SOURCES ET CIBLES POLARISÉES

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Submitted on 1 Jan 1969

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SOURCES ET CIBLES POLARISÉES

R. Beurtey, M. Borghini

To cite this version:

R. Beurtey, M. Borghini. SOURCES ET CIBLES POLARISÉES. Journal de Physique Colloques,

1969, 30 (C2), pp.C2-56-C2-63. �10.1051/jphyscol:1969208�. �jpa-00213672�

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C 2, supplément au no 5-6, Tome 30, Mai-Juin 1969, page C 2 - ⁵⁶

SOURCES ET CIBLES POLARISÉES

R. BEURTEY ET M. BORGHINI C . E. N. Saclay et CERN, Genève

Résumé. - On examine l'état actuel des sources et des cibles de protons et de deutons polarisés, les possibilités futures d'accroître le nombre de particules et la polarisation de ces sources et cibles et de les utiliser pour la physique des hautes énergies. Enfin, quelques méthodes sont suggérées pour polariser d'autres types de particules et de matériaux.

Abstract. - The present state of proton and deuteron polarized sources and targets is examined, together with the future possibiliîy of increasing the number of particles and the polarization with a view to their utilization in high energy physics. Some methods are suggested for polarizing other types of particles and materials.

Sources polarisées (*) 1. Introduction. - Trois événements marquent

l'évolution des sources polarisées depuis un an et pour les années à venir :

a ) la mise au point de la source de Los Alamos (T. Mc Kibben [l]), fondée sur la production d'ions H - ou D-, oii le noyau a été polarisé par un passage H +

H0(2 s,,,) suivi d'un filtre de spin et d'un échangeur de charge H,(2 s) ^-, H- par l'argon. Le faisceau obtenu est. bon et permet une intensité de l'ordre de 0,l pA dans le Van de Graaff-Tandem.

b) Indépendamment, W. Haeberli et moi-même avons suggéré, pour une production d'ions polarisés, des méthodes d'échange de charge à partir de jets atomiques classiques. Il semble que l'on puisse gagner, au prix de quelques difficultés techniques et financières, un à deux ordres de grandeur par rapport aux inten- sités actuelles. Incidemment, de telles méthodes peu- vent fournir des ions composés (3He, Li, ...) ou des électrons partiellement polarisés.

duction de tels faisceaux polarisés est projetée à Saturne et examinée au CERN.

II. Echangeurs de charge et échangeurs de spin 141. - 11.1 Echangeurs de charge - Production de faisceaux intenses : (Hu, D-, H f , D+). Par une méthode désormais classique [5], des faisceaux d'hy- drogène ou de deutérium atomiques, d'une intensité d'environ quelques 1016/s, polarisés (S- 1 ou + ²¹³⁾

peuvent être produits. Une ionisation complète de tels faisceaux donnerait plusieurs milliampères de protons ou deutons polarisés en régime continu. Notre but est d'obtenir une efficacité d'ionisation située entre 1 % et 10 %. Pour cela, nous comparons trois pro- cessus d'ionisation :

c) Enfin, il semble désormais acquis [2] que l'on

La figure 1 représente les trois sections efficaces en puisse accélérer des deutons polarisés dans un syn-

fonction de la racine carrée de (= à chrotron jusqu'à des énergies assez élevées sans dépo-

basse énergie). On constate que les processus (2) et (3) larisation. L'intérêt réside dans la production de sont nettement efficaces que En fait, n.est de protons, neutrons et que partiellement exact. Pour le voir, examinons ce qui deutons polarisés de haute énergie permettant d'exa-

se passe réellement dans l'appareil que nous proposons miner la validité des modèles théoriques pour les _à Saclay, et qui est représenté sur interactions fortes (diffraction, échanges, Regge,

la figure 2. Le faisceau d'ions primaires (H- ou H')

O V ~ T ~ ~ P

et 131. La possibilité de pro- est injecté, après avoir été dans des champs

(*) Cette partie de i'exposé a été rédigée par R. Beurtey. électrique et magnétique croisés. La forme des élec-

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1969208

SOURCES ET CIBLES POLARISÉES C 2 - 5 7

cr[l~T'~crn*)

O +

' - e - + H +H + 2

1 1 1 1 1 I 1 1 1 t 1

10 1 O0 1 O00 10.000 Eev

FIG. 1.

OEFLECTION

PRIMAIRES ELECTRONS DE COUPEN5ATION ' DE CHARGE

I

POLARISES

EXTRACTION ET FOCALISATION DES SECONDAIRES

La probabilité pour qu'un ion incident donne un secondaire polarisé selon les processus (2) ou (3) est :

et l'intensité de secondaires créés par seconde

où dHo = densité d'atomes (H ou D) par cm3 (- 3 x 1011) ; L = longueur de la zone d'interac- tion ; o ( V ) = section efficace du processus d'échange ; Io = intensité du faisceau d'ions primaires ; q, < 1 est un « facteur de recouvrement

du faisceau primaire d'ions et du jet atomique.

