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Construction d’un chronotron pour la mesure du temps
de vol des neutrons rapides
J. Duclos
To cite this version:
19
CONSTRUCTION D’UN CHRONOTRON
POUR LA MESURE DU TEMPS DE VOL DES NEUTRONS RAPIDES
Par J.
DUCLOS,
Laboratoire de Physique Nucléaire, Université de Grenoble. Résumé. 2014 Un chronotron utilisant les circuits
d’enregistrement d’un sélecteur d’amplitude
100 canaux est décrit. Une dilatation du temps est obtenue à l’aide d’une distribution de 20 lampes
« 6BN6 ». La largeur à mi-hauteur de la courbe de résolution est 7 .10201410 s pour les coïncidences 03B3-03B3
du 60Co et 2 .1020149 s pour les coïncidences n-03B1 de la réaction (d, t). Abstract. 2014 A chronotron
using the storage circuits of a 100 channel amplitude analyser is des-cribed. A time expantion is obtained by an arrangement of « 6BN6 » tubes. The width at half
maximum of prompt coïncidences curve is 7 10201410 s for 03B3-03B3 coïncidences from 60Co and 2 1020149 s
for n-03B1 coïncidences from the (d, t) reaction.
LE JOURNAL DE PHYSIQUE RADIUM
PHYSIQUE APPLIQUÉE
SUPPLÉMENT AU NO 3.
TOME 21, MARS 1960, PAGE
1. Introduction. -
L’appareil qui
est décrit icia été construit dans le cadre de l’étude des réac-tions
(n,
n’) (n, 2n)
...entreprise
au Laboratoirede
Physique
Nucléaire de la Faculté des Sciences de Grenoble et du Centred’Etudes
Nucléaires deGrenoble. La source de neutrons est obtenue en
bombardant une cible de tritium par un faisceau de
deutons issus d’un accélérateur
électrostatique
de 300 kV. Les neutrons de 14 MeV donnés par la réaction(d,
t)
bombardent à leur tour une cibled’étude et le
problème
estd’analyser
lespectre
d’énergie
des neutrons secondaires obtenus.Parmi les
appareils susceptibles
d’effectuer cetteétude,
lesspectromètres
àprotons
de recul ont unebonne résolution mais une efficacité faible
(Cochram, 1955 ; Johnson, 1956).
La méthode dutemps
de volpermet
d’augmenter
cette efficacité par un facteur 103 à104,
mais elle nécessite des circuits à coïncidencesayant
untemps
de réso-lution de l’ordre de 10-9 s. Parailleurs,
pour lesexpériences envisagées,
il est nécessaire d’admettreun nombre élevé
d’impulsions
dans l’une des voiesau moins. En
effet,
l’instant initial dutemps
de vol est déterminé par la détection de laparticule
oc de la réaction(d,
t)
et le nombred’impulsions
par seconde dans cette voiepeut
atteindre 105 à 106.Enfin,
étant donnés les faibles taux decomptage
auxquels
on doits’attendre,
il est utile dedisposer
d’unsystème
multicanauxanalysant
simulta-nément toute l’échelle destemps.
Parmi les sélecteurs de
temps
du domaine de lananoseconde,
lessystèmes
à transformation directe dutemps
enamplitude repèrent
lesimpulsions
de commande par leur front demontée ;
ce sont des circuits à seuilsqui
introduisentsystématiquement
une
imprécision
sur l’instant dedéclenchement,
dans le cas d’une distributiond’amplitude
desimpulsions.
Toutefoisplusieurs
circuits ont étédécrits
permettant
d’obtenir destemps
deréso-lution
physique
de l’ordre de la nanoseconde. Dansle
dispositif
de Neilsen(1955)
unecapacité
secharge
par un courant constantpendant
la duréede
superposition
des deuximpulsions
decom-FIG. 1. -
Spectromètre à neutrons rapides par temps de vol.
A : Dispositif
expérimental. -
B : Courbe de résolution.En abscisses, lire : 3 .10-1° s/canal.
mande
précédemment
calibrées. Cettecharge
s’effectue par l’intermédiaire d’unelampe
6BN6qui réalise,
enoutre,
la coïncidence.Rémy (1957)
aperfectionné
cedispositif
en utilisant comme20
cuit de coïncidences
rapides
unesimple
diodesui-vant la
technique développée
par Bell(1952).
Green
(1958)
aprésenté
un circuitanalogue
équipé,
à nouveau, d’une
lampe 6B’N6,
qui
permet
d’obte-nir destemps
de résolution inférieurs à 10-9 s.Les
systèmes généralement appelés
chronotronsqui
repèrent
lesimpulsions
de commande par leur centre degravité
ne font pas intervenir l’erreurcitée
plus
haut. Mais cetavantage
estacquis
auprix
d’unecomplication
notable des circuitsélec-troniques, spécialement
lorsque
le chronotron dis-pose de ses propres circuitsd’enregistrement
(Neddermeyer, 1947 ; Keufiel, 1949 ; 0’ N eill,1955 ;
Meunier, 1957).
