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Submitted on 1 Jan 1961
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Sections efficaces totales pour neutrons de 28.4 Mev
G. Deconninck, A. Gonze, P. Macq, J.P. Meulders
To cite this version:
G. Deconninck, A. Gonze, P. Macq, J.P. Meulders. Sections efficaces totales pour neutrons de 28.4
Mev. J. Phys. Radium, 1961, 22 (10), pp.652-655. �10.1051/jphysrad:019610022010065200�. �jpa-
00236533�
652.
SECTIONS EFFICACES TOTALES POUR NEUTRONS DE 28.4 MeV
par G. DECONNINCK (*), A. GONZE (*), P. MACQ et J. P. MEULDERS
Centre de Physique Nucléaire de Louvain, Bélgique.
Résumé.
2014Les sections efficaces totales pour neutrons de 28,4 MeV ont été mesurées pour
une série de corps allant de Mg à 238U. L’accord avec les résultats d’autres expérimentateurs est
excellent sauf dans le cas de Th et de Ba.
Les résultats sont bien expliqués par le modèle de Bjorklund et Fernbach.
Abstract.
2014Neutron total cross-sections in the 28.4 MeV energy région have been measured
by a transmission method for 27 ~ A ~ 238. The results agree well with previous data, except
in the case of thorium and barium.
The expérimental curve is well fitted by theoretical calculations based on the Bjorklund and Fernbach model.
LE JOURNAL DE PHYSIQUE ET LE RADIUM TOME 22, OCTOBRE 1961,
Le modèle optique du noyau permet de prévoir
les valeurs de att en fonction de l’énergie ou du poids atomique. L’analyse des résultats fait inter- venir un nombre limité de paramètres et tout ré- cemment, il a été montré que la partie réelle du potentiel pouvait être déterminée indépendamment
des autres paramètres par la position des réso-
nances géantes.
L’absence presque totale de résultats expérimen-
taux au delà de 14 MeV nous a incités à entre-
prendre une série de mesures de atot en fonction de poids atomique à 28 MeV. Toutefois, depuis le
début de ces mesures, un important travail a été publié par J. M. Peterson [1], dans cette région
(*) Chercheur agréé de l’I. I. S. N.
d’énergie. Nous avons donc pu nous limiter aux
corps qui n’avaient pas été mesurés jusqu’ici afin d’étayer le travail de Peterson.
1. Méthode expérimentale.
--Le cyclotron de
l’Université de Louvain fournit un faisceau extrait de deutérons de 12 MeV dont l’intensité peut
atteindre 5 (LA sur une surface de 1 CM2 à l’en-
droit de l’utilisation.
Grâce à la réaction (d, T) ces deutérons per- mettent la production de neutrons de 28 MeV.
La figure 1 montre une vue d’ensemble du cyclo-
tron. Le faisceau est amené à une distance de
6. mètres de la source afin de réduire le bruit de y et de neutrons provenant du cyclotron.
Le faisceau"sort dans l’air à travers une feuille
Fm. 1.
-Ensemble expérimental.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphysrad:019610022010065200
653
FIG. 2.
--Moniteur de deutérons et cible gazeuse.
de tantale de 10 mg/cm2. La cible de tritium est composée d’une cellule gazeuse de 40 cm3 con-
tenant 110 curies de tritium. La cellule est fermée à son extrémité par une feuille de tantale de 10 mg/cm2, maintenue par un joint « Oring » non graissé. Le fond de la cible est tapissé par une feuille de plomb qui stoppe le faisceau de deutérons.
Le tritium peut être réabsorbé dans un réservoir
contenant du charbon actif et solidaire de la cible.
La perte d’énergie des deutérons dans le tantale
a été mesurée grâce à une chambre à diffusion, placée en bout de faisceau analysé, en observant
le recul du pic de diffusion élastique des deutérons
dans l’or lorsque l’on dispose des absorbeurs en
tantale. Cette perte est de 900 keV pour 20 mg de tantale.
Le cadence de la réaction est observée grâce à un
moniteur basé sur la diffusion élastique des deuté-
rons ; une feuille de 0,2 mg d’or est interposée dans
le faisceau et les deutérons diffusés élastiquement
à 90c) sont comptés par le sélecteur moniteur de la réaction. La statistique et la stabilité de ce moni-
teur sont de loin meilleures qu’un moniteur basé
sur la détection de neutrons ( fig 2).
L’énergie des deutérons au moment de la réac- tion est d’environ 11 MeV et les neutrons émis à 0° par rapport au faisceau ont une énergie de 28,4
MeV. L’étalement en énergie des neutrons issus
de la réaction est dû principalement à l’étale-
ment du faisceau à la sortie du cyclotron (environ
150 kV) et au straggling dans la cible. On peut
estimer cet étalement à’ environ 2 % ce qui est négligeable pour des mesures de atot.
2. Détection des neutrons.
-Le détecteur à neutrons est un scintillateur (plastique NE 102) couplé à un photomultiplicateur RCA 6 199. La réponse de ce scintillateur aux neutrons est un
spectre de protons de recul en forme de plateau.
La réponse des scintillateurs plastiques pour les
FIG. 3.
-Linéarité du scintillateur NE 102.
particules chargées étant non linéaire à basse éner-
gie, un étalonnage dut être réalisé avec des neu-
trons de différentes énergies, soit 14,1 ; 18 ; 21,5 ;
27 et 28,4 MeV.
Les neutrons de 14,1 MeV sont produits par la
654
réaction d(T n)oc tffèctuée à l’aide d’un accéléra- teur de Van der Graaff de 1 MV voisin du cyclo-
tron. Les autres énergies sont obtenues au cyclo-
tron en variant l’angle de détection des neutrons par rapport à l’axe du faisceau.