Alors la formule (6) montre que, toutes choses égales par ailleurs, l'intensité finale dépend essentiellement des deux quantités : [ V x rz(V)] et (Io/u).

1) Le rapport Io/v est limité par les phénomènes liés à la charge d'espace dans le dispositif d'échange.

Lorsque la charge d'espace augmente, un champ élec- trique important peut se développer qui crée des oscil- lations considérables aussi bien pour les primaires que pour les secondaires créés. Augmenter le champ magné- tique ne servirait à rien, car on aurait de grosses diffi- cultés à extraire les secondaires.

2) Le produit V x o ( V ) passe par un maximum, pour les trois processus (1) (2) et (3), indiqué sur la figure 3. Pour obtenir un bon recouvrement, il faut choisir une énergie assez faible des primaires, que nous avons choisie entre 100 et 200 volts (HC et H-).

Pour éliminer, ou du moins compenser au mieux les effets dus à la charge d'espace, nous injectons simul- tanément des électrons avec les protons primaires, en essayant d'obtenir la meilleure compensation

trodes qui créent le champ électrique assure la focali- sation verticale. Le rapport :

est égal à la vitesse moyenne de translation longitu-

dinale des ions qui décrivent les trajectoires trochoï-

dales très enroulées avec une vitesse propre V + v.

C 2 - 5 8 R. BEURTEY ET M. BORGHINI

spatiale possible. Une électrode supplémentaire assu- proton qui l'a capturé, et I'on obtiendra une polari- rera la focalisation verticale de ces électrons. sation du proton de cet atome rapide P < 112.

Il est difficile de prédire I'intensité finale, qui dépen- dra essentiellement de l'exactitude de la compensation des charges positives par les électrons. Pour les H - , il faudrait injecter simultanément des protons. Les sources primaires de H - classiques sont suffisamment peu intenses pour qu'une telle compensation de charge soit nécessaire (à moins d'utiliser des sources spéciales, v. par exemple Ehlers [6]). J'ajouterai trois remarques : a) Un autre gain peut encore être obtenu, en courant continu, tant que le courant secondaire n'a pas une part prépondérante à la charge d'espace. Une étude préliminaire de Desportes [7] montre qu'il serait possible d'obtenir des champs de 25 à 30 kG pour le sextupôle (supraconducteur) de la source atomique, donc un gain de 3 par rapport à la situation actuelle.

b) En ce qui concerne les machines pulsées, certains paramètres dont dépend I'intensité (puissance du dissociateur, sextupôle) peuvent être pulsés et donner lieu à une intensité instantanée encore supérieure. Ces possibilités seront recensées pour le projet de source polarisée pour Saturne. c) Enfin, je reviens aux élec- trons (Fig. 3). La section efficace d'ionisation passe par un minimum vers 2 MeV et croît ensuite très lentement.

Mais le nombre d'électrons relativistes que I'on peut conserver dans une bouteille magnétique croît comme

Y" = [(wot)I(me c2)12

b) Dans le cas de 3He, deux processus sont possi- bles : i) ou bien, de la même façon, un faisceau pri- maire d'ions 3He'f traverse, à 20-30 kV, un jet Ho où les électrons sont polarisés. « L'atome hydrogé- noïde » 3He ainsi créé (1,3 % d'efficacité) va, après retour en champ faible, acquérir une polarisation du noyau par le même couplage : P < 112. Une dificulté (valable pour le cas (a) précédent) : la capture se fait d'une façon importante dans les états 2 Sl12 et 2 Pl/,, et le croisement de ces états, pour un certain champ magnétique, peut donner lieu à une dépolarisation partielle du faisceau qui peut être différente selon le signe de la polarisation de l'électron échangé. ii) ou bien on peut partir de 3Hef de très basse énergie et, en les faisant spiraler (pour augmenter la longueur d'inte- raction) dans un jet atomique où les électrons sont polarisés, « engraisser » la polarisation de l'électron de 3He+ par diffusion élastique avec échange d'élec- tron. Chaque processus élémentaire de diffusion peut être caractérisé par un certain transfert < p i > de polarisation à l'électron de 3He+ et un certain < D i > ,

paramètre de dépolarisation moyenne, la polarisation sera, en gros :

Si donc on injecte des électrons, puis qu'on les Si < pi > est assez grand (c'est-à-dire ce,, assez comprime dans un solénoïde du type « le" étage de la grand) et < D i > assez voisin de 1, la limite p, peut machine de Vekssler », on peut à nouveau choisir une être assez voisine de 1. Ce processus est probablement efficacité d'ionisation qui peut être supérieure au plus compliqué que (1) et moins efficace.

processus d'échange (H' + Ho), à ceci près que les électrons, injectés selon un cylindre mince, doivent être à l'intérieur du jet d'atomes d'hydrogène en fin de compression. Compte tenu de ce facteur «y,) » le gain maximal ne devrait pas être grand comparé aux mérites de H + f Ho. Donc, à moins que l'on envisage une ionisation du type « Vekssler » pour d'autres usages (ions lourds ?) il vaut mieux en rester au pro- cessus plus simple (Hf + ^Ho).

