Détermination de l'interaction entre protons et noyaux exotiques riches en neutrons par mesure de sections efficaces de réaction.

(1)

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exotiques riches en neutrons par mesure de sections

eﬀicaces de réaction.

A. de Vismes

To cite this version:

A. de Vismes. Détermination de l’interaction entre protons et noyaux exotiques riches en neutrons par mesure de sections eﬀicaces de réaction.. Physique Nucléaire Expérimentale [nucl-ex]. Université de Caen, 2000. Français. �in2p3-00017198�

(2)

GANILT00OS

UNIVERSITE de CAEN/ BASSE-NORMANDIE

UFR de Sciences - Ecole doctorale SIMEM

THESE

présentée par

Anne de VISMES

en vue de l'obtention du

GRADE de DOCTEUR en SCIENCES

de l'UNIVERSITE de CAEN

Spécialité : Constituants Elémentaires

(Arrêté du 30 Mars 1992)

Titre:

Détermination de l'interaction entre protons et

noyaux exotiques riches en neutrons

par mesure de sections efficaces de réaction.

soutenue le 15 Juin 2000 devant le jury composé de :

Monsieur

Y. BLUMENFELD

Rapporteur

Monsieur

W.CATFORD

Monsieur

W.MITTIG

Directeur de thèse

Monsieur

O. NAVILIAT-CUNCIC

Président

Madame

P. ROUSSEL-CHOMAZ

(3)

Dans son livre

Comment voyager avec un saumon,

Umberto Eco écrit : « L'habileté à formuler les remerciements caractérise le spécialiste de haut vol. Il se peut que ce dernier, au terme de ses travaux, s'aperçoive qu'il n'est redevable de personne. Peu importe. Il lui faudra s'inventer des dettes. Toute recherche sans dettes est une recherche suspecte, et l'on trouve toujours quelqu'un à remercier d'une manière ou d'une autre ». Pour ma part, je n'aurais aucun mal à trouver les personnes qu'il me faut remercier pour leur aide professionnelle ou amicale, pour leur soutien, pour leur bonne humeur, pour leurs compétences, pour leur disponibilité ... bref pour toutes ces choses qui sont indispensables au bon déroulement d'une thèse.

Tout d'abord, je tiens à remercier la direction du GANIL, Messieurs Guerreau et Fouan, pour m'avoir donné la possibilité de faire une thèse au sein de ce laboratoire. Je remercie également tous les membres de mon jury : Oscar Naviliat-Cuncic pour avoir présidé ma soutenance, Karl- Heinz Schmidt et Yorick Blumenfeld pour avoir accepté d'être les rapporteurs de ce travail, Wilton Catford et mes deux "chefs" Patricia Roussel-Chomaz et Wolfgang Mittig. Merci par ailleurs à tous deux pour votre disponibilité, votre bonne humeur et votre gentillesse.

D'autres personnes m'ont spécialement aidée tout au long de ce travail : tout d'abord à Saclay, Nicolas Alamanos et surtout Valérie La.poux qui s'est montrée très patiente. Merci également aux autres habitants de la salle d'info pour leur accueil et leur bonne humeur I Je veux également remercier les théoriciens avec lesquels j'ai fait une partie de ce travail et qui m'ont beaucoup appris : Florin Carstoiu de Bucarest ainsi que le groupe de Bruyères-le-Châtel et plus particulièrement Eric Bauge qui a supporté mes questions incessantes.

Mon expérience de thèse a rencontré quelques difficultés avant d'être enfin réalisée : il nous a fallu en particulier changer de salle d'expérience et donc de dispositif expérimental en peu de temps. A cette occasion, j'ai pu apprécier la compétence et la disponibilité de gens tels que les techniciens de SPEG Jean-François Libin et Patrice Gangnant, qui ont par ailleurs mené à bien le projet de cible d'hydrogène liquide, Robert Hue sur LISE, Charles Spitaëls et Georges Frémont. Merci également à Patrice Lecomte pour tous les schémas du dispositif qui font partie des figures de cette thèse. Toutes ces personnes, ainsi que le personnel administratif, sont indispensables au bon déroulement de la thèse, qu'ils soient ici remerciés.

(4)

Ma thèse a souvent été la parfaite illustration de la devise Shadock : « En essayant continuellement on finit par réussir. Donc : plus ça rate, plus on a de chances que ça marche ». Malgré les difficultés, il m'a été impossible de me décourager avec le soutien que j'avais de ma famille, mes amis et autres collègues de travail.

Tout d'abord, le travail (et les pauses-café l ) au GANIL se fait dans une très bonne ambiance grâce à certains physiciens (franco-brésilien, fumeur de Gauloises et/ou possesseur de Mac, nyctalope et autres ... ), aux post-docs (un gros Sluuuurp à Rosario, "a reveure" DaBid et merci pour vos encouragements l ) et stagiaires de passage, et surtout aux thésards. J'ai une pensée plus particulière pour mes copains de "promo" qui m'ont souvent confondue avec un copain de régiment, d'où carton rouge, d'où rose jaune l Olivier J. et son coffre, Jean-Mich' ma bich', Fred et ses blagues "rigoler.corn", Karim " Mais qu'il est con, mais qu'il est con l ". Leur gentille persécution m'a fait passer trois années que je ne suis pas prête d'oublier.

Merci aussi pour les bons moments passés ensemble et/ ou les échanges de mails, à Michel et Audrey et aux tapettes du CIRIL, à Myriam dont l'humour n'a d'égal que la taille du grain qu'elle a dans la tête. Beaucoup d'autres personnes ont contribué à ce que ces trois et quelques années restent un bon souvenir en partageant des parties de ping-pong, une virée en Normandie, à Londres ou en Espagne, des cinés, un tennis, des bad', un tiramisu, des pique-niques sur la plage, quelques longueurs de piscine, une(des) bière(s) dans un(des) bar(s) enfumé(s), un rock endiablé (voir même une valse), des anniversaires, des soirées de thèse ou de Noël... j'en passe et des meilleurs ...

La parigote que je suis n'oublie pas ceux qui sont restés au pays, qui m'ont apporté en plus de leur amitié leur soutien et avec lesquels j'ai passé de très bons week-ends à la capitale. Merci à toi Julien, grazie mille Lucia, merci Nic&Fab&Math, merci Astrid et Arnaud ...

Enfin, je ne sais comment dire ma gratitude envers ma famille : mes parents pour leur confiance de toujours et leur fierté sans borne, et un gros gros gros merci à

ma sœur qui, égale à elle-même, m'a soutenue, supportée, écoutée, réconfortée, encouragée tout au long de cette thèse.

Je voudrais terminer ces remerciements en faisant un énorme bisouxxx à mon Titi. Merci pour ton soutien, ta confiance constante, tes conseils et tes encouragements sans lesquels je ne serais peut-être pas arrivée au bout.

(5)

I INTRODUCTION ET MOTIVATIONS

1 Les motivations . . . .

2

1.1 1.2

Pourquoi mesurer des sections efficaces de réaction? Pourquoi pour des protons? . . . . L'expérience de mesure de sections efficaces de réaction 2.1 La méthode d'atténuation

2.2 La cible de protons 2.3 Les noyaux étudiés

II DISPOSITIF EXPERIMENTAL

1 Production des faisceaux exotiques 2 Détection sur la ligne de faisceau .

3

4

5

2.1 Silicium ElD4, E1D6 et E2D6 2.2 Galtemps . . . . 2.3 Chambre à dérive . . . .

Détection dans la chambre à réaction avant la cible 3.1 Chambre à ionisation .