La figure 3 montre l’excellente linéarité du détec- teur entre 14 et 28 MeV et permet de déterminer le seuil de détection dans nos expériences. Les points expérimentaux correspondent à l’endroit de mi-
hauteur du spectre.
,Les mesures ont été effectuées à l’aide d’un ana-
lyseur 400 canaux type RIDL. L’intérêt de cette méthode est de détecter à chaque mesure le pla-
teau de neutrons et d’éviter ainsi la détection de y
ou neutrons de break up. De plus, elle permet
d’éviter les erreurs dues à un glissement de l’élec- tronique ainsi qu’à l’effet d’empilement des im- pulsions, effet qui varie suivant le taux de comp-
tage, ainsi que suivant le pouvoir d’absorption de
l’échantillon pour les y. On réduit toutes ces erreurs en ne comptant que les impulsions situées ,
dans la partie horizontale du plateau éliminant
ainsi la queue du spectre.
4. Méthode expérimentale.
-La mesure de dtot
s’effectue par la méthode de transmission avec
bonne géométrie. La figure 4 donne les détails da la géométrie. Le bruit de fond est mesuré en inter-
FIG. 4.
-Détails£de la géométrie.
posant un barreau de fer de 30 cm entre le détec-
teur et la cible.
Les échantillons sont de pureté commerciale et constitués par des cylindres de 25,1 mm de dia-
mètre et de longueur variable.
Les échantillons d’éléments existant habituelle- ment en poudre ou en cristaux tels que S, Mn, As, 1, P, ont été obtenus par compression. Les élé-
ments liquides Hg, CCI4, Br, ont été placés dans
un container cylindrique à parois minces. Le chlore a été mesuré par différence entre CC14 et C.
Les mesures ont été effectuées suivant la mé- thode habituelle consistant en des alternances de
mesures avec et sans échantillon, afin de réduire
les fluctuations électroniques. Le bruit de fond est
de l’ordre de 1,5 %. La déviation standard a été calculée suivant les méthodes habituelles.
.
Signalons enfin que l’absence de y dans la
queue du spectre de neutrons a été testée par une méthode de temps de vol, utilisant la R. F. du
cyclotron. Lorsque l’on monte suffisamment le niveau du discriminateur, le pic des y disparaît complètement. Des résultats similaires à ceux de Peterson [1] ont été obtenus. Le circuit du temps de
vol est celui qui a été utilisé précédemment à
14 MeV [2]. La résolution de l’ensemble est de 5 n sec et elle est limitée principalement par la largeur naturelle des paquets de particules émises
par le cyclotron [6].
Corrections.
-Aux neutrons transmis viennent
se superposer les neutrons diffusés élastiquement
dans l’échantillon et qui atteignent le détecteur.
L’erreur de mesure qui consiste à détecter ces
neutrons a pour résultat de diminuer la section efficace totale calculée. Nous avons étudié cette
erreur de façon systématique dans un article précé-
dent [5]. La formule donnant la correction se
réd uit ici à
A cause de la bonne géométrie, on peut en effet
supposer que tous les neutrons sont diffusés à 0°.
Les valeurs de d co 0° sont inconnues à cette
énergie. Afin de pouvoir estimer la correction, nous
avons mesuré cette valeur pour un angle de 5°.
L’appareillage utilisé est celui de la référence [4].
La mesure a été effectuée pour 3 corps de poids atomiques différents ; 12C, 118Sn et 238U, pour les autres corps on a procédé à une interpollation.
Les résultats sont consignés dans le tableau
suivant :
655
L’erreur qui en résulte est figurée dans la 4e co-
lonne ; on doit l’ajouter à O’tot. Les erreurs statis- tiques sont supérieures d’un ordre de grandeur à
ces corrections de diffusion de sorte que leur rôle est secondaire.
Il est très difficile de chiffrer les erreurs qui résul-
teraient d’inhomogénéités dans l’échantillon. Ce- pendant, on peut les estimer négligeables sauf
pour le baryum (présence d’oxydes) et le thorium.
Résultats.
---Les mesures de AI, Fe, Mo et 238U
servent de points de comparaison entre nos résul-
tats et ceux des références [1] et [2]. L’ensemble
des résultats est exposé dans la table I. L’accord
est bon dans les limites des erreurs statistiques.
Les points expérimentaux ainsi que la courbe théo-
rique calculée par Peterson suivant le modèle de
Bjorklund et Fernbach sont reproduits à la figure 5.
Fié. 5. 9,sections efficaces totales
en fonction dulpoids atomique pour neutrons de 28,4 MeV.
Comme le montrait déjà le travail de Peterson,
l’accord est excellent pour des valeurs de Vm = 39 MeV et VOl = 11 MeV (voir réf. [1].
Seule la valeur mesurée pour Th et Ba s’en écarte notablement. A noter cependant que c’est pour ces
deux échantillons que le degré de pureté est le
moins précis.
L’allure des courbes de c-tot en fonction de A pré-
sente une série d’ondulation (rèsonances géantes) prévues par le modèle optique. Cependant ces
résonances expliquées jusqu’ici comme des états
de particule individuelle semblent s’interpréter beaucoup mieux comme étant dues à un effet
Ramsauer (réf. [1]). Récemment, Bowen et al. [2]
ont montré que la position de ces maxima per- mettait de déterminer la valeur de VcR indépen-
damment des autres paramètres. Cette valeur est
en bon accord avec celle de 39 MeV proposée par
Peterson.
.