11.2. Echangeurs de spin : [e-, 3He, ...]. -a) Sup- posons que nous voulions faire des atomes d'hydro- gèrte énergiques polarisés. Faisons passer un faisceau d'ions H f non polarisés dans un jet atomique où seuls les électrons sont polarisés ; à 5 keV par exemple, sur 30 cm de long dans un jet classique, l'efficacité d'échange sera de 1 % environ.

Mais l'électron capturé (supposé capturé sans dépo- larisation dans un champ magnétique) va, après pas- sage en champ magnétique faible, se coupler au

c) Mais dans le cas des électrons, où existent à la fois des mesures basse énergie de diffusion sur Ho et des calculs assez précis 181, ce processus peut être très valable. i) Schématiquement, un filament émet des électrons dans des champs électrique et magnétique croisés, dotés de pouvoir de focalisation dont nous ne parlerons pas ici. Les électrons décrivent les trochoïdes très enroulées pour augmenter la longueur d'interac- tion. L'emploi de la formule (7) pour des électrons _{. , -} d'énergie comprise entre 3 eV et 9 eV donnerait une polarisation moyenne - ^{45 à 50 %.} Malheureusement, il faut que tous les électrons aient subi quelques inte- ractions et, compte tenu des sections efficaces, il semble très difficile de réaliser une aussi grande longueur d'interaction (V/ < v > e 100 !) pour des intensités dépassant, disons, quelques pA. (Mais une compensa- tion de charge par des protons n'est pas impossible ! !).

ii). Une autre méthode consisterait à enrouler de la

même façon un faisceau assez intense d'électrons

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de - ^{200 à} 300 eV. Les électrons ionisés provenant de Ho (où les électrons seuls sont polarisés) ayant un spectre tassé vers les basses énergies, la sélection de ces électrons de basse énergie devrait fournir des électrons partiellement polarisés en plus grande quantité. La limitation, comme dans le cas précédent, sera donnée par les conséquences de la charge d'es- pace. Là encore une injection simultanée d'une quan- tité contrôlée d'ions (Ht) et d'électrons pourrait permettre d'obtenir une meilleure efficacité en limitant la charge d'espace.

A noter que le système décrit à la figure 2 peut per- mettre l'étude de ce type d'échange, simultanément avec la production de (H-, H f , 3Hef), à condition de pouvoir changer commodément la source primaire.

III. G D » Polarisés et synchrotrons. - 111.1 Nous avons déjà signalé la possibilité d'accélérer des deutons sans dépolarisation à Saturne et au synchro- tron du CERN [2]. Cette possibilité repose sur une remarque simple. On sait que la fréquence propre de rotation du spin d'une particule de rapport gyromagné- tique g, accélérée dans une machine circulaire à une fréquence w,, possédant une énergie totale W,,, = ymc2 est égale, dans le laboratoire, à :

D'autre part, le fait que la particule oscille autour de l'orbite idéale (oscillations bêtatron) induit des champs magnétiques oscillants dans le centre de masse de la particule. Les fréquences propres de ces champs magnétiques, que I'on peut décomposer sur trois axes

(G, go et x 6,) sont obtenues par une composi- tion de la structure périodique de la machine ( S = su- per-période) et des fréquences bêtatron ( e x , QJ.

Par une analyse de Fourier, on verrait que ces fré- quences propres sont de la forme :

u k , ~ , ,

= ( k S + EQx -t mQz) o c . (9)

Chaque telle composante a une amplitude maximale proportionnelle à l'amplitude (ou aux amplitudes) d'oscillations bêtatron.

On peut résumer la situation en disant : le spin

« voit », dans le centre de masse, un ensemble de

« vecteurs rotation instantanée » :

a) un vecteur principal SL,,,,, non oscillant, crois- sant proportionnellement avec le temps:

y(t) [(g/2) - 11 oc et perpendiculaire à la trajectoire moyenne ;

b) des vecteurs plus petits, oscillant selon I'un des trois axes correspondant à I?o(//SL,pin),

v (vitesse dans le lab.) et x Ho.