La méthodequi
consiste à effec-tuerune
transformation dutemps
enamplitude
après
dilatation dutemps
(Cottini, 1956)
est certesplus
avantageuse
car ellepermet
à la fois derepérer
les
impulsions
par leur centre degravité
etd’uti-liser les circuits
d’enregistrement
d’un sélecteurd’amplitude
multicanaux,
appareil
existantdéjà
dans laplupart
des laboratoires. Une solutionana-logue
a étéadoptée
enpartant
d’un chronotrondécrit par O’Neill
(1955).
Dans cetype
dechro-notron,
lesimpulsions
de commande sepropagent
en sens inverse dans deuxlignes
à faible retardparallèles
construites sur lesgrilles
de commandede
lampes
6BN6 suivant latechnique
desampli-ficateurs distribués. Les
impulsions
de courantplaque
résultant de coïncidences sontenregistrées
dans une
ligne
àgrand
retard. On recherche danscette
ligne
laposition
del’impulsion
de coïncidence maximum traduisant lasuperposition
du centre degravité
des deuximpulsions
de commande. On endéduit alors le retard
primitif
de l’une desimpul-sions sur l’autre. Dans le chronotron
0’ Neill,
laposition
del’impulsion
de coïncidence maximum n’ est donnée que par valeurs discrètes. Il en résulteune
largeur
de canal minimum de 4 10-9 s. On acherché alors à obtenir dans la
ligne
àgrand retard,
l’enveloppe
del’amplitude
desimpulsions
de coïnci-dence. On effectue ainsi uneinterpolation
continueentre les valeurs discrètes ci-dessus et la
largeur
du canalpeut
être aussipetite qu’on
le désire.L’avantage
deslampes
6BN6 dans cetype
demontage
est de deux sortes. Enpremier lieu,
seuleune coïncidence
peut
donner naissance à uneimpul-sion de courant
plaque
et par suite influencer les circuitsd’analyse,
dont letemps
mort estgénéra-lement
important.
Ainsi onpeut
admettre,
dans l’une des voies un nombre élevéd’impulsions,
tantque le
taux de coïncidences reste faible. Parailleurs,
lesparties
négatives d’impulsions
sont sans actionsur les
grilles
decommande,
celles-ci étantpola-risées
légèrement
au-dessous du « eut-off ». Or onsait que le
temps
de résolution diminuelorsqu’on
« coupe »
l’impulsion
à l’aide d’un câblecourt-circuité,
delongueur déterminée,
n’utilisant ainsiqu’une
fraction del’impulsion correspondant
auxpremiers
photo-électrons
produits.
Mais cetteopéra-tion fait intervenir une
partie
inverseimportante
de
l’impulsion.
Dansbeaucoup
de chronotrons à diodes cettepartie
inverse nepeut
être admise et onperd
un moyen efficace de diminuer letemps
de résolution.II.
Description
du chronotron. - Le chronotron est schématisé par lafigure
2. Lesimpulsions
de commande arrivent auxinstant tl
et t2
aux deuxextrémités
opposées El
etE2
deslignes
à faible retard. Laligne
desgrilles
g 1 est caractérisée par uneimpédance
de 200 11 et un retard par cellulede
1,2.10-9
s, alors que lesgrandeurs
corres-pondantes
sont 100 Q et 6 .10-g s pour laligne
desgrilles
g3. Primitivement les deuxlignes
étantFIG. 2. - Schéma de
identiques
maislorsqu’on
appliquait
uneimpul-sion sur les
grilles
gl, ilapparaissait
par influencesur les
grilles
g3 un résiduparasite qui augmentait
d’une
lampe
à l’autre suivant le processus des. amplificateurs
distribués et finissait parperturber
le fonctionnement de
l’appareil.
En introduisant une différence
appréciable
entreles vitesses de
propagation
des deuxlignes,
l’effetd’amplificateur
distribué estbeaucoup
moinsimportant
et lephénomène parasite
fortement atténué.Les
impulsions
de courantplaque,
résultant d’une coïncidence servent àcharge
lescapacités C3
de 35pF
d’uneligne
àgrand
retard dont les selfsL3
ont une valeur de 2 mH et unecapacité
répartie
de 2
pF.