3.2 Galotte . . . . 3.3 Détecteur plastique Cible d'hydrogène liquide. 4.1 La cible en elle-même. 4.2 Système cryogénérateur 4.3 Fenêtres . . . . . Télescope après la cible . 5.1

5.2

Jonction Si à localisation et jonction Si(Li) . Détecteur CsI . . . . 1 3 5 5 7 11 11 11 12 15 17 21 21 21

22

23

25

27 29 30 30 31 38 39 39 41

(6)

2

TABLE DES MATIERES

6 Electronique et acquisition . . . 42

HILES DONNEES EXPERIMENTALES 49

51 52 53 55 55 56 57 59

60

61 61 61 63

64

67 1 Méthode d'atténuation .. 2 3 4 5 6 7 8

Etalonnage des détecteurs 2.1 Chambre à ionisation

2.2

Télescope . . . . Sélection des événements . .

3.1 Longueur de ligne de Calotte 3.2 Distribution en moment 3.3 Image du faisceau . . . . 3.4 Détecteur plastique . . .

3.5 Bilan des conditions appliquées Identification des noyaux incidents 4.1 Matrice ~E-Tvol • • • • . •

4.2 Matrice des périodes "HF" .

4.3 Matrice ~E-T vol pour chaque période "HF"

Analyse et résultats pour les noyaux "légers" :He, Li et Be

5.1 Détermination du nombre Ni. 67 5.2 Détermination du nombre Nf 67 5.3 Mesure cible vide . . . 7 4 5.4 Estimation de la probabilité de réaction dans l'ensemble

Si-Si(Li) . . . 75 5.5 Probabilités de réaction . . . . Analyse et résultats pour les noyaux "lourds" :F, Ne, Na et Mg .

77

78 6.1 Détermination du nombre Ni. 78 6.2 Détermination du nombre Nf 78 6.3 Parcours dans l'ensemble Si-Si(Li) et probabilités de réaction 81 Mesure des épaisseurs de cibles

Sections efficaces de réaction .... 8.1

8.2

... des noyaux légers . ... des noyaux lourds .

81

90

IV APPROCHES THEORIQUES 93 95 1 Modèle optique . . . .

(7)

2 3

1.1 Potentiels phénoménologiques

1.2 Potentiel microscopique nucléon-noyau JLM Modèle de Glauber . . Densités . . . . 3.1 3.2 3.3 3.4 Noyaux stables . Noyaux instables

Densités calculées par les méthodes HF et HFB Approches à N corps 97 99 102 107 107 108 109 116 V RESULTATS 117 119 1 Les noyaux légers

1.1 Comparaison avec les données pré-existantes pour les noyaux stables . . . 119 1.2 Paramétrisation de Kox . . . 121 1.3 Calculs de modèle optique avec potentiel CH89 125 1.4 Calculs dans l'approche JLM 127

2 Les noyaux lourds . . . 141 2.1 Paramétrisation globale . . . 141 2.2 Calculs de modèle optique avec potentiels phénoménologiquesl44 2.3 Calculs dans l'approche JLM 147

2.4 Calculs Glauber . 152

3 Synthèse des résultats . . . .

VI CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES BIBLIOGRAPHIE

155

159 165

(8)

Chapitre I

INTRODUCTION ET

MOTIVATIONS

(9)

(10)

1. Les motivations 7

L'objet de ce travail est le dépouillement et l'analyse d'une expérience de mesure de sections efficaces de réaction pour un ensemble de noyaux exotiques légers riches en neutrons sur une cible d'hydrogène liquide. Dans ce chapitre, nous allons, dans un premier temps, présenter l'intérêt de mesurer des sections efficaces de réaction en général, et pour des noyaux exotiques et sur une cible de protons en particulier. Dans un second temps, nous présenterons brièvement l'expérience que nous avons analysée dans ce travail.

1 Les motivations

1.1 Pourquoi mesurer des sections efficaces de réaction?

Les sections efficaces totales de réaction (

o-R)

des noyaux stables ont toujours suscité un grand intérêt tant théorique qu'expérimenta!; en effet, ces données nous renseignent sur les rayons et transparences des noyaux et nous donnent des indices sur leur structure. C'est également une mesure complémentaire aux mesures de diffusion élastique de grande précision. En effet, ces mesures permet-tent de déterminer les paramètres du popermet-tentiel de modèle optique et d'en déduire

O"R. Réciproquement, les valeurs de sections efficaces de réaction mesurées de

façon directe peuvent apporter de fortes contraintes sur les analyses de modèle optique.

En ce qui concerne les noyaux instables nouvellement disponibles grâce aux faisceaux secondaires produits par fragmentation, les premières données ont été des mesures faites par I. Tanihata et al. à haute énergie (800 MeV par nucléon) [1, 2, 3]. Il s'agissait de mesures de section efficace d'interaction 0-1, qui excluent

les réactions laissant le projectile intact. Ces données ont permis de déterminer les rayons d'interaction des isotopes d'Helium [2] et de Lithium et Beryllium [1] et en particulier, ont révélé l'existence de noyaux à halo de neutrons tels que

1'6_{He, le}11_{Li et le}11_{Be [4]. Plus récemment, les sections efficaces d'interaction}

ont été mesurées par A. Ozawa et al. pour le 15_{B, les}9_•10_•15_{C, l,i}3_{N et les}13_-15₀ [5] et des mesures à 950 Me V par nucléon ont également été faites par T. Suzuki

et al. pour les isotopes de ANa avec A=20-23,25-32 sur une cible de Carbone [6]. Dans ces expériences, les rayons carrés moyens (rms) effectifs des distributions de matière ont été déduits par des calculs de type Glauber.

Des mesures de sections efficaces de réaction à basse énergie étaient donc un complément nécessaire à ces données à haute énergie, d'autant plus que l'augmentation de la section efficace d'interaction nucléon-nucléon à basse énergie, rend O"R plus sensible à la queue de la distribution de matière du noyau.

(11)

Aux énergies intermédiaires, il existe un certain nombre de mesures faites avec des faisceaux secondaires à différentes énergies et sur diverses cibles en utilisant plusieurs méthodes de mesure.

Parmi toutes ces expériences, on peut citer l'expérience de mesure de sections efficaces de reaction des isotopes riches en neutrons 8•9•11 _Li_à₈₀_{Me V par nucléon}

sur des cibles allant du Carbone au Plomb réalisée par B. Blank et al.

[7, 8].

Cette expérience utilisait un scintillateur pour compter le nombre d'ions incidents alors que les particules après la cible (ions n'ayant pas interagi, produits de réaction ... ) étaient implantées dans un télescope de scintillateurs plastique et identifiées par leur parcours dans le télescope et les décroissances

/3

suivant l'implantation.

Une des méthodes de mesure les plus utilisées, est une méthode utilisant un ensemble de détection 41r - 1 , disposé autour de la cible, associé à un télescope situé après la cible. M.G. Saint-Laurent et al.

[9]

ont utilisé cette méthode 41r -

₁

pour mesurer les sections efficaces de réaction sur une cible de Cuivre pour les 4,6He les 7,9-12,14Be les 10-1s,11B les n-19c les 13-19N les 1s-21O les 18-21 F et

l l l ' ' '

les 20•21 Ne.

