateurs par des guides de lumière
(0=3 mm). L’ouverture angulaire est de 30 envi-
ron. La résolution en énergie, qui dépend de l’épais-
seur de la cible et du type des particules détectées,
est de l’ordre de 500 keV.
L’ensemble des impulsions provenant des photo- multiplicateurs et des jonctions attaque deux aiguilleurs précédant un analyseur Intertechnique
de 4 096 canaux. Les aiguilleurs, après élimination des impulsions incorrectes, envoient l’impulsion
« énergie » sur l’un des 8 groupes de 512 canaux cor-
respondant à l’angle de détection. Chacun de ces
groupes peut encore être décomposé en deux sous-
groupes de 256 ou quatre de 128 canaux, sous- groupes qui seront attaqués par les signaux d’hor- loge correspondant aux différents signes des pola-
risations.
On voit ainsi que, dans le cas du découpage à
4 états de polarisation, on obtient 32 spectres si-
multanés de 128 canaux. La comparaison de ces spectres 4 par 4 permet de déterminer les para- mètres de polarisation vectorielle (Pi,l) et tenso-
rielle (P2,2 et p2,o) par une mesure à ç = 00 et
ç =: -ir 14 ou y - 0o et p = rc/2 (obtenue par rotation de l’ensemble chambre + détecteurs).
B) POLARISATION DU FAISCEAU. - La valeur de la polarisation du faisceau de deutons dépend essen-
tiellement de l’efficacité des trois systèmes de tran-
sition et de la proportion de deutérium dans le gaz
FIG. 5. - Asymétrie dans la diffusion
, 4oCa(d, d)4°Ca (état fondamental).
résiduel du cyclotron. Il serait possible de mesurer
exactement cette polarisation si une mesure préli-
minaire par double diffusion nous donnait la valeur du paramètre de polarisation vectorielle. Sans cette valeur nous pouvons :
- mesurer régulièrement le « f ond » non polarisé provenant du gaz résiduel ;
- vérifier l’efficacité des transitions en champ
faible. Il suffit pour cela de couper et mettre en service les deux oscillateurs ensemble, la cavité
n’étant pas alimentée. Si l’efficacité n’est pas égale
à un, le produit « aller et retour » de la même tran- sition opérée deux fois donnera une polarisation
mesurable. Nous avons trouvé un manque d’effi- cacité de 0,5 0/ 0,5 %.
La polarisation vectorielle a été mise en évi- dence une première fois en juin 1962 [5]. L’efficacité des transitions en champ faible a été vérifiée en
octobre 1962 [6]. La figure 5 représente l’asymétrie
obtenue à cette époque par diffusion élastique sur le
calcium (deutons vectoriellement polarisés). Le
fond était alors important et réduisait la valeur
théorique de la polarisation vectorielle (+ 2/3) à
:!: 35 % environ.
1043
FIG. 6. - Asymétrie dans la diffusion
28Si(d,p)29Si (état fondamental, l = 0).
FIG. 7. - Asymétrie dans la diffusion
"Si(d,p)29Si* (1,28 MeV, l = 2).
FIG. 8. - Asymétrie dans la diffusion
28Si(d,p)29Si* (3,62 MeV, 1 = 3).
FiG. 9. - Asymétrie dans la diffusion
12C(d,p) 13C (état fondamental).
3. Réactions (d, p ) produites par des deutons
polarisés. - Les figures 6, 7, 8 représentent les asymétries observées dans la réaction (d, p) sur 28Si
par des deutons de 22 MeV vectoriellement pola-
risés. La polarisation était de 55 % :Í:: 5 % (le
maximum possible étant 2/3). L’asymétrie indiquée
est celle que l’on obtiendrait pour un comptage (gauche - droite) /(gauche + droite) avec une polarisation incidente positive.
Les niveaux observés de 29Si sont respecti-
vement : son état fondamental (1, = 0), le pre- mier niveau excité (1. = 2 ; 1,28 MeV) et le niveau
à 3,62 MeV (ln = 3). On remarque une différence
importante dans la structure angulaire et l’ampli-
tude de l’asymétrie obtenue pour ces niveaux de (1.)
différents.
La figure 9 représente l’asymétrie obtenue avec
le même faisceau dans la réaction 12C(d,p)13C (état fondamental ln = 1 ).