La fréquence d'oscillation de ces vecteurs, CO,,,,,,

est constante dans le temps (à oc près). Leurs ampli- tudes sont différentes pour chaque particule, liées à leur trajectoire dans les espaces de phase bêtatron.

Pour les amplitudes les plus importantes (généra- lement m = 4 l , l = O , puis m = + l , l = & l), tant que la fréquence d'oscillation CO,,,,, # Qspin, le spin, injecté parallèlement à Ho ne peut s'écarter de cet axe. Lorsque o ,,,, , ⁼ SZSpin, il y a résonance.

Si l'amplitude de la résonance considérée, (CO,,,,,) est assez grande, on peut faire basculer, partiellement ou complètement, le spin. On peut le voir aisément en se plaçant dans un référentiel tournant à la fréquence particulière en question, w,,,,,, (voir Abragam [IO]).

Le résultat moyenné sur le faisceau total dépend d'une moyenne sur l'espace des phases bêtatron, la particule « idéale » n'étant jamais dépolarisée.

Deux cas extrêmes sont à considérer : i) ou bien l'amplitude correspondant à l'oscillation bêtatron la plus gradde est petite, et I'on a affaire au passage rapide : le spin n'a pas le temps de basculer autour de la composante perpendiculaire. La dépolarisation est faible, le spin reste pratiquement vertical. ii) ou bien cette amplitude est grande, et le champ magné- tique total « vu » par le spin bascule assez lentement en s'écartant de l'axe pour que le spin suive en << col- lant » au champ : on a affaire au passage adiabatique et « la plupart » des spins se retrouvent en sens opposé : il n'y a pas à proprement parler de dépolarisation.

Seule la situation intermédiaire est dangereuse.

Dans une telle situation, on peut, théoriquement, se déplacer dans I'un ou l'autre cas, soit en ne rem- plissant que « le centre » de l'espace des phases, soit en accentuant d'une façon cohérente les oscil- lations.

Ou encore : i) en essayant de traverser plus brutale- ment les résonances (méthode suggérée par Cohen [ I l ] en jouant sur Qx, Q3, ii) ou, inversement, en les traversant plus lentement (en jouant également sur

Qx7

Qz).

III. 2 Comparaison deuton-proton. - La recherche de l'existence et de la « position » des résonances rencontrées en cours d'accélération se fait en égalant (12) et (13)

où, pour les résonances les plus dangereuses (ordre 1 ou 2, << ordre d'une résonance 8 = II 1 f lm 1).

Pour le synchrotron du CERN (PS), S = 10,

Q, w Q, z 6,3, y varie, pour les protons de 1 à 25,

C 2 - 6 0 R. BEURTEY ET M. BORGHINI et le domaine de variation du premier membre de

(14) est :

On voit qu'il est facile de trouver des résonances du lei ordre (8) et du 2e ordre (16) dans un tel inter- valle.

Par contre, avec les deutons : (g/2) - 1 = - 0;145, et y varie de 1 à 12,5 (car la masse est double, mais le moment final p est le même). Donc le premier membre de (14), pour des deutons accélérés à 25 GeV, varie de :

N. B. : Le seul noyau léger aussi favorable est 6Li pour lequel (g/2) - 1 = - 0,178.

Comme le deuxième membre, qui dépend de la machine et des oscillations, est le même que dans le cas des protons, il est impossible de trouver une résonance intrinsèque dans un tel intervalle qui ne soit pas au moins d'ordre 3 (k = 2, m = - 1, 1 = - 2 ; ou k = 2, m = - 2, 1 = - 1). Bien sûr, des résonances par défaut de champ magnétique (kS = 1,2, ..., 6, ...) peuvent donner un effet. Mais ces effets sont d'autant plus négligeables que le nombre d'aimants est grand. Les calculs de Cohen [ I l ] montrent, qualitativement, leur importance négligea- ble.

Par contre, l'amplitude des efSets de dépolarisation pour les deutons est, pour un même type de réso- nance (toutes choses égales par ailleurs), plus grande.

Cette amplitude est caractérisée (voir l'appendice du papier de Froissart et Stora [9]) par le rapport 0 2 / ï

où ï - ^{[(g/2) -} 11 [dyldt] caractérise la vitesse de Cibles de proto 1. Introduction. - Le développement des cibles de protons polarisés a été rapide durant les dernières années ; depuis 1962, une quarantaine d'expériences y faisant appel ont été achevées ou entreprises [12].

La plupart ont eu en vue l'étude du rôle du spin dans la dynamique des interactions fortes, par la mesure des paramètres de polarisation ou de corrélation de spin, soit dans les diffusions élastiques pp, np, p- p, n* p, K* p, dans les réactions d'échange de charge n- p -, no n, n- p + yn, np + pn, ou dans les pro- ductions associées n" p + C f K + , n- p + C - K+.