L'expérience de mesure sur cible de Silicium menée par W. Mittig et al. en

1987 pour les noyaux riches en neutrons allant du Carbone au Magnesium [10] utilisait un système de mesure légèrement différent puisque le télescope servant à

l'identification des noyaux servait également de cible et était donc situé dans une disposition très compacte, au centre de l'ensemble 41r - 1 de Nal. En s'inspirant du dispositif utilisé par Mittig et al. et en améliorant la méthode d'obtention des sections efficaces, A.C.C. Villari et al. a proposé en 1991 une nouvelle méthode de mesure [11] et l'a appliquée pour mesurer les sections efficaces de réaction pour les noyaux riches en neutrons allant de l'Helium au Phosphore. Il utilise donc une cible épaisse de Silicium à la fois comme cible et comme détecteur servant

à l'identification, associée à _{une détection I de géométrie 41r. De nombreuses}

expériences ayant pour but d'étudier la dépendance du rayon réduit d'absorption forte

r5

en fonction de l'excès de neutrons ont repris le principe de cette mesure. Citons parmi les plus récentes, celle de Licot et al. [12] en 1997 qui a mesuré les sections efficaces de réaction pour un ensemble d'isotopes riches en neutrons d'Ar, K, Ca et Sc pour des énergies comprises entre 50 et 70 MeV par nucléon. Enfin, l'une des dernières expériences utilisant cette méthode où les détecteurs Silicium servent également de cible est celle effectuée en 1999 par N. Assaoui et

al. [13] pour mesurer les sections efficaces de réaction intégrées en énergie pour des noyaux 13<Z<22 sur du Silicium, pour des énergies de 38 à 80 MeV par nucléon.

Dans toutes ces expériences, les valeurs de rayons nucléaires sont obtenus en utilisant la paramétrisation semi-empirique de Kox qui prend en compte la transparence nucléaire

[14].

(12)

1.2 Pourquoi pour des protons?

• Données de diffusion élastique proton-noyaux exotiques.

De précédentes expériences [15] au GANIL ont permis de mesurer la diffu-sion élastique proton-noyau en cinématique inverse pour un ensemble de noyaux exotiques produits par fragmentation avec SISSI, dispositif de solenoïdes supra-conducteurs au GANIL. Les distributions angulaires obtenues au cours de ces expériences sont présentées sur la figure l.1, et sont comparées aux calculs obtenus dans le cadre du formalisme développé par Jeukenne, Lejeune et Mahaux (JLM) [16] qui sera décrit parmi les approches théoriques au chapitre IV. Nous avons aussi porté sur cette figure les résultats obtenus pour 8He,9_•11_{Li [17, 18]. Il est}

clair que le calcul JLM standard ne reproduit pas bien les données correspondant aux noyaux exotiques les plus riches en neutrons. Pour reproduire ces données, il faut modifier considérablement le potentiel de JLM, soit en réduisant sa partie réelle, soit en augmentant sa partie imaginaire. Ce comportement a été attribué au break-up. Un comportement similaire avait été observé il y a quelques années en diffusion noyau-noyau avec des noyaux faiblement liés (6Li,9Be) [19]. Ce com-portement a été compris par Y. Sakuragi et al. par des calculs en voies couplées [20], où il a été montré que le break-up se manifeste par un potentiel nucléaire réel positif ( donc par une diminution du potentiel réel total), tandis que la partie imaginaire n'est pas affectée par ce processus. Ce résultat reste encore à l'heure actuelle controversé [21], et de nombreux théoriciens travaillent sur ce sujet [22].

Àv 0-R (mb) Àw 0-R (mb)

0.7 404 1.1 461 0.8 407 1.2 484 0.9 411 1.3 505

Tableau I.1: Valeurs des sections efficaces de réaction calculées pour différents facteurs de normalisation des parties réelles (.\v) et imaginaires (.\w) du potentiel JLM qui reproduisent la distribution angulaire de diffusion élastique 11 Li+p [18}.

Comme les calculs de distributions angulaires de diffusion élastique fournissent simultanément la section efficace de réaction, nous avons aussi vérifié que dans les calculs où l'on modifie la partie réelle du potentiel, la section efficace de réaction reste pratiquement inchangée tandis qu'elle est fortement reliée à la normalisa-tion appliquée au potentiel imaginaire (voir tableau I.1). Dans ce dernier cas, on obtient des valeurs de CYR qui diffèrent de 10

%

pour des potentiels qui

re-produisent à peu près aussi bien les données de diffusion élastique. Une mesure indépendante de la section efficace de réaction permet donc d'ajouter une con-trainte supplémentaire sur les calculs et de lever les ambiguïtés qui existent entre parties réelle et imaginaire.

(13)

10

1

-1

10 ~

10

3

:a

_E

₁₀₂

-

E

au10

~

peHe,6 He)p E1ob=41.6 A.MeV --- JLM Ày=0.9 ... JLM Àw=1.9 --- JLM Ày=1.1 p(9Li,9 Li)p Elob=60 A.MeV

'

p(8He,8He)p Elob=72 A.MeV - JLM ~. --- JLM Ày=0.7~,- ...

,~v ·-.

... JLM Àw=1.3

·--.~'<·· ..

. '.:·. . , .. p(11Li,11Li)p E1ob=62 A.MeV •.

b

1

"'C _{... JLM}_Àw=0.8 -1

10

h--...l----L...---l.--~--+-r--'---L..--'---L-L-.J.-....i....;,.;:....c...1-~ p(11Be,11Be)p

10

1

-1

10 0

p(1°Be,10_Be)p E1ob=59.3 A.MeV -JLM --- JLM Ày=0.9 ... JLM Àw=1.0

20

40

60

--- JLM Ày=0.7 ... JLM Àw=1.4

80 100 20

0cm

(deg)

40

E1ob=49.3 A.MeV

60

80

100

Figure I.1: Distributions angulaires expérimentales de diffusion élastique obte-nues pour différents isotopes d'Helium) Lithium et Beryllium) comparées aux dis-tributions angulaires calculées dans le cadre du formalisme JLM avec la norma-lisation standard (trait plein), puis en renormalisant soit la partie réelle (trait discontinu), soit la partie imaginaire (trait pointillé) du potentiel.

(14)

• Sensibilité à la surface des noyaux

Par ailleurs, la volonté de faire des mesures de section efficace de réaction pour des noyaux exotiques sur une cible de protons partait également de la constatation faite par Bush et al. de la plus grande sensibilité des sections efficaces de réaction

à une éventuelle large extension spatiale des noyaux pour une cible de protons. En effet, dans la référence [23], Bush et al. étudie la sensibilité de la partie nucléaire de la section efficace de réaction en fonction de la distribution en densité que l'on adopte pour le 11 _{Li, pour une série de cibles (p,}12_{C et}208_Pb)_à_{800 MeV}

par nucléon. Le fait de prendre pour la densité du 11 _{Li, soit la densité obtenue en}

résolvant l'équation de Fadeev à trois corps, soit une gaussienne, ce qui ne semble pas très approprié puisqu'il s'agit d'un noyau à halo, ayant le même rayon rms de matière, ne change pas la section efficace de réaction obtenue, aux barres d'erreur près. Cet exemple suggère que la section efficace de réaction serait déterminée uniquement par le rayon rms de matière et non pas par les détails de la forme de la distribution en densité.

Une description à deux paramètres permettant de maintenir un< r2

>

donné tout en ajustant un autre moment radial de la distribution, permet d'étudier la sensibilité de la distribution en densité autre qu'en fonction de < r2

_>.

_Pour

cela, on étudie la dépendance de <7R en fonction des moments< r2

>

et < r4

>.

Pour mémoire, le rayon carré moyen (rms) est défini par:

Rrms

=<

r2 >1/2

où < r2

_>

_{est le rapport d'intégrales:}

2 fv r2 p dV fv r2 p d<f> sin0 d0 r2dr

<

r

>= =

-fv p dV

J

v p d<f> sin0 d0 r2_dr p désignant la densité de matière du noyau.

Et si l'on est en symétrie sphérique:

2 41r

J

r

4_{p(r) dr}

<r

>

=

41r

J

r2_{p(r) dr}

(I.1)

Le dénominateur 41r

f

r2 p( r) dr est égal au nombre A de nucléons si la densité est correctement normalisée.

Un calcul similaire se fait pour < r4

_{> :}

4 fvr

4_pdV _41rfr6_p(r)dr

<

r

>= - - - -

=

(15)

3 0 0 - - - , proton 280 .

--

.Q 260

=

'-"

---..."'---

_,·

_,.

,.