L’interprétation physique nécessiterait des cal- culs élaborés, les règles simples de calcul de strip- ping en approximation de Born n’étant évidem- ment pas vérifiées.
Il n’existe aucune relation évidente entre les
asymétries obtenues et les polarisations des pro- tons mesurées dans les mêmes réactions avec deu- tons incidents non polarisés [7].
BIBLIOGRAPHIE [1] BEURTEY (R.), PAPINEAU (A.) et THIRION (J.), Nuovo
Cimento, 1961, 19, 207.
[2] ABRAGAM (A.) et WINTER (J. M.), C. R. Acad. Sc., 1962, 255, 1099.
[3] RAYNAL (J.), Programme Fortran pour la diffusion
élastique de deutons avec un modèle optique conte-
nant des termes tensoriels (sous presse, Rapport
C. E. A. 2287).
[4] GARRETA (D.), BENEZECH (P.) et KNITTNER (G.), Nucl.
Instr. Methods, 1962, 17, 123.
[5] BEURTEY (R.) et al., C. R. Acad. Sc., 1962, 255, 279.
[6] BEURTEY (R.) et al., C. R. Acad. Sc., 1963, 256, 922.
[7] BOSCHITZ, International Symposium on Direction Inter- actions in Padova (sous presse).
ISOYA et al., Phys. Rev., 1962, 128, 800.
ISOYA et al., Phys. Rev., 1962, 128, 807.
ANALYSE DE LA DIFFUSION ÉLASTIQUE DE DEUTONS
SUR LE NICKEL A 21,6 MeV AVEC DES POTENTIELS TENSORIELS Par J. RAYNAL,
Service de Physique Théorique, Centre d’Études Nucléaires de Saclay.
Résumé. 2014 Des calculs ont été effectués en faisant varier le rayon du potentiel central réel entre 1,15 et 1,3 fermis. On peut définir quatre sortes de solutions ; pour chacune d’elles les para- mètres de polarisation varient peu et restent voisins pour ces régions deux à deux. Cependant des
mesures très précises peuvent permettre de fixer le rayon nucléaire et la profondeur du potentiel
réel. Ces calculs ont été poursuivis pour Mg et Ca, à la même énergie. Les résultats obtenus pour Ca
permettent d’espérer une simplification notable du problème.
Abstract. 2014 Extensive calculations have been made using a radius of real central potential
between 1.15 and 1.3 fermis. Four kinds of solution can be defined ; for each of these, the pola-
rization parameters do not vary much and remain almost the same for these solutions two by two.
Nevertheless, very precise measurements can fix the radius and the depth of the real potential.
These calculations have been extended to Mg and Ca at the same energy. The results obtained for Ca could lead to a striking simplification of the problem.
LE JOURNAL DE PHYSIQUE TOME 24, NOVEMBRE 1963,
L’utilisation de faisceaux de deutons polarisés
comme celui mis au point à Saclay [1]_ permet de
mesurer avec précision trois des quatre paramètres qui décrivent la polarisation des deutons dans la diffusion élastique, les réactions de stripping, etc...
L’étude des interactions directes faisant intervenir des deutons nécessite maintenant une connaissance
assez précise du comportement de leur fonction d’onde près du noyau, c’est-à-dire des paramètres
d’un modèle optique reproduisant la diffusion élas-
tique. ,
Des analyses ont été faites avec un potentiel
central et, au plus, un couplage L. S ; ce dernier, seul, donne des polarisations mais aucune valeur précise de son intensité n’a été obtenue. Nous avons
introduit [2] dans ces calculs deux des termes ten- soriels proposés par Satchler [3]
et
Des calculs ont été faits à partir des mesures de
diffusion élastique faites par Yntema [4] sur le
nickel à 21,6 MeV. Ces données ont été choisies parce qu’elles ont été l’objet de nombreux calculs
avec potentiel central [5] et couplage L.S [6].
Ici, les 46 valeurs ont été utilisées avec une erreur
de 5 % en supposant un détecteur d’angle d’ou-
verture total de 1° et une erreur sur l’angle de 0,1°
Le potentiel central réel a un facteur de forme de
Saxon, le couplage L. S lui est relié, le potentiel
central imaginaire a un facteur de forme
nettement à l’extérieur de la partie réelle [5], [6] ;
les potentiels tensoriels ont tous le même facteur