Pendant la durée relativement brève.(=
10-8s)
desimpulsions
decoïncidence,
lesselfs
L3
jouent
le rôle de « selfs d’arrêt » et isolentles différents circuits
plaques. Chaque
capacité
C3
se trouve ainsi
chargée
sous une tensionpropor-tionnelle à
l’amplitude
del’impulsion
de coïnci-dencecorrespondante,
et uneimpulsion
trèslarge
(~
2 10-6s) représentant
l’enveloppe
de cesdifférentes
amplitudes,
se trouve inscrite dans laligne
àgrand
retard. Elle se propage vers uneextré-mité
0,
où l’instant d’arrivée t3 de son maximumest déterminé avec
précision,
par unamplificateur
différentiel. L’instant t,,
dépend
de l’endroit de for-mation du maximum del’impulsion-enveloppe
et par suite dutemps t2
-tl. Une variation de
1,8
10-9 sde t2
-t,
(passage
de la coïncidenced’une
lampe
à lasuivante) correspond
à une varia-tion de l’instant t. de2,7 10-7 s (temps
de parcours d’une cellule de laligne
àgrand retard).
On a donc réalisé une dilatation dutemps
dans unrapport
150. On compare alors l’instant t3 àl’instant to
défini de lafaçon
suivante : à l’entrée dechaque ligne
à faibleretard,
unelampe
6AK5 montée en cathode suiveuse envoiel’impulsion
de commande vers ununivibrateur
rapide
à seuilréglable.
Les deuxim-pulsions qui
en résultentagissent
sur un circuit decoïncidences dont le
temps
de résolution est 2 10-8 s. L’instant to est déterminé par le front de montée del’impulsion
de coïncidencequi
enrésulte. Un univibrateur bascule à
l’instant to
etrevient à sa
position
de repos à l’instant t3. Onobtient alors une
impulsion rectangulaire
de.duréet3 2013
to = 150
t2
-t1).
Un circuit très
simple
de transformationtemps-amplitude
permet
d’exploiter
les résultats à l’aideFIG. 3".
A : Courbe d’étalonnage pour une pente moyenne de 3 10-10 s/volt.
B : Courbe d’étalonnage pour une pente moyenne de 1,8 10-10 s/volt,
C : Variations de la pente de la courbe
B.
22
d’un sélecteur
d’amplitude
multicanaux.Néan-moins,
cetype
de sélecteurcomportant
ordinai-rement à l’entrée un circuit de transformation
amplitude-temps,
il estpossible
desimplifier
lemontage
enadaptant
directement le chronotronaux circuits
d’enregistrement
du sélecteurd’ampli-tude. Pour
cela,
il suffit de modifier lescaracté-ristiques
de laligne
àgrand retard,
de telle sorteque la gamme de
temps
des circuitsd’analyse
du chronotroncorresponde
à celle du sélecteurd’am-plitude.
III.
Étalonnage
etperformances
du chronotron. - L’étude dumontage
ci-dessus a faitapparaître
uncertain nombre d’anomalies dans le fonctionnement des
lampes
6BN6qui
limitent lesperformances
du chronotron. Nous avonssignalé plus
hautl’appa-rition d’un
signal
parasite
sur lesgrilles g3lorsqu’on
applique
uneimpulsion
sur lesgrilles
gl. Ladissy-métrie des
lignes
à faible retard limitel’amplifi-cation de ce
signal
dans le sens de parcours de la voie gl. Néanmoins pour lesgrandes impulsions
decette voie le
phénomène
est suffisammentimpor-tant pour libérer un courant
plaque
dansquelques
lampes.
Par suite ilapparaît
dessignaux parasites
dans les circuits lents etcompte
tenu dutemps
mort de ces circuits. le nombre
d’impulsions
dansla voie g1 doit être limité à 104 par seconde environ. Les
impulsions
de la voie g3, au contrairen’in-fluencent que très faiblement les circuits lents et
leur nombre
peut
dépasser
105 par seconde.Par
ailleurs,
leslampes
6BN6 nerépondent
pasde
façon
identique
auximpulsions
d’amplitude
dif-férente. Les courba de coïncidences se
déplacent
de 5 10-1° s sur l’échelle des
temps
lorsque
l’ampli-tude des
impulsions
de commande varie de 3 à 7 volts. Ce faitpeut
s’expliquer
notamment par unevariation de
temps
de transit entre les deuxgrilles
de commande. Pour éviter uneaugmentation
dutemps
de résolution par cephénomène,
on a limitél’amplitude
desimpulsions
entre3,5
et 7 volts. Dans cesconditions,
en effectuant descoïnci-dences y-y à
partir
d’une source de60CO,
on arelevé une courbe de résolution dont la
largeur
à mi-hauteur est 7 10-10 s ; on a utilisé pour cela desphotomultiplicateurs
«Radiotechnique
56 AVP ))sans
amplificateurs, équipés
de scintillateursorga-niques (P.
terphenyl
+Popop
danspolystyrène).