_,.

,.

_,

_.

b:z::: 240 · · rms=3.l fm 220 - - rms = 3.0 fm ....

.

_...

....

.

... (a) -rms= 2.9 fm 200 12c ,-... 1150 ,.Q

.

..

-Ê, 1100

~

...

--

---1050 1000 (b) 4200 208pb

-

_"e

4000 '-" ~3800 3600 (c) 34001

Figure I.2: Variation de CTR en fonction du rapport

<

r4

> /

<

r2

>

2 pour

différentes valeurs de

<

r2

>

1₁2 _{fixées à 2.9, 3.0 et 3.1 fm pour le}11 _Li_à₈₀₀ MeV par nucléon. (a), (b) et (c) sont les figures obtenues pour une cible de protons, de 12 C et de 208 Pb. Les lignes horizontales sur les figures (a) et (b) représentent les valeurs expérimentales de CTR à 800 Me V par nucléon avec leur

barre d'erreur respective (lignes discontinues).

La figure I.2 représente la variation de CTR en fonction du paramètre

<

r4

>

/ <

r2

_>

2 _{qui est relié}_à_{la forme de la surface de la densité nucléaire, pour les trois}

cibles et, pour chacune des cibles, pour trois valeurs du rayon rms. La première chose que l'on remarque sur cette figure est que les pentes des courbes pour les cibles de carbone et de plomb d'une part et pour la cible de protons d'autre part sont de signe opposé. Par ailleurs, la pente est plus importante pour la cible de protons que pour les cibles plus lourdes. Cela signifie donc qu'une mesure de section efficace de réaction sur une cible de protons est plus sensible à la surface nucléaire et par conséquent plus sensible à une éventuelle large extension spatiale du noyau.

(16)

2. L'expérience de mesure de sections efficaces de réaction 13

2 L'expérience de mesure de sections efficaces

de réaction

Cette expérience avait été conçue pour être réalisée avec le spectromètre à

perte d'énergie du GANIL, SPEG [24], en utilisant les faisceaux secondaires pro-duits grâce à l'ensemble de solénoïdes supraconducteurs SISSI [25]. Toutefois, en raison des problèmes rencontrés au cours des années 97 et 98 sur le système de cryogénie de SISSI, nous avons dû modifier le dispositif prévu pour l'expérience afin qu'elle puisse être réalisée en Juillet 98 avec la ligne LISE3 [26] qui permet aussi la production de faisceaux secondaires.

2.1 La méthode d'atténuation

Cette mesure de section efficace de réaction a été faite en utilisant la méthode d'atténuation du faisceau [27]. C'est la méthode la plus directe pour mesurer la section efficace de réaction puisqu'elle consiste à compter le nombre de particules du faisceau incident et du faisceau après la cible et à déduire de la différence de ces deux nombres la probabilité de réaction et donc la section efficace de réaction. Cette méthode a été très souvent utilisée, tout d'abord pour faire des mesures de sections efficaces totales proton-noyau ([28, 29] et plus récemment [30]), mais également des mesures de sections efficaces de réaction de deuterons [31] et d'ions lourds [32, 33]

Cette méthode, bien que très simple dans son principe, est extrêmement délicate à mettre en oeuvre, car la probabilité de réaction est obtenue à partir de la soustraction de deux très grands nombres. Par conséquent, pour obtenir des probabilités de réaction avec une précision de quelques pourcent, il est nécessaire de mesurer le nombre de particules incidentes et le nombre de particules n'ayant pas interagi dans la cible avec une précision de quelques 10-4

, lorsque la

proba-bilité de réaction dans la cible est elle-même de l'ordre du pourcent, comme c'est le cas aux énergies proches de 50 Me V par nucléon et pour des cibles ayant des épaisseurs qui correspondent à une perte d'énergie de l'ordre de 10% de l'énergie incidente des noyaux.

2 .2 La cible de protons

Pour cette mesure de section efficace de réaction proton-noyau, nous avons utilisé une cible d'hydrogène liquide qui a été construite pour l'expérience et a donc été utilisée pour la première fois pour celle-ci. En effet, habituelle-ment, pour étudier les réactions proton-noyau aux énergies intermédiaires, on utilise des cibles de polypropylène (CH2

)3

qui sont très simples d'utilisation.

(17)

différentes, il est très facile de dissocier, par exemple dans les cas de l'étude de diffusions élastique et/ou inélastique, celle sur le proton de celle sur le carbone.

Dans le cas de la mesure de sections efficaces de réaction, il est impossible de différencier la contribution des réactions sur le carbone de celle qui nous intéresse, celle sur les protons, et donc de la soustraire. En effet, par exemple dans le cas d'un noyau d'16_{O d'énergie incidente E/ A=65 MeV, les sections efficaces de}

réaction sont de l'ordre de 500 mb sur les protons et de 1200 mb sur le carbone. Donc les probabilités de réaction sur une cible de polypropylène ( qui possède une densité de l'ordre de 1 g.cm-3

) de 0.1 cm d'épaisseur par exemple, vont être de

4% sur les protons et de 5% sur le carbone. La contribution du carbone est donc du même ordre de grandeur que celle qui nous intéresse.

Une cible d'hydrogène liquide cryogénique a donc été construite pour s'affran-chir de la contribution du Carbone. Les fenêtres nécessaires à la réalisation de la cible liquide apportent une contribution qui est nettement inférieure à celle de l'hydrogène liquide et qui peut être parfaitement soustraite par des mesures effectuées avec la cible vide.

L'expérience a été réalisée avec deux cibles d'hydrogène liquide, l'une de 1 cm d'épaisseur et l'autre 0.5 cm, correspondant à 70 et 35 mg/cm2 . Les fenêtres

étaient en Havar de 4.4 µm, soit une épaisseur totale de 7 mg/cm2•

2.3 Les noyaux étudiés

Cette expérience a permis de mesurer les sections efficaces de réaction proton-noyau pour un ensemble de proton-noyaux légers riches en neutrons. Notre motivation première était reliée à la problématique des noyaux à halo. Toutefois, compte-tenu des taux de comptage attendus, il était possible d'étendre largement la gamme des noyaux étudiés. Pour respecter la condition de 10

%

de perte d'énergie dans la cible la plus mince, celle de 5 mm, les fragments les plus lourds pouvant être mesurés étaient les isotopes de Soufre.

Notre choix s'est porté sur un faisceau de 48_Ca_à₆₀_{MeV par nucléon qui}

permettait de produire tous les noyaux riches en neutrons depuis les isotopes d'Helium jusqu'à ceux de Soufre avec des sections de production permettant d'atteindre les taux de comptage nécessaires à la réalisation de l'expérience. Les mesures ont été effectuées à deux valeurs de Bp différentes: 2.71 T.m pour fa-voriser la production des noyaux légers riches en neutrons, puis 2.4 T.m pour privilégier celle des noyaux plus lourds. Une variation dans l'épaisseur de la cible de production permettait également d'avoir simultanément la production de quelques noyaux stables dont la mesure permettrait de valider la méthode de mesure et d'analyse par comparaison aux données existant dans la littérature pour ces noyaux stables.

(18)

2. L'expérience de mesure de sections efficaces de réaction 15

Dans ce chapitre nous avons présenté l'expérience et ses motivations. Nous allons détailler au chapitre II le dispositif expérimental. Les méthodes de dépouil-lement utilisées pour sélectionner les événements, extraire le nombre de noyaux incidents sur la cible et le nombre de noyaux n'ayant pas interagi et en déduire les probabilités de réaction sont quant à elles détaillées dans le chapitre III. Le chapitre IV passe en revue les approches théoriques que nous avons utilisées pour estimer les sections efficaces de réaction. Les résultats expérimentaux sont comparés à ces prédictions théoriques dans le chapitre V, et enfin le chapitre VI présente les conclusions et perspectives de ce travail.