L'étude de la diffusion proton-proton, par exemple, s'est faite dans une gamme d'énergie qui va de 10 MeV à plus de 10 GeV. D'autres expériences ont fourni

(*) Cette partie de l'exposé a été rédigée par M. Borghini.

traversée de la résonance, et o est la longueur (I'am- plitude maximale divisée par 2) du << vecteur rotation instantanée d'indices k, 1, m ». Ces deux grandeurs dépendent de la particule. i) Pour les champs oscil- lants parallèles à la vitesse, 02/r est 9,2 fois plus grand pour le deuton que pour le proton (donc l'effet de dépolarisation pour de petites dépolarisations est 9,2 fois plus grand). ii) Pour des champs perpendi- culaires (selon ô x &, car selon Ho il n'y a pas de risque !), 02/r est 2,3 fois plus grand pour le deuton.

C'est la raison pour laquelle il est probablement bon d'éviter, même pour les deutons, certaines réso- nances d'ordre 2.

III. 3 Pratiquement, il semble donc possible d'accé- lérer des deutons aussi bien au CERN qu'à Saturne.

a) La source polarisée peut être de type classique, fournissant des deutons polarisés vectoriellement P, = & 213, donc, après cassure du deuton, une pola- risation = ^-f 213 pour les nucléons constituants. Natu- rellement, l'impulsion totale finale étant la même pour le deuton ou le proton, chaque nucléon consti- tuant aura en moyenne la moitié de l'impulsion. Les considérations précédentes montrent que la question

« intensité » peut être aisément résolue. L'adaptation de la source à l'injecteur, si l'on veut passer rapide- ment de deutons polarisés à protons non polarisés, est peut-être délicate.

b) Les faisceaux secondaires (protons, neutrons) seront au moins un facteur 10 fois plus faible que le faisceau primaire pour un Aplp = + ² %, dû au mouvement de Fermi dans le deuton. La qualité transverse sera naturellement meilleure à plus haute énergie.

,ns polarisés (*)

une détermination de Ia parité et/ou du spin de parti- cules étranges et de résonances, C', N*(1688), N*(1920), N*(2190), Y*(2250), Y"(2350). Une autre application de ces cibles est la polarisation de fais- ceaux de neutrons lents, de 1 eV à 100 keV par trans- mission ; ceux-ci sont utilisés pour étudier le spin et la parité de niveaux de résonance nucléaires. Enfin, seule à ne pas mettre en jeu les interactions fortes, une expérience vérifiant l'invariance des interactions électromagnétiques par renversement du temps vient d'être achevée cette année [13] ; nous y reviendrons.

II. Cibles de protons polarisés. - II. 1 Introduc-

tion. - Les cibles polarisées actuelles utilisent des

méthodes de polarisation dynamique; on prend

avantage du couplage dipolaire des spins des protons

SOURCES ET CIBLES POLARISÉES C 2 - 6 1

avec ceux d'électrons paramagnétiques localisés qui, eux, sont presque complètement polarisés dans des champs magnétiques et à des températures raisonna- bles, par exemple 20 000 G et 10 K. Ces méthodes font appel à des champs de radiofréquence pour introduire des transitions résonnantes ou quasi-réson- nantes entre les niveaux de spin ; ce sont « l'effet solide » [4], et deux effets appelés « DONKEY » (« dynamic orientation of nuclei by cooling of electron

1

interactions ») qui peuvent être aussi présents 1151.

Nous ne nous attarderons pas sur le détail de ces effets, qui se trouve dans la littérature spécialisée ou dans des articles de revue ; il suffit de savoir que la polarisation des protons (noyaux d'hydrogène), natu- rellement petite dans les conditions évoquées plus haut

0,2 %), peut être augmentée par des facteurs de l'ordre de plusieurs centaines par l'application d'un champ alternatif de longueur d'onde millimé- trique. On peut changer le signe de cette polarisation sans renverser le champ magnétique, par un léger déplacement de la fréquence de champ alternatif.

Enfin, des polarisations élevées ne sont obtenues que dans certaines substances bien particulières, et non dans l'hydrogène lui-même, solide ou liquide.

polarisation dynamique contre les dégâts d'irradiation causés par les faisceaux utilisés ; on peut la caractériser par le nombre total Ni de particules incidentes par cm2, supposées au minimum d'ionisation, qui pro- voquent une diminution de la polarisation de la cible par un facteur de l'ordre de 2.

On peut aussi considérer des paramètres plus techniques, comme la valeur H du champ magnétique appliqué, son manque d'homogénéité AHIH, la tempé- rature T à laquelle on opère, la fréquence v du champ de radio-fréquence utilisé, liée à H par hv = g IP ^{IH, où} fi

est le magnéton de Bohr et où le facteur de Landé g dépend de la nature des électrons paramagnétiques utilisés et, parfois, de la direction du champ magné- tique par rapport à des axes cristallins de la substance.