On a relevé la courbe
d’étalonnage
en utilisant ungénérateur d’impulsions
brèves et uneligne
àretard variable. En choisissant une
largeur
decanal de 3 10-1° s, la courbe est sensiblement linéaire entre les canaux 20 et 80. Les défauts de linéarité
apparaissent plus
nettementlorsqu’on
diminue lalargeur
de canal à1,8
10-1° s en neconservant que la
partie
centrale de la courbepré-cédente. La
largeur
de canal se modifie enagissant
sur le facteur de transformation
temps-amplitude.
En outre nn seuil variable
placée
avantl’étage
desortie
permet
dedéplacer
l’échelle desamplitudes
parrapport
à l’échelle destemps.
On a relevéégalement
lespectre
horizontal des coïncidencesfortuites,
en alimentant chacune des deux voies duchronotron par des
impulsions
aléatoires sans corré-lation detemps.
La courbe obtenuereproduit
assezbien les variations de
pente
de la courbed’éta-lonnage.
FI G. 4.
A : Courbe de coïncidences simultanées y-y obtenue à
partir d’une source de 6°Co.
B : Courbe de coïncidences retardées entre les photons y
de 1,28 MeV de 22Na et les photons y de 0,511 MeV
résul-tant de l’annihilation dans le téflon des positrons
corres-pondants.
C : Courbe déduite de B en retranchant la période longue.
La position relatives des courbes A et B sur la figures
esl, arbitraire.
Il
paraît
difficile d’obtenir une très bonnelinéa-rité. Celle-ci
supposerait
notamment pour leslampes
6BN6 descaractéristiques identiques.
Or laprésence
de deuxgrilles
de commande fait inter-venir deux groupes decaractéristiques
qui
néces-sitent une sélection minutieuse àpartir
d’un nombre élevé de tubes. Les 20lampes
utilisées pour tracer les courbesci-dessus,
ont été choisies dans un lot de 100.Malgré
cela lescaractéristiques
varient dans des limitessupérieures
à :L
10%.
Une courbe de coïncidences simultanées entre
les
photons
y de1,28
MeV et lesphotons
y dedes
positrons
correspondants,
faitapparaître
unepériode
longue T112 = (1,32
±
0,15)
10-9 s et unepériode
courteT1 j2
-(2,1
-4-0,5)
10-1o s. Pour établir cette courbe on a relevé d’abord lespectre
complet
des coïncidencesTic, puis
lespectre
des coïncidencesfortuites, Nf,
seules,
enrejetant
les coïncidences réelles en dehors de ’la gamme detemps
étudiée par l’addition d’un retardsupplé-mentaire dans l’une des voies. On a
porté
enabs-cisse pour
chaque
canal une valeurporporticnnelle
à En outre laposition
des canaux sur l’échelle destemps
a été déterminée en tenantcompte
de lacourbe
d’étalonnage.
On a enfin effectué des coïncidences
(n,
ex)
àpartir
de la réaction(d,
t)
(fig. 1).
Lalargeur
à mi-hauteur de la courbe de résolution est de 2 10-9 s.L’augmentation
dutemps
de résolution est dueprincipalement
à des fluctuations de parcours des ocet des neutrons de la cible aux détecteurs.
Néan-moins,
dans cesconditions,
il estpossible
de mesu-rerl’énergie
de neutrons de 14 MeV avec uneréso-lution de 10
%
enprenant
un parcours de deuxmètres,
l’efficacité restant suffisante.IV. Conclusion. - Le chronotron ainsi réalisé
remplit
les conditionsimposées
au début de cetteétude.
Cependant
sa mise aupoint
serait facilitéeet ses
performances
améliorées parl’emploi
d’unelampe
à coïncidencesplus perfectionnée.
Il serait souhaitable enparticulier
deréaliser,
pourcelle-ci,
deux électrodes de commande
parfaitement
symé-triques
etn’ayant
entre elles aucune interaction.Le but recherché est d’obtenir de cette
façon
unrejet
total dessignaux
en l’absence de coïncidenceset de
réponses
identiques
auxsignaux
d’amplitude
différente. En
outre,
afin de réaliser lerepérage
desimpulsions
par leur centre degravité,
il est néces-saire que le courantplaque
soitproportionnel
auproduit
desamplitudes
instantanées dessignaux
appliqués
sur les deux électrodes decommande,
et cela dans une gamme aussi étendue quepossible.
Une telle
lampe
rendrait degrands
services pour lamesure des
temps
de l’ordre de 10-1° s.Je suis reconnaissant au C. N. R. S. de m’avoir
permis
d’effectuer cette étudequi
a faitl’objet
d’une thèsed’Ingénieur-Docteur
(Duclos, 1958).
Je remercie toutparticulièrement
M. le Pr Bouchezqui
m’a sans relâcheprodigué
ses ccnseils. Jeremercie
également
MM.Fleury
et Van Zurk du C. E. N. G. pour les nombreusessuggestions qu’ils
ont bien voulu
m’apporter
au cours de nosfré-quentes
discussions.RÉFÉRENCES
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