(19)

(20)

Chapitre II

DISPOSITIF EXPERIMENTAL

(21)

(22)

1. Production des faisceaux exotiques 19

1 Production des faisceaux exotiques

Notre expérience a été réalisée sur la ligne LISE du GANIL. Le GANIL ainsi que le spectromètre LISE3 sont représentés sur les figures II.1 et II.2.

LISE [26] (Ligne d'Ions Super Epluchés) est un spectromètre doublement achromatique en angle et en position et les relations suivantes sont donc vérifiées:

Cela signifie que ni la position et ni l'angle d'un noyau au plan focal image ne dépendent de son énergie. L'acceptance angulaire du spectromètre est de ±17.4 mrad en 0 et en <I>. Il permet de sélectionner des ions radioactifs produits par frag-mentation du faisceau primaire accéléré par les deux cyclotrons à secteurs séparés et analysé par le spectromètre Alpha, sur la cible de production située au tout début de la ligne LISE. Cette cible, habituellement en Tantale, Carbone, Nickel ou Beryllium, peut être soit fixe, soit en rotation afin d'éviter tout échauffement trop important si l'on veut travailler avec un faisceau primaire de haute intensité. Dans notre experience, les noyaux exotiques étaient produits par fragmenta-tion d'un faisceau de 48Ca accéléré à 60 MeV par nucléon sur la cible de produc-tion qui était d'une géométrie un peu particulière. Elle était en effet constituée d'un disque de Beryllium de 0.5 mm d'épaisseur qui permettait de limiter le nombre d'états de charge après la cible, en particulier pour les noyaux lourds, sur lequel étaient superposés plusieurs disques de Tantale, le Tantale favorisant la production des noyaux riches en neutrons. Ces disques de Tantale étaient d'épaisseurs différentes (125, 50 et 75

µm),

et de diamètre décroissant (98, 90 et 80 mm). Ce dispositif permettait, suivant la position du faisceau sur la cible, d'avoir différentes épaisseurs de cible et par conséquent de privilégier la produc-tion des noyaux les plus légers ou les plus lourds, les plus ou les moins exotiques, en couplant l'épaisseur à une valeur de Bp adéquate. De plus, les différents dis-ques possédaient également des découpes, comme on le voit sur la figure II.3), afin d'avoir à la fois l'épaisseur correspondante à la production des noyaux désirés et, une certaine partie du temps, les autres épaisseurs de cible afin d'avoir une production non nulle des autres noyaux.

Le passage des noyaux produits par un premier dipôle (Dl) dont l'angle de déflexion est de 45° et le rayon de courbure de 2.6 m, sa rigidité magnétique ma-ximale étant Bp1

=

4.3 T.m, permet de faire une première sélection en moment parmi les noyaux. En effet, dans un dipôle de rayon de courbure p et avec un champ magnétique B, la masse M, la vitesse v et la charge Q d'un noyau sont reliées par :

Bp= Mv

(23)

GANIL

C01 CSS1 CSS2 SPIRAL C02 SME SIRa LISE3

_J

INDRA D6

(24)

1. Production des faisceaux exotiques

LISE3

'Cible de production: Be 1mm

plan focal dispersif

fentes 31

D2

premier point focal achromatique

+Ta

Galtemps Galettes de microcanaux (t) Chambre à dérive (x,y)

fentes 61 second point focal achromatique

Chambre à réaction

point focal final

Figure Il.2: Le spectromètre LISE3

21 salle

D3

salle

D4

salle

D6

(25)

75 µ

Figure II.3: Cible de production: les différents disques de Tantale superposés

soit

B

p

=

zy

où p est le moment du noyau. Donc fixer la rigidité magnétique du dipôle revient à sélectionner les noyaux en moment.

Les fentes FH31 qui sont situées à la sortie du dipôle (Dl) ont une ouverture maximale de ±45 mm. La dispersion en moment étant de 17.3 mm par

%,

on obtient une acceptance en moment de ±2.63

%.

Au plan focal dispersif situé entre les deux dipôles, à l'endroit où est habi-tuellement placé le dégradeur achromatique qui sert à sélectionner les noyaux en

A3 _/Z2

, se situait une fine feuille de mylar de 6 µm d'épaisseur afin d'éplucher

entièrement les noyaux produits et ainsi ne pas avoir différents états de charge. A la sortie de (D2), qui a un angle de déflexion de 45°, un rayon de courbure de 2.003 met une rigidité magnétique maximale Bp2

=

3.2 T .m, le faisceau

secondai-re est doublement achromatique. Ce faisceau est ensuite conduit jusqu'au psecondai-remier point focal achromatique où était placé, lors de notre expérience, un premier ensemble de détecteurs ( un détecteur à galettes de microcanaux et une chambre

à dérive), puis, toujours à l'aide de quadripôles et de dipôles, jusqu'au point focal final où se trouvait la chambre à réaction contenant la cible d'hydrogène et notre système de détection. Notre mesure de sections efficaces de réaction se faisant par méthode d'atténuation, nous avions dans la chambre à réaction des détecteurs situés avant la cible pour identifier et compter les noyaux incidents et après la cible pour identifier et compter les noyaux résiduels.

Notons enfin que la ligne de faisceau est équipée tout son long de profileurs,

à émission secondaire, à gaz ou bien à galettes à microcanaux, afin de visualiser la position et la largeur du faisceau. Il existe également des cages de Faraday qui

(26)

2. Détection sur la ligne de faisceau 23

permettent de mesurer l'intensité du faisceau. Elles permettent aussi de stopper le faisceau afin de faire des réglages plus loin sur la ligne en toute sécurité, en particulier sans risquer d'endommager les détecteurs situés en aval.

2 Détection sur la ligne de faisceau

Les détecteurs situés sur la ligne de faisceau entre la cible de production des faisceaux secondaires et la chambre à réaction située en D6, étaient au nombre de cinq. Les trois premiers ne servaient qu'au début de l'expérience lors des phases de réglage du faisceau; seuls les deux autres étaient réellement utilisés lors de l'expérience.

2.1 Silicium E1D4, E1D6 et E2D6

Nous avons utilisé trois jonctions Silicium qui font partie de la détection stan-dard de la ligne LISE. Toutes ces jonctions ont une surface utile de 600 mm2 tout à fait adaptée à la taille des faisceaux secondaires qui est typiquement de l'ordre de 1 à 2 mm aux différents points achromatiques. La résolution en énergie de ces détecteurs est de l'ordre de 30-40 keV pour un rayonnement a de 5.5 MeV. Le principe de fonctionnement des détecteurs semi-conducteurs sera rap-pelé brièvement à propos du télescope que nous avons utilisé après la cible, au paragraphe 5.1.

Il y avait tout d'abord, dans la salle D4, au niveau du premier point focal achromatique, le détecteur ElD4 de 300 µm d'épaisseur. Et juste à l'entrée de la salle D6, dans laquelle se situait notre système de détection, au niveau du second point focal achromatique, les détecteurs E1D6 et E2D6 tous deux de 300 µm

d'épaisseur, le premier permettant également une mesure en position horizontale et verticale. Ces trois détecteurs ne servaient qu'en phase de réglage de faisceau, pour l'identification et le centrage du faisceau secondaire.

2.2 Galtemps

Ce détecteur fait partie des détecteurs à galettes de microcanaux construits au GANIL, tout comme Calotte, que nous avons également utilisé et à propos duquel nous rappellerons plus loin le principe de fonctionnement des détecteurs

à galettes de microcanaux. Galtemps, située après le second dipôle et juste avant le premier plan focal achromatique, nous fournissait une information en temps, qui pouvait servir de temps T start pour la mesure des temps de vol des noyaux

(27)

2.3 Chambre

à

dérive

Une petite chambre à dérive était placée dans la salle D4 de LISE, sur la ligne de faisceau au niveau du premier plan focal achromatique.