II. 2 Cibles de LMN transverses. - A deux excep- tions près, que nous étudierons plus loin, toutes les cibles polarisées à ce jour partagent les propriétés suivantes :

X = LMN = LazMg,(NO,),,, 24 H 2 0 contenant un peu de néodyme parama- gnétique pour lequel g = 2,7

Les caractéristiques d'une cible de protons polarisés, APn

qui sont importantes pour des expériences de diffusion, - = * 5 - 1 5 % sont la nature X de la substance qui contient les pn

protons, la polarisation maximale Pn qui peut y L < 75mm

être atteinte, la précision APn/Pn de sa mesure, la Les paramètres qui décrivent LMN sont indiqués longueur L de la cible, l'accessibilité autour d'elle, dans le tableau 1

Quelques données sur le! nitrate double de lanthane et de magnésium JLMN), et sur l'alcool butylique

'cil 41 ^{n ( p f H! LO}

minimal ig/cm3) n(H) (cm)

Ni (cm- ,) LMN ; Nd . . . 70 % [5] 5 mn [5] 0,06 15 1 O z 2.10" [17]

Alcool buty!i-

que . . . 40 % 1111 15 ^s [Il] 0,12 3,2 40

l0l5 (*) [18]

et la constante de temps ^{2 ,} du changement de signe de la polarisation. La nature de la substance peut à son tour être définie par sa densité en hydrogène, dH, _, son contenu en noyaux lourds, exprimé par le rap- port n (p # H)/n(H) entre le nombre de protons liés dans ces noyaux et le nombre de noyaux d'hydrogène, par exemple, et sa longueur de radiation L,. Une autre propriété, qui dépend de diverses façons des conditions expérimentales, est la résistance de la

(*) Le chiffre indiqué ici a été obtenu par des mesures sur des cibles d'alcool éthylique, mais fournit un ordre de grandeur raisonnable pour celles d'alcool butylique.

P y ^: polarisation maximale des protons ;

Z n : constante de temps de la polarisation

dynamique ;

: densité de l'hydrogène dans la substance ;

n (p f H)/n(H) : nombre de protons liés/nombre de noyaux d'hydrogène ;

Lo ^: longueur de radiation ;

Ni ^: nombre de particules incidentes au

minimum d'ionisation qui produi-

sent une diminution de moitié de la

polarisation.

C 2 - 6 2 R. BEURTEY ET M. BORGHINI Toutes ces cibles sont « transverses » en ce sens que

l'arrivée et l'observation des particules n'y est possible qu'au voisinage du plan normal à la polarisation de la cible, à l'intérieur d'un domaine angulaire plus petit que 30° de part et d'autre de ce plan.

Les autres paramètres sont, en général, les suivants :

v = 70 000 MHz,

De telles cibles, qui ne diffèrent que par des détails de réalisation, sont utilisées ou en construction dans de nombreux laboratoires : Saclay, Berkeley, Dubna, CERN, Argonne, Rutherford, Harwell, Los Alamos, Liverpool, Prague, Moscou, Léningrad, Kyoto, Oak- Ridge, Yale, Birmingham, Erlangen, Serpukhov, etc. Ces cibles ont été décrites dans la littérature, en particulier dans des articles de revue lors de la confé- rence de Saclay sur les cibles polarisées et les sources d'ions [19], il y a deux ans, et nous n'en dirons pas plus. Depuis lors, deux types nouveaux de cibles ont été utilisés : une cible de LMN coplanaire et une cible d'alcool ; nous allons les considérer brièvement.

II. 3 Cible de LMN coplanaire. - Une cible de LMN coplanaire est utilisée au CERN par un groupe du DPhPE de Saclay, qui l'a construite pour mesurer les paramètres de rotation du spin dans la diffusion pion-proton à haute énergie [2'0]. L'originalité de cette cible vient du fait que le champ magnétique est produit par deux bobines supraconductrices, placées en position d'Helmholtz, qui ont été construites de manière à laisser la plus grande accessibilité autour de la cible le long du champ magnétique et, à un moindre degré, dans une zone normale à ce champ : l'angle d'ouverture azimutal est de 90°, l'angle d'ouverture normal est de 150. L'arrivée et la détection des particules peuvent donc se faire autour d'un plan contenant la polarisation de la cible. Les autres para- mètres sont semblables à ceux des cibles précédentes ; en particulier le champ utilisé est de 18 000 G bien que Ies bobines puissent fournir un champ de 25 000 G.