Cette chambre à dérive [34] d'une surface utile de 70x70 mm2, est constituée

de quatre modules similaires. L'un de ces modules est représenté de manière schématique sur la figure II.4. La chambre à dérive, d'une épaisseur totale de 10 cm est remplie d'isobutane (C4H10 ) à la pression de 20 mbar.

70mm - - cathode -450 V région de dérive 70mm grille de Frisch fil proportionnel

MODULE! MODULE2 MODULE3 MODULE4

EJ

[3

Œ]

Q

xgauche Y bas

Figure II.4: Schéma de la petite chambre à dérive

Les fenêtres d'entrée et de sortie de chaque module (soit huit au total) sont en Mylar de 0.5 µm d'épaisseur et les fenêtres d'entrée et de sortie de l'ensemble sont en Mylar de 1.5 µm. L'épaisseur totale de la chambre à dérive, fenêtres et gaz, est équivalente à environ 1 mg/cm2 _{de Carbone. Une grille de Frisch}

portée à la masse sert à la fois d'anode et de séparation entre la zone de dérive et le compteur proportionnel. Les électrons produits par l'ionisation primaire du gaz dérivent vers le compteur proportionnel et sont amplifiés autour du fil proportionnel. La charge collectée sur le fil sert à la mesure en position, par mesure du temps de dérive des électrons entre un signal Start donné par un des autres détecteurs (par exemple un détecteur à galettes de microcanaux) et le temps d'arrivée des électrons sur le fil. La vitesse de dérive des électrons est de

(28)

3. Détection dans la chambre à réaction avant la cible

25

5 cm.µs-1

. Les préamplificateurs ont un gain de 270 m V /Me V et sont montés le

plus près possible des fils proportionnels afin d'augmenter le rapport signal/bruit. La disposition des quatre modules est telle que le champ électrique de chaque module est orthogonal à l'axe du faisceau, mais la dérive des électrons se fait dans chaque module dans une direction différente: horizontalement vers la gauche et vers la droite, et verticalement vers le haut et vers le bas, ce qui permet la mesure des quatre paramètres _{x9, xd,}Yh et Yb· On obtient ainsi indépendamment les positions horizontale X et verticale Y par les relations simples:

X = x9 - Xd et Y = Yh - Yb·

3 Détection dans la chambre

à

réaction avant la

cible

La ligne LISE3 ne possédant pas de chambre à réaction susceptible d'accueillir notre dispositif expérimental, il nous a fallu construire une chambre à réaction de plus grande taille pouvant contenir notre système de détection et surtout la cible d'hydrogène.

Cette chambre à réaction, représentée avec l'ensemble des détecteurs sur la figure II.5 est cylindrique et a un rayon de 20 cm. Elle possède une bride d'entrée de 150 mm de diamètre qui s'adaptait à la ligne de faisceau à l'entrée de la salle D6 de LISE. Il existe également une bride de 160 mm à l'autre extrémité de la chambre. D'autres ouvertures ont été faites afin de mettre en place nos différents détecteurs dont les socles sont fixés aux couvercles de ces ouvertures.

Je détaillerai plus loin les différents détecteurs qui composaient notre dispositif expérimental, mais voici comment ils étaient disposés dans la chambre à réaction : le premier détecteur à l'entrée de la chambre est une petite chambre d'ionisation, fixée à une bride se trouvant sur le côté de la chambre. Ensuite, se trouve le détecteur à galettes de microcanaux, Calotte, fixé sur une bride en dessous de la chambre. Ces deux détecteurs servaient à l'identification et au comptage des noyaux incidents par combinaison des informations en perte d'énergie et temps de vol qu'ils donnent respectivement. Le détecteur plastique était également fixé sur une bride située sur le côté de la chambre. La cible d'hydrogène qui, à cause de son important encombrement, rendait à elle seule nécessaire la fabrication de la chambre à réaction, était fixée par le dessus de la chambre à un couvercle de 420 mm de diamètre. La partie de la cible restant à l'extérieur de la chambre était le haut de la pompe cryogénique ainsi que le système de bascule qui permettait de mettre la cible en position "hors faisceau" ou de choisir la cible de l'épaisseur désirée. Enfin, le télescope servant à l'identification et au comptage des noyaux après la cible était fixé sur le couvercle de sortie de la chambre à réaction.

(29)

C) C) C) C)

de micro canaux

Plastique

CibHyL

Cible

d'hydrogène

liquide

(30)

3. Détection dans la chambre à réaction avant la cible 27

3.1 Chambre

à

ionisation

L'identification des noyaux incidents se fait à l'aide de matrices /:J,.E - Tvol·

En effet, d'après la formule de Bethe [35] et en première approximation, la perte d'énergie /:J,.E dans le gaz de la chambre à ionisation peut s'écrire:

/:J,.E oc Az2

E (II.l)

Par ailleurs, comme on l'a vu précédemment, dans un spectromètre de rigidité magnétique Bp, on a la relation Bp = Mv/Q = p/Q, soit Bp = ,v2ME/Q et

donc:

Q2

E

=

(Bp)2 -2M L'équation II.1 peut donc s'écrire:

Puisque la rigidité magnétique

B

p est constante et que les ions sont entière-ment épluchés ( Q

=

Z), on a:

/:J,.E oc A2

Le temps de vol est égal à Tvol

=

~ où L, la distance de mesure du temps de

vol, est constante, donc Tvol oc

t.

Par ailleurs, la rigidité magnétique qui s'ecrit Bp

=

1

est constante, donc:

A

Tvol OC Z

On voit que les matrices /:J,.E - Tvol permettent de séparer à la fois les lignes

de

Z,

mais aussi les lignes en A/Q et ainsi de séparer les noyaux les uns des autres et de les identifier.

Cette chambre d'ionisation a également été construite pour répondre aux besoins de cette expérience, à savoir un détecteur de faible encombrement et de faible épaisseur, et de pression supérieure à celle des détecteurs pré-existants afin de mesurer les pertes d'énergie des noyaux les plus légers, en l'occurence les Helium.

En effet, dans le cas d'une chambre d'ionisation, le nombre d'électrons col-lectés et donc le signal mesuré sont proportionnels à l'énergie perdue par la par-ticule. L'énergie nécessaire à la création d'une paire électron-trou étant de 30 eV, le nombre de paires à collecter est n

=

l:i.Ej;v) où /:J,.E est la perte d'énergie de la particule. Afin d'augmenter le signal, on pourrait accroître cette perte d'énergie,

(31)

en augmentant la pression du gaz de la chambre, mais dans notre expérience, l'une des exigences était que les détecteurs avant la cible soient le moins inter-ceptifs possible afin de ne pas nuire à la détermination du nombre

Ni

de noyaux incidents.

Dans une chambre d'ionisation, on collecte les charges libérées en appliquant un champ électrique dans le gaz. Les électrons, attirés par l'anode, vont y être collectés. Une tension de 1000 V est appliquée à l'anode, alors que la cathode est à la masse, pour diminuer le temps de collection en augmentant la vitesse de dérive des électrons.

Anneaux équipotentiels

Trajectoire incidente

Figure II. 6: Schéma de la chambre d'ionisation

Cette chambre d'ionisation représentée figure II.6 a la forme d'un cylindre de 5 cm de diamètre et de 110 mm de longueur. Elle est remplie d'isobutane (C4H10) à la pression de 300 mbar (228 Torr). Les fenêtres d'entrée et de sortie

sont des feuilles de Mylar de 6 µm et le détecteur possède 3 feuilles de 1.5 µm

de Mylar aluminisé. En effet, on ne se servait pas des feuilles d'entrée et de sortie comme électrodes car elles sont déformées par la pression exercée par le gaz qui la remplit: la perte d'énergie mesurée d'une particule dépendrait alors de la position d'entrée de la particule dans la chambre d'ionisation. Il existe donc deux autres feuilles de Mylar, plus fines car elles n'ont pas besoin de résister à

la pression du gaz, qui servent d'électrodes. Une troisième feuille de Mylar a été ajoutée afin de ne pas être gênés par la collection des électrons situés entre l'électrode et la feuille de sortie. On voit également sur la figure II.6, l'ensemble des anneaux équipotentiels. Le signal en énergie de la chambre d'ionisation était relié à un pré-amplificateur de 300 m V /Me V de gain.