II. 4 Cibles d'alcool polarisé. - Seules des réactions mettant en jeu des interactions fortes ont été faites avec les cibles, maintenant classiques, de LMN : les sections efficaces étant relativement grandes, le nombre total de particules incidentes nécessaires à une expérience n'y est en général pas tel que la pola- risation de la cible en soit détruite. Il n'en est pas de

même pour la diffusion d'électrons, par exemple, et de nouvelles substances polarisées ont dû être décou- vertes pour qu'une telle expérience se fasse. Une cible, construite à Harvard, a été utilisée au « Cam- bridge electron accelerator » pour vérifier l'invariance des interactions électromagnétiques par renverse- ment du temps, en étudiant l'électro-production d'isobares [13]. La substance utilisée était un mélange gelé d'alcool éthylique et d'eau (92 % C,H,OH, 8 % H,O) contenant un radical libre, le porphyrexide ( g = 2), dans lequel des polarisations de 35 % avaient été obtenues [21]. L'avantage d'une telle cible est qu'elle admet un nombre de particules ionisantes plusieurs centaines de fois plus grand que LMN (Tableau 1). Depuis lors, des polarisations atteignant 42 % ont été produites dans de l'alcool butylique, C,H,OH, contenant 5 % d'eau et 4 % de porphy- rexide [22]. Le tableau 1 contient les paramètres qui décrivent cet alcool. On voit que si la polarisation des noyaux d'hydrogène y est petite que dans LMN, la densité d'hydrogène et le contenu en noyaux lourds y sont plus favorables. Cette comparaison peut être rendue plus quantitative, et le tableau II indique la polarisation des protons de LMN équivalente à de l'alcool polarisé à 40 % dans les quatre situations suivantes : selon que l'on peut faire une séparation cinématique complète entre les événements qui ont lieu sur les protons polarisés ou non, et selon que la longueur de la cible est fixée par des conditions exté- rieures (comme les dimensions de la région de champ magnétique suffisamment homogène, par exemple) ou bien doit être une fraction donnée de la longueur de radiation L,. Comme l'expérience d'électro-production précédente appartient au quatrième cas de ce tableau, Polarisation des protons dans LMN équivalente à une polarisation de 40 % dans I'alcool butylique pour une précision statistique donnée et dans diverses conditions expérimentales.

Séparation Pas de complète (*) séparation (* *) Longueur fixée L 50 % 1 180 % 3 Rapport fixé

LIL, ^. . . . 100 % 2

(*) Séparation cinématique entre les événements ayant lieu sur les noyaux polarisés d'hydrogène et ceux qui se produisent sur les protons liés.

(**) Les chiffres de cette colonne supposent que les sections

efficaces sur les noyaux complexes sont proportionnelles au

nombre total de leurs protons ; ceci n'est pas toujours vrai, et ils

doivent alors être modifiés en conséquence ; ils changent aussi

légèrement si l'on doit tenir compte des neutrons.

SOURCES ET CIBLES POLARISÉES c ² - 63 l'avantage de l'alcool sur LMN est évident, l'alcool

éthylique ayant sensiblement les mêmes propriétés que l'alcool butylique. En plus des avantages précé- dents, les cibles d'alcool permettent de changer le signe de la polarisation plus rapidement, la constante de temps z, étant même de 2 s pour l'alcool éthylique, ceci peut être utile. De fait, de nombreux laboratoires disposant d'accélérateurs d'électrons ont en cours ou en projet la construction ou l'emploi de telles cibles : Hambourg (DESY), Bonn, Frascati, Stanford (SLAC), Dalesbury (NINA), etc.

III. CONCLUSION. - Les comparaisons précédentes ne doivent pas faire oublier que, même dans l'alcool butylique polarisé à 42 %, la polarisation moyenne des protons n'est que de 10 % et celle desnucléons de 5,7 %. Il y a donc place pour des améliorations.

Une possibilité est l'emploi de cibles d'alcool dans des champs plus élevés, par exemple 50 000 G, la fréquence v passant a 140 000 MHz ; on peut espérer très raisonnablement des polarisations de l'ordre de 50 à 60 %, et cette voie a été choisie par certains.

L'emploi de plus basses températures, par exemple 0,5 OK, en utilisant l'hélium-3 liquide, est aussi consi- déré. Une autre possibilité, qui n'est pas incompatible avec les précédentes, est de trouver d'autres substances qui permettraient des polarisations plus élevées dans des conditions identiques, et les recherches se pour- suivent dans ce but. D'autres méthodes, comme le

« réfrigérateur à spins » [23], ou le pompage optique dans les solides [24], sont encore au stade du labora- toire, mais rien n'empêche d'espérer qu'elles pourront donner de meilleurs résultats et remplacer les méthodes précédentes. Des tentatives pour polariser l'hydrogène deutéré HD par méthode statique, en utilisant un champ magnétique de 100 000 G et une température de l'ordre de 0,0250 K, sont en cours [25] ; les échan- tillons ainsi polarisés seraient ensuite placés dans des champs plus faibles, donc plus accessibles, et àdes températures plus élevées, pour être utilisés comme cibles, si l'inévitable dépolarisation d'origine thermi- que s'y faisait suffisamment lentement.