(32)

3. Détection dans la chambre à réaction avant la cible

29 3.2 Galotte

L'expérience nécessitait d'avoir un détecteur possédant une bonne efficacité, mais également aussi peu interceptif que possible afin de pouvoir considérer le nombre de noyaux arrivant sur ce détecteur comme étant le nombre de noyaux incidents sur la cible et afin de limiter le straggling angulaire. Le détecteur devait également être rapide car il serait utilisé comme référence pour une mesure de temps de vol des noyaux incidents.

Notre choix s'est donc porté sur un détecteur à galettes de microcanaux appelé

Calotte et décrit dans la référence [36].

feuille émissive.

j /~

~ , - électroaimant ou

aimants permanents

~

:,. trajectoire incidente

~

plaques équipotentielles

~ , { , "

~

galettes de microcanaox

~

grille de lignes à retard direction des champs électroaimant ou

aimants permanents électrique et magnétique

Figure II. 7: Schéma du détecteur Calotte en coupe

La figure IL 7 représente la coupe du détecteur dans un plan vertical contenant l'axe du faisceau. Pour rappeler le principe de fonctionnement de ce type de détecteur, disons que les ions incidents traversent une très fine cible de Mylar dans laquelle sont créés les électrons secondaires. Cette cible est une feuille de Mylar de 0.5 µm, aluminisé sur une face (20 µg/cm2 _{d'Al) pour assurer la bonne}

conductivité électrique. Un mince dépôt d'iodure de Césium (Csl)

(rv

500 Â) sur la couche d'aluminium permet de multiplier le nombre d'électrons produits par un facteur 5.

Ceux-ci sont ensuite accélérés par le champ électrique créé par la différence de tension entre la cible et les galettes (en l'occurence dans notre expérience -3 kV sur la cible et -2.7 kV sur les galettes), vers les galettes de microcanaux qui sont placées en dehors de la trajectoire des particules pour ne pas les intercepter. C'est au niveau des galettes que le nombre d'électrons secondaires est multiplié par un facteur 106

(33)

Figure Il.8: Calotte

de la position qui se fait par des lignes à retard. Ce système de localisation est constitué de deux bobinages de fil de tungstène, un plan de fils pour chacune des directions x et y, sur lesquels est collectée la charge sortant de la deuxième galette de microcanaux. En fait, chaque bobinage a une structure bifilaire: la soustraction des signaux lus sur le fil collectant et non-collectant permet d'éviter les couplages capacitifs.

Par ailleurs, un signal rapide en temps est extrait au niveau de la seconde galette de microcanaux afin d'obtenir un signal en temps de référence pour les signaux provenant des lignes à retard. C'est en mesurant le temps aux deux extrémités du fil qui compose la ligne à retard, que l'on déduit la position du point d'impact. De plus, en faisant la somme de ces deux temps, on ob-tient le temps nécessaire pour parcourir la longueur du fil, temps qui doit donc être constant. Vérifier que ce temps est bien constant permet, au moment du dépouillement des données, de rejeter des événements pathologiques dus à de mauvais déclenchements. Les signaux des positions sont amplifiés par des pré-amplificateurs de gain compris entre 100 et 200 m V /Me V tandis que le signal en temps est relié à un pré-amplificateur de 50 à 100 mV /MeV.

(34)

3. Détection dans la chambre à réaction avant la cible 31

La figure II.8 représente le détecteur Galotte en position par rapport à l'axe du faisceau. Les galettes, ont un diamètre de 70 mm et cette figure permet de se rendre compte de l'encombrement du détecteur. C'est à cause de cet encom-brement que l'on n'a pas pu utiliser les aimants du détecteur, représentés sur la figure II. 7. Cela ne gêne en rien le bon fonctionnement du détecteur mais cela en réduit considérablement la résolution en position, comme nous le verrons au chapitre suivant.

3.3 Détecteur plastique

0

Figure II.9: Détecteur plastique

Les détecteurs plastique sont des scintillateurs organiques, ils convertissent la perte d'énergie des particules chargées qui les traversent en lumière par des phénomènes de transitions électroniques entre niveaux d'énergie des molécules. Notre détecteur, représenté figure II.9 est une plaque de plastique de 2 mm d'épaisseur et de 5 cm sur 7, percée d'un trou de 13 mm de diamètre. Cette plaque est reliée par un guide de lumière en plexiglas à un photomultiplicateur. Ce détecteur permet, par anti-coïncidence, de collimater le faisceau. On peut en effet, rejeter les événements pour lesquels le plastique a été touché. La tension appliquée sur le photomultiplicateur était de +900 V.

(35)

4 Cible d'hydrogène liquide

4.1 La cible en elle-même

Une cible d'hydrogène liquide a été construite pour les besoins de notre expé-rience [37). Notre choix s'est porté sur l'hydrogène liquide (dont la densité est de 0.0708 g/cm3

) plutôt que gazeux, car la cible gazeuse, compte tenu de sa faible

densité (8.988 10-5 _g/cm3

), aurait été de taille beaucoup plus importante (lm

de long environ) et il aurait donc été difficile dans ces conditions d'avoir une ouverture angulaire satisfaisante pour la détection.

Figure II.JO: Cible d'hydrogène avec le système à bascule permettant de position-ner l'une ou l'autre des cibles ou de mettre la cible en position "hors faisceau".

(36)

4. Cible d'hydrogène liquide 33

Par ailleurs, des calculs de pertes d'énergie et de straggling dans l'hydrogène liquide nous ont permis de nous rendre compte que l'épaisseur de 1 cm initiale-ment prévue était trop importante pour les noyaux les plus lourds et il a donc été décidé de faire une double cible ayant deux épaisseurs de 1 cm et 0.5 cm. Un système de bascule avec un soufflet permettait de positionner l'une des deux cibles dans le faisceau ou de retirer complètement l'ensemble (voir figure II.10).

Une double cible a donc été mise au point. Elle est représentée sur la figure II.11 tout d'abord dans une vue de face sur laquelle on voit que les deux cibles possèdent des fenêtres de 2 cm de diamètre, dimension parfaitement adaptée à

la taille du faisceau à cet endroit de la ligne de faisceau. La cible est en fait un bloc de bronze de 4 cm X 7 cm de côté sur 2.6 cm d'épaisseur. Ce bloc a été usiné afin d'obtenir deux parties d'épaisseur respective 1 cm et 5 mm, comme on le voit dans la partie centrale de la figure II.11 et aussi afin de minimiser le volume de la cible: ceci explique le fait que les angles du bloc soient biseautés. Enlever le plus possible de masse de bronze est indispensable car plus la masse est importante, plus son inertie dans les échanges thermiques sera grande et donc plus elle sera difficile à refroidir.

La cible a également subi un traitement dit "de chrome dur" qui permet de durcir la surface du bronze. Cela était particulièrement indispensable au niveau des fenêtres. En effet, il existe un joint entre les portes-fenêtres et la cible qui assure l'étanchéité au niveau des fenêtres. Aux très basses températures auxquelles nous travaillons, ces joints ne peuvent être en caoutchouc et sont donc en indium. Ce matériau est un métal, il résiste aux contraintes thermiques et est également relativement malléable. Par contre, lorsque l'on enlève le porte-fenêtres, par exemple pour changer une des feuilles de Mylar déchirée, le joint d'indium est très difficile à enlever et le traitement de chrome dur permet de pouvoir ôter le joint sans endommager la cible ce qui risquerait de provoquer des fuites.

Le bas de la figure II.11 représente une coupe des deux parties de la cible, où l'on voit les deux épaisseurs nominales de 5 et 10 mm.

4.2 Système cryogénérateur

L'hydrogène se liquéfiant à 20 K à pression atmosphérique, cette cible a nécessité la mise en place d'un système de cryogénie qui est représenté schéma-tiquement figure II.12. La cible est fixée au bout de la tête froide d'une pompe cryogénique habituellement utilisée pour le pompage secondaire des enceintes à

vide de SPEG. Dans ces pompes cryogéniques, les atomes viennent se coller à la tête froide par adsorption et sont éliminés de cette façon. La pompe cryogénique est alimentée par un compresseur représenté figure II.12. Sur cette figure, on voit également le volume tampon de 6 dm3 _{d'hydrogène gazeux qui permettait}

(37)

41 67

ffi

\V ... --~--· .. ...

"

" " 26 9 •. ·•·•·•·•·•·• { , ) -;-·-··· ·•·•·•·•·•·• ··-··· .•.• 0

··1··ê(~> ··· ..

14 . . ' ' "

A

_li'\

w

-w

B

(38)

compresseur LEYBOLD

[J:=====:fR

V tete cryogéniqu LEYBOLD } _déioniséeeau 380v CIBLE H2 .0'20 ep1 O

D

CJCJ volume constant 6,/> HYDROGENE lake-shore CRYOTECHNICS

220 ... évacuatior _{gaz usés}

manomètre détendeur AIR LIQUIDE raccord LEYBOLD HYDROGENE N55 vanne VAT DN25 raccord LEYBOLD 220 ... pompe primair ED'w'ARDS

(39)

de travailler à volume constant, ainsi que le réservoir d'hydrogène permettant de remplir ce volume tampon.

La cible ainsi que la tête froide à laquelle elle est fixée sont représentées de manière plus précise sur la figure II.13. On y voit la tête cryogénique qui, alimentée par le turbo compresseur, permet d'avoir un étage à 80 K, constitué d'un écran, et un étage à 20 K. C'est par contact thermique avec ce dernier que l'hydrogène gazeux, amené par des capillaires dans les deux cibles, se refroidit puis se liquéfie.

Une résistance en arséniure de Gallium fixée à l'extrémité de la cible de 1 cm permet de mesurer la température et donc de contrôler l'état de l'hydrogène.

Des tests sur la cible ont été effectués avant l'expérience afin de voir si la pompe cryogénique permettait de descendre assez en froid et donc de liquéfier l'hydrogène. Il était aussi important de savoir quel était le temps nécessaire pour refroidir la cible, mais également pour la réchauffer.

Sur la figure II.14, la pression de l'hydrogène a été tracée en fonction de sa température lors de la descente en froid. On voit que tout d'abord, la température chute à pression constante avant de rester constante tandis que la pression di-minue. On est alors sur le pallier de changement de phase, lors de la transition gaz-liquide de l'hydrogène. Lorsque l'on continue à refroidir, la pression atteint une limite. Notre système cryogénérateur nous permettait de descendre jusqu'à 15 K, ce qui était parfait, la température de liquéfaction de l'hydrogène à pression atmosphérique étant de 20 K, comme le montre le diagramme de coexistence de phase de l'hydrogène de la figure II.15.

La figure II.16, qui représente la température de la cible au cours du temps, nous montre que nous arrivions à liquéfier la cible en à peu près une heure, temps parfaitement raisonnable.

Restait à tester la remontée en température. Le premiers tests effectués en laissant la cible se réchauffer à température ambiante et sans intervention extérieure, n'ont pas été très concluants puisque la cible n'était remontée qu'à une température de 50 K en une heure. C'est pourquoi, des résistances chauf-fantes ont été placées à l'intérieur de l'étage 80 K. L'utilisation de ces résistances, permet de réchauffer l'ensemble tête-cible en un temps équivalent à la descente en froid, soit une heure. En conséquence, une intervention sur la cible en cours d'expérience n'aurait pas nécessité trop de temps, ce qui est évidemment in-dispensable. La figure II.17 montre les résultats de ces tests de remontée en température, sans résistance chauffante puis avec.

(40)

4. Cible d'hydrogène liquide

Etage 80K

Etage 20K

Collimateur

Diode

- - - -37

Résistances

chauffantes

Figure II.13: Cible d'hydrogène fixée à l'extrêmité de la tête froide de la pompe cryogénique.

(41)

200 180 160

-

140 ~ ' - ' 120 ~ ::,

...

_e

100 'CU o.. 8 Cl) 80 f-, 60 40 20 0

•

• _•

_•

• _•

•

1 1 1600 1500 1400 1300 1200 1100 1000 Pression (mbar)

Figure Il.14: Changement de phase observé en traçant la température de l'hydrogène en fonction de sa pression.

LIQUIDE 1 ---Point triple (14 K, 0.072 bar) Point critique (33 K, 14 bar) 20 GAZ Température (K)

(42)

4. Cible d'hydrogène liquide 250 Q' 200 ..., ~ ::l

ë

150 'CU o.. E ~ 100 50 0 ..._._,_,_..._.,_._~__.__._ ... .,_._~__.__._ ... ..._~_,_,_..._.,_._~~ 0 10 20 30 40 50 60 70 80 250 50 Temps (minutes)

Figure II.16: Refroidissement de la cible.

avec résistances chauffantes sans résistance chauffante 20 30 40 50 Temps (minutes)

Figure II.17: Tests de réchauffement de la cible.

60

(43)

4.3 Fenêtres

• Materiau

La pression de vapeur saturante de l'hydrogène à 20 K est de 1 bar, les fenêtres de la cible doivent donc résister, pour des raisons de sécurité, à

une pression de l'ordre quelques bars, tout en étant aussi fines que possible. Notre choix s'est porté sur des feuilles de Havar de 4.4 µm d'épaisseur. Le Havar est un alliage de cobalt, chrome, fer, nickel, tungstène, molybdène, manganèse et carbone, dont la densité est de 8.3 g/cm3_•

Des tests de résistance de ces feuilles ont montré qu'elles explosaient à des pressions de l'ordre de 4 ou 5 bars, c'est-à-dire bien au-delà des pressions auxquelles nous travaillions.

• Déformation

Compte tenu de la pression à laquelle nous travaillons, les fenêtres subis-sent des déformations et l'épaisseur de la cible n'est donc pas constante. La détermination de la section efficace de réaction faisant intervenir d'une part la probabilité de réaction, d'autre part l'épaisseur de la cible, il faut connaître celle-ci de manière exacte.

L'épaisseur de la cible pouvait être connue par une mesure en perte d'énergie grâce à un collimateur au niveau duquel l'épaisseur est constante. Nous reviendrons plus en détails sur la mesure de l'épaisseur des cibles dans le chapitre suivant.

• Contribution à la probabilité de réaction

A titre d'exemple, pour 1'16₀

à E/ A=65 MeV, la probabilité de réaction sur les fenêtres est de 1.6 10-4 _{alors qu'elle est de 1.8}_10-2 _{dans l'hydrogène. En}

effet, les sections efficaces de réaction sur l'hydrogène et le Havar, sont, pour

1'16₀_à_{cette énergie, de 420 et 2200 mbarn respectivement. La contribution}

due aux fenêtres de la cible et aux différents détecteurs placés en amont de la cible sur le passage du faisceau sera inférieure à 1

%

de celle due à l'hy-drogène et sera de toute façon contrôlée par les mesures faites avec la cible sans hydrogène.