Que ces recherches aboutissent, de nombreuses mesures quasiment impossibles avec les cibles actuelles, sur des réactions inélastiques, sur des réactions de faibles sections efficaces, ou avec des faisceaux de faibles intensités, par exemple, deviendront alors réalisables.

[l] Mc KIBBEN (J.), OHLSEN (G.) et LAWRENCE (G. P.), APS meeting, Washington D. C., avril 1968.

[2] BEURTEY (R.), CERN Interna1 Report NP/INT 67- 21, 1967, non publié.

pl VAN HOVE (L.), Conclusion du résumé de la réunion sur les collisions hadroniques ^à haute énergie, CERN, janvier 1968, non publié.

[4] MOTT (V.) et MASSEY,

The Theory of Atomic Coiii- sions » (Clarendon Press, Oxford, 1965). (Nous avons tiré de cet ouvrage la plupart des courbes et données atomiques de notre article).

[51 BEURTEY (R.), C. E. A. 2366,1963.

[61 EHLERS (K. W.), IEEE, Trans. NLLC~. Sei., 1965,12,811.

[7] DESPORTES (H.), Communication privée.

[SI BURKE (G.) et al., Phys. Rev., 1962,126, 163.

[9] FROISSART (M.) et STORA (R.), Nucl. Instr. Methods, 1960,7,297.

[IO] ABRAGAM (A.), «The principles of Nuclear Magne- tism » (Clarendon Press, Oxford, 1961).

[Il] COHEN (D.), Rev. Sei. Instr., 1962, 33, 161.

[12] Voir par exemple : CHAMBERLAIN (O.), « High-energy physics experiments with polarized targets)), Comptes rendus de la Conf. int. sur les cibles et les sources polarisées, Saclay 1966, publiés par La Documentation française, 1967, p. 97.

SHAPIRO (F. L.),

Polarized nuclei and neutrons », ibid. p. 339 ; CATILLON (P.), « Experiments at low energy », ibid. p. 297.

Cl31 CHEN (J. R.), SANDERSON (J.), APPEL (J. A.), GLAD-

DING (G.), GOITEIN (M.), HANSON (K.), IMRIE (D.

C.), KIRK (T.), MADARAS (R.), POUND (R. V.), PRICE (L.), WILSON (R.), et ZAJDE (C.), PhYs. Rev.

Lettem, 1968, 21, 1279.

[141 ABRAGAM (A.), « Polarized targets : how ? », Comptes rendus de la Conf. int. sur les cibles et les sour- ces polarisées, Saclay 1966 publiés par La Docu- mentation française, 1967, p. 27.

[15] BORGH~NI (M.), Phys. Letters, 1968, 26 A, 242.

[16] SCHMUGGE (J. T.) et JEFFRIES (C. D.), Phys. Rev., 1965, 138 A 1785.

[17] BUTTERWORTH (J.), ORCNARD-WEBB (J.), R ~ E Y (J.) et WIGAN (M. R.), Proc. Phys. Soc. 1967,91, 605.

[18] WEISBERG (H.), SHAPIRO (G.), SHANNON (S.), ROCK (S.) ROBRISH (P.), POWELL (T.), MOREHOUSE (C.) et GORN (W.), Bull. Am. Phys. Soc., 1968, 13, 164.

[19] ATKINSON (H. H.), « Technology of present high- energy targets », Comptes rendus de la Conf. int.

sur les cibles et les sources polarisées, Saclay 1966 publiés par la Documentation française, 1967, p. 41. GARRETA (D.),

Description of low- energy targets », ibid. p. 283.

[20] DE LESQUEN ^(Y.) et al., communication à ce Colloque.

[21] BORGHINI (M.), MANGO (S.), RUNOLFSSON (O.) et VERMEULEN (J.), Comptes rendus de la Conf. int.

sur les cibles et les sources polarisées, Saclay 1966 publiés par La Documentation française, 1967, p. 387.

[22] MANGO (S.), RUNOLFSSON (O.) et BORGHINI (M.), à paraître.

[23] JEFFRIES (C. D.), « Theory and operation of nuclear spin refrigerators », Comptes rendus de la Conf.

int. sur les cibles et les sources polarisées, Saclay 1966 publiés par la Documentation française, 1967, p. 147.

[24] JEFFRIES (C. D.), Phys. Rev. Letters, 1967, 19, 1221.

[25] HOMG (A.), Phys. Rev. Letters, 1967,19,1